A p-n és a p-i-n fotodiódák

A p-n fotodióda. A fotodióda detektorok működése is fotogenerált töltéshordozókon alapul. A fotodióda egy p-n átmenet, amelynek záróirányú árama növekszik, ha fotonokat abszorbeál. Bár a p-n és p-i-n fotodiódák általában “gyorsabbak”, mint a fotovezetők, de nem erősítenek.

Tekintsünk egy megvilágított, záróirányban előfeszített p-n átmenetet (l. 2.1 ábra).

A fotonok mindenhol abszorbeálódnak, $\alpha $ abszorpciós koefficienssel. Valahányszor egy foton abszorbeálódik, egy elektron-lyuk pár generálódik. De a töltéshordozók csak ott áramolhatnak bizonyos irányban, ahol elektromos tér van jelen. Mivel a p-n átmenetben csak a kiürülési rétegben tartható fenn elektromos tér, ezért ebben a térrészben érdemes fototöltéshozókat generálni.

Elektron-lyuk párok három helyen generálhatók:

1. A kiürülési rétegben generált elektronok és lyukak (1. tartomány) egy erős elektromos tér hatására gyorsan sodródnak, ellentétes irányban. Mivel az elektromos tér mindig az n$\rightarrow $p irányba mutat, az elektronok az n-oldal felé, a lyukak a p-oldal felé mozognak. Végeredményben a keletkezett fotoáram a külső áramkörben mindig záróirányú (n-ből a p felé irányul). Mindegyik töltéshordozó pár a külső áramkörben egy $e$-töltésű ($G=1$) elektromos áram impulzust generál, mivel rekombináció a kiürülési tartományban nem jöhet létre.
2. A kiürülési rétegtől távol (3. tartomány) generált elektronok és lyukak nem áramolhatnak, transzportálódhatnak elektromos tér hiányában, hanem rendszertelen mozgást végeznek mindaddig, amíg rekombináció útján meg nem semmisülnek. Jelentősen nem járulnak hozzá a külső elektromos áramhoz.
3. A kiürülési rétegen kívül, de ahhoz közel (a 2. tartományban) generált elektron-lyuk párok véletlenszerű diffúzió révén a kiürülési rétegbe véletlenszerűen beléphetnek. Egy p-oldalról jövő elektron gyorsan áthalad az átmeneten, és így $e$-töltéssel járul hozzá a külső áramhoz. Az n-oldalról érkező lyuk hasonló hatást gyakorol az áramra.

Fotodiódát számos félvezetőanyagból elő lehet állítani; binér, terner és kvaterner vegyület-félvezetők­ből éppen úgy, mint SiC-ból, InGaAs-ból és InGaAsP-ból. Az eszközök néha úgy vannak megkonstruálva, hogy a fény a p-n átmeneti tartományra merőlegesen esik be, nem pedig párhuzamosan. Ebben az esetben a kiürülési rétegben kialakuló többlet töltéshordozók diffúziója megnöveli $\eta $-t, de ezt ellensúlyozza az anyag vastagságának csökkenése, amely viszont csökkenti $\eta $-t.

Válasz idő. A kiürülési rétegen átsodródó (driftelő) töltéshordozóknak tranzit-ideje ($w_{d}/v_{e}$ elektronokra, $w_{d}/v_{h}$ lyukakra) és az $RC$ válasz-idő fontos szerepet játszik a fotodióda detektor válasz-idejének meghatározásában. Az eredő áramköri áramot mutatja az 1.6 (b) ábra, az $x$ helyen generált elektron-lyuk párra.

Fotodiódákban van egy további járulék a válasz-időhöz, amely a diffúziótól származik. A kiürülési rétegen kívül, de ahhoz elegendően közel generált töltéshordozóknak a bediffundáláshoz időre van szükségük. Ez egy viszonylag lassú folyamat, összehasonlítva az áramlással (sodródással). A folyamatra rendelkezésre álló maximális idő a töltéshordozók élettartama ($\tau _{p}$ az elektronokra a p-tartományban, és $\tau _{n}$ a lyukakra az n-tartományban). A diffúziós idő hatása csökkenthető p-i-n dióda használatával (l. később). Mindamellett, a fotodiódák általában gyorsabbak, mint a fotovezetők, mivel az erős tér a kiürülési tartományban nagy sebességre gyorsítja a fotogenerált töltéshordozókat. Továbbá, a fotodiódáknál nem lépnek fel a fotodetektoroknál gyakori csapda effektusok.

Előfeszültség. A fotodiódának mint elektronikai eszköznek az áram-feszültség ($i-V$) összefüggése a következőképpen írható fel:

\begin{equation} i=i_{s}\left[e^{\frac{eV}{kT}}-1\right]-i_{p}, \end{equation}

(2.1)

amelyet a 2.2 ábrán mutatunk be. Ez egy p-n átmenet szokásos $i-V$ relációja, amelyhez hozzáadtunk egy $-i_{p}$ fotoáramot, amely arányos a foton-fluxussal.

A fotodióda működésének három klasszikus módja van: a nyitott áramkörű (fotofeszültségi), a rövidzárt áramkörű és a záróirányban előfeszített (fotovezetési) mód. Nyitott áramkörű módban (2.3 ábra) a fény elektron-lyuk párokat generál a kiürülési tartományban. A réteg n-oldalán felszabadított többlet elektronok rekombinálódnak a p-oldali lyukakkal, és fordítva. A nettó eredmény: növekedés az elektromos térben, amely létrehoz az eszközön egy, a $\Phi $ foton-fluxussal növekvő $V_{p}$ fotofeszültséget. Ezt a működési módot használják pl. a napelemekben. A fotovoltaikus fotodióda érzékenységét $\mathrm {V/W}$-ban mérik, és nem $\mathrm {A/W}$-ban. A rövidzárt áramkörű ($V=0$) módot illusztrálja a 2.4 ábra. A rövidzárási áram egyszerűen az $i_{p}$ fotoáram.

Végül, egy fotodióda működhet záróirányban előfeszített vagy ”fotovezetési” módban, amint ezt a 2.5 (a) ábra mutatja. Ha egy sorba kapcsolt terhelő ellenállás van az áramkörben, a működési feltételeket a 2.5 (b) ábra illusztrálja.

A fotodiódák rendszerint erősen záróirányban előfeszített módban működnek a következő okokból:

• Az erős záróirányú előfeszítés egy erős elektromos teret hoz létre az átmenetben, amely megnöveli a töltéshordozók drift sebességét, ennélfogva csökken a tranzit idő.
• Az erős záróirányú előfeszítés megnöveli a kiürülési réteg szélességét, ennélfogva csökkenti az átmeneti kapacitást és javítja a válasz időt.
• A kiürülési réteg szélességének növelésével egy nagyobb fotoérzékeny felülethez jutunk.

A p-i-n fotodióda. Detektorként, a p-i-n fotodióda számos előnnyel rendelkezik a p-n fotodiódával szemben. A p-i-n dióda egy p-n átmenet, amelyben szendvicsként a p és az n rétegek között egy intrinsic (rendszerint gyengén adalékolt) réteg van elhelyezve. A dióda változó előfeszítési feltételek mellett működhet. Az energia-sáv diagramot, a töltéseloszlást és az elektromos tér eloszlását illusztráljuk egy záróirányban előfeszített p-i-n diódára a 2.6 ábrán. Ez a szerkezet képes kiszélesíteni az elektromos tér tartományát, valójában képes megnövelni a kiürülési réteg szélességét.

A p-i-n szerkezetű fotodiódák a következő előnyöket kínálják

• Növelve a készülék kiürülési rétegének szélességét (ahol a generált töltéshordozók áramlás útján mozoghatnak) növekszik a fény elnyelésére rendelkezésre álló terület.
• Növelve a kiürülési réteg vastagságát, csökken az átmenet kapacitása és ennélfogva az $RC$ időállandó. Másrészről a tranzit idő növekszik a kiürülési réteg szélességével.
• Csökkentve a készülék diffúziós úthosszának és áramlási úthosszának arányát, a töltéshordozók gyorsabb áramlási folyamata révén, növekszik a generált áram részaránya.

Heteroszerkezetű fotodiódák

Két különböző tiltott sáv szélességű félvezetőből kialakított heteroszerkezetű fotodiódák sokszor előnyösebbek, mint az egyetlen anyagból gyártott p-n átmenetek. Egy nagy tiltott sávszélességű anyagot ($E_{g}>h\nu $) magában foglaló heteroátmenetben, pl. a nagy áteresztőképességnek köszönhetően a kiürülési tartományon kívül az optikai abszorpció minimálissá tehető. A nagy tiltott sávszélességű anyagot ekkor ,,ablak rétegnek" nevezzük. Különböző anyagok használata tehát nagy flexibilitású eszközök készítését teszi lehetővé. Néhány anyagrendszer gyakorlati szempontból különösen érdekes:

• Az  $\mathrm{Al_{x}Ga_{1-x}As/GaAs}$  (az AlGaAs rácsilleszkedésű egy GaAs szubsztráthoz) a $0,7-0,87\mathrm {\mu m}$ hullámhossz tartományban hasznos.
• Az  $\mathrm{In_{x}Ga_{1-x}/InP}$  (InGaAs rácsilleszkedésű az InP szubsztráthoz), az összetétel beállításával megoldható az $1300-1600\mathrm {nm}$ hullámhossztartományban és különösen érdekes az optikai szálakkal történő távközlésben. Egy tipikus InGaAs p-i-n fotodióda, amely $1550\mathrm {nm}$-nél működik, $\eta =0,75$ kvantumhatásfokkal és érzékenységgel $\mathcal{R}\approx 0,9\mathrm {A/W}$ rendelkezik.
• A  $\mathrm{Hg_{x}Cd_{1-x}Te/CdTe}$  olyan anyag, amely nagyon hasznos a spektrum a középső infravörös tartományában. Ez azért lehetséges, mert a  HgTe  és  CdTe  közel azonos rácsparaméterekkel rendelkezik, ennélfogva rácsilleszthető közel minden összetételnél. Ez az anyag az összetételének változtatásával hangolható tilossáv szélességgel rendelkezik, és így a $3-17\mathrm {\mu m}$ közötti hullámhossztartományban működik. Alkalmazási területük: éjszakai látás, termikus képalkotás és hosszú hullámú fényhullám távközlés.
• A kvaterner anyagok, mint pl. az $\ \mathrm{In_{1-x}Ga_{x}As_{1-y}P_{y}/InP}\ $ és a $\ \mathrm{Ga_{1-x}Al_{x}As_{y}Sb_{1-y}/GaSb}\ $, és amelyek a $0,92-1,7\mathrm {\mu m}$ tartományban használhatók azért is érdekesek, mert a négy elem egy további szabadságfokot biztosít, ami lehetővé teszi a rácsilleszkedést, a különböző, összetételileg meghatározott $E_{g}$ értékek elérését.

  Schottky-korlátú fotodiódák. A fém-félvezető fotodiódákat (Schottky-korlátú fotodiódáknak is nevezik) fém-félvezető heteroátmenetekből készítik. Vékony, féligáteresztő fém filmet használnak egy p-típusú (vagy n-típusú) réteg helyén, a p-n átmenetű fotodiódában. A vékony filmet néha egy fém-félvezető ötvözetből készítik, amely egy fémhez hasonlóan viselkedik.

  a Schottky-korlátú szerkezetet és annak energiasáv diagramját mutatja sematikusan a 2.7 ábra.

A Schottky-korlátú fotodiódák több okból hasznosak:

• Nem minden félvezetőt lehet elkészíteni mind p-típusú, mind n-típusú formában; a Schottky-készülékek különösen hasznosak ezekben az anyagi rendszerekben.
• Látható és ultraibolya fény detektálására használt félvezetők a tiltott sávszélességet jóval meghaladó energiájú fotonokra nagy abszorpciós koefficienssel rendelkeznek. Ennek következtében jelentős felületi rekombináció zajlik és a kvantumhatásfok lecsökken. A fém-félvezető átmenetben egy kiürülési réteg van közvetlenül a felületnél, amely eltünteti a felületi rekombinációt.
• A p-n és a p-i-n átmenetű fotodiódák válasz-sebességét részben korlátozzák a kiürülési tartományon kívül, de ahhoz közel generált fototöltéshordozókkal kapcsolatos lassú diffúziós áramok. Ezen nem kívánt abszorpció csökkentésének egy módja, az egyik átmeneti réteg vastagságának csökkentése. Azonban, ezt a készülék soros ellenállásának lényeges növelése nélkül kellene elérni, mivel egy ilyen növekedés – az $RC$-időkonstans növekedése révén – nem kívánatos sebességcsökkenéssel járna. A Schottky-korlátú szerkezet teljesíti ezt a kívánalmat, a fém alacsony ellenállása miatt. Továbbá, a Schottky-korlátú szerkezetek többségi-töltéshordozó készülékek és ennélfogva gyors válaszúak és nagy a működési sávszélességük. Könnyen elérhetőek pikoszekundumos válaszidők, amelyek mintegy $100\mathrm {GHz}$ sávszélességnek felelnek meg.

Lavina fotodiódák

Egy lavina fotodióda (APD) úgy működik, hogy minden detektált fotont mozgékony töltéshordozó párok sokszorosává alakít át. Ekkor gyenge fény is képes olyan áramot kelteni, amely elegendően nagy ahhoz, hogy az APD-t követő elektronika segítségével detektálható legyen. A készülék úgy van kialakítva, mint egy záróirányban erősen előfeszített fotodióda, amelyiknek átmeneti rétegében az elektromos tér nagy. A töltéshordozók ennélfogva elegendő energiára tehetnek szert ahhoz, hogy új töltéshordozókat gerjesszenek ütközési ionizációs folyamatok révén.

A 2.8 ábrán egy tipikus elektron-lyuk pár keletkezésének folyamatát mutatjuk be az APD kiürülési tartományában.

Egy foton abszorbeálódik az 1 pontnál, létrehozva egy elektron-lyuk párt (egy elektront a vezetési sávban és egy lyukat a valenciasávban). Az elektron gyorsul az erős elektromos tér hatása alatt, ennélfogva növekszik az energiája a vezetési sáv aljához viszonyítva. Ez a gyorsulási folyamat állandóan megszakad a ráccsal való véletlenszerű ütközések következtében, amelyek során az elektron elveszíti megszerzett energiájának egy részét. Ezek a konkuráló folyamatok okozzák, hogy az elektron elér egy átlagos sebességet. Lehetséges, hogy az elektron szerencsés és szert tesz egy $E_{g}$-nél nagyobb energiára a folyamat alatt bizonyos időben, és egy szekundér elektron-lyuk párt kelt ütközési ionizáció révén (mondjuk 2-nél). A két elektron ekkor a tér hatása alatt gyorsul, és közülük mindegyik lehet okozója egy további ütközési ionizációnak. Az 1 és 2 pontoknál generált lyukak szintén gyorsulnak és bal felé mozognak. Ezek mindegyike tehát kiválthat egy ütközési ionizációt, ha elegendő energiája van, ily módon generálva egy lyuk-iniciált elektron-lyuk párt (pl. a 3 pontnál).

Zaj fotodetektorokban

A fotodetektor érzékeny a foton-fluxusra (vagy optikai teljesítményre). Az (1.4)-gyel megegyezésben, egy $\Phi $ foton-fluxus ($P=h\nu \Phi $ optikai teljesítmény) előidéz egy foton-fluxussal arányos $i_{p}=\eta e\Phi =\mathcal{R}P$ áramot. Ezenkívül, a valóságban az elektromos áram generál a készülékben egy véletlenszerű $i$ mennyiséget, amelynek értéke fluktuál az $\overline{i}\equiv i_{p}=\eta e\Phi =\mathcal{R}P$ átlagos érték felett és alatt. Az $i$ fluktuációit – amelyet általában zajnak tekintünk – az áram $\sigma _{i}$ standard eltérésével jellemezzük, ahol $\sigma _{i}^{2}=\langle (i-\overline{i})^{2}\rangle $. Zéró átlagú áramra ($\overline{i}=0$) a standard eltérés lecsökken az áram négyzetes középértékének négyzetgyökére, $\sigma _{i}=\langle i^{2}\rangle ^{1/2}$.

A foton-detektálási folyamtokban a zaj számos forrása benne rejlik:

• Foton-zaj. A zaj legalapvetőbb forrása maguknak a fotonoknak a véletlenszerű érkezésével kapcsolatos, amelyet rendszerint a Poisson statisztika ír le.
• Fotoelektron-zaj. Egy $\eta <1$ kvantum-hatásfokú foton detektorban, egyetlen foton egy fotoelektron-lyuk párt kelt, $\eta $ valószínűséggel és nem kelt $1-\eta $ valószínűséggel. Mivel a fototöltéshordozó-generálás folyamata véletlenszerű, ez is egy zajforrás.
• Erősítés-zaj. Az erősítési folyamat, amely egy belső erősítést szolgáltat bizonyos fotodetektorokban, így pl. fotovezetőkben és APD-kben, sztochasztikus. Mindegyik detektált foton véletlen számú ($G$) töltéshordozót kelt, amelynek átlagos értéke $\overline{G}$. Az erősítés fluktuációja függ az erősítési mechanizmus természetétől.
• A vevő áramkör zaja. Egy optikai vevő elektromos áramkörében a különböző áramköri elemek, mint pl. az ellenállások és tranzisztorok, mind hozzájárulnak a vevő áramkör zajához.

A zajnak ezt a négy forrását sematikusan illusztrálja a 2.9 ábra.