Розрахунок та проектування приладу оптоелектроніки фототиристор (стр. 3 из 4)

Якщо величини, що входять до виразу (2.14) відомі, то, вимірюючи

, можна визначити квантовий вихід β. На рис. 2.6, а наведена спектральна характеристика квантового виходу для германію та кремнію. Видно, що при 300 К аж до 2.7 еВ для германію та до 3 еВ у кремнію β=1. При подальшому зростанні енергії фотона квантовий вихід різко збільшується. Це відбувається тому, що поглинання фотону настільки великою енергією супроводжується виникненням «гарячих» носіїв заряду, що мають енергію, достатню для утворення вторинних електронно-діркових пар шляхом ударної іонізації. Оскільки ширина забороненої зони кремнію зменшується при підвищенні температури, то межа росту квантового виходу, як видно з рис. 2.6, б, зміщується в бік менших енергій.

2.3 Фотоефект в

переході

В

переході існує потенційний бар’єр, обумовлений електричним полем яке проявляється в результаті дифузії основних носіїв заряду через перехід.

Рисунок 2.7 – Енергетична схема

переходу і струми при термодинамічній рівновазі (а) та при освітленні (б, в)

При термодинамічній рівновазі положення рівня Фермі у всій системі постійно і енергетична система

переходу має вигляд, що зображений на рис. 2.7, а. в цьому випадку струми обумовлені вільними носіями заряду, що генерують за рахунок теплового збудження, та в рівновазі сумарний струм дорівнює нулю. При прийнятому позначенні струмів, я це зроблено на рис.2.7, а, умова рівноваги буде записана у вигляді

2.15

В цьому рівнянні кожна пара струмів електронів і дірок дорівнює нулю

2.16

так як кількість перехідних носіїв заряду в прямому та зворотному струмах напрямках при термодинамічній рівновазі рівні. Але потоки неосновних носіїв заряду – електронів із

області і дірок із області є не що інше, як електронна та діркова складові струму насичення в вольт-амперній характеристиці діода. Повний струм насичення

2.17

Розглянемо

перехід, на який падають фотони з енергією, що більше, ніж ширини забороненої зони (рис. 2.7, б). В результаті поглинання фотону виникає електронно-діркова пара. Під дією внутрішнього поля в переході створені світлом носії заряду рухаються в протилежних напрямках: дірки – в область, а електрони – в область (див. рис.2.7, б). ці нерівноважні носії заряду, що перейшли через перехід, створять додаткову щільність струму яку позначимо . Так як надлишкові дірки, що перейшли в область, зменшують негативний об’ємний заряд, то енергетичні рівні в області, знижуються і в результаті цього відбувається зниження потенційного бар’єру. Отже, розподіл зарядів призводить до виникнення різниць потенціалів (рис.2.7, в). Електрони з області і дірки з області, долаючи знижений потенціальний бар’єр , будуть переходити відповідно в і області. При цьому струми, обумовлені інжектованими носіями заряду, направлені з в область (рис.2.7, в).

Стаціонарний стан встановиться тоді, коли число створюваних світлом електронно-діркових пар зрівняється з числом носіїв заряду, що ідуть через знижений потенційний бар’єр

переходу. Фото-ЕРС, що виникла в переході носить назву вентильної. Отже, освітлений перехід діє як фотоелемент. Для визначення вентильної фото-ЕРС запишемо, рівняння для струму , що тече через перехід:

2.18

Тут щільність струмів неосновних носіїв заряду при освітленні

і , як видно з рис.2.7, в рівні своїм значенням в рівновазі:

2.19

Щільності струмів основних носіїв заряду при освітленні

і в результаті зниження потенційного бар’єру на збільшуються і стають рівними:

2.20

2.21

Об’єднуючи вирази (2.19 – 2.21), отримаємо:

2.22

Або

2.23

звідки маємо:

2.24

Рівняння (2.24) є рівнянням фотодіода для будь-якого режиму.

Для визначення вентильного фото-ЕРС

, яка відповідає напрузі на затискачах розімкненого ланцюга, необхідно покласти . Тоді

2.25

Значення

визначається числом надлишкових носіїв заряду, створених світлом і тих, що дійшли до переходу. Якщо через позначимо число фотонів, що падають кожної секунди на одиницю поверхні, через β - квантовий вихід, тобто кількість електронно-діркових пар, що виникають на один фотон, а через γ – долю непрокомбінованих пар носіїв заряду, що прийшли до переходу, то

2.26

Цей вираз справедливий для випадку, коли все світло, що падає на напівпровідник поглинається. Враховуючи (2.26) вираз (2.25) прийме вигляд:

2.27

При високому рівні освітлення, коли

, маємо:

2.28

При низькому рівні збудження, коли

, користуючись розкладанням в ряд, отримаємо

2.29

тобто вентильна фото-ЕРС при низькому рівні збудження пропорційна інтенсивності світла.

Отримані залежності вентильної фото-ЕРС від інтенсивності збуджуючого світла достатньо добре узгоджуються з експериментальними даними, як це видно з рис.2.8 та 2.9, на яких проведені вольт-амперна та люкс-амперна характеристики для германієвого фотодіода в вентильному режимі. З рис.2.8 виходить, що малим струмам відповідає граничне для даного освітлення значення фото-ЕРС.