Transcript 下载(右键单击，目标另存为)

1.6 光电效应
光与物质作用产生的光电效应分为内光电效应
与外光电效应两类。内光电效应是被光激发所产生
的载流子（自由电子或空穴）仍在物质内部运动，
使物质的电导率发生变化或产生光生伏特的现象。
而被光激发产生的电子逸出物质表面，形成真空中
的电子的现象称为外光电效应。
本节主要讨论内光电效应与外光电效应的基本
原理。
1.6.1
内光电效应
1. 光电导效应
光电导效应可分为本征光电导效应与杂质光电导
效应两种，本征半导体或杂质半导体价带中的电子吸
收光子能量跃入导带产生本征吸收，导带中产生光生
自由电子，价带中产生光生自由空穴。光生电子与空
穴使半导体的电导率发生变化。这种在光的作用下由
本征吸收引起的半导体电导率的变化现象称为本征光
电导效应。
通量为Φe,λ的单色辐射入射到如图1-10所示的半导
体上，波长λ的单色辐射全部被吸收，则光敏层单位时间
所吸收的量子数密度Ne,λ应为
N e,
Φe,

hbdl
(1-73)
光敏层每秒产生的电子数密度Ge为
Ge  Ne,
（1-74）
在热平衡状态下，半导体的热电子产生率Gt与
热电子复合率rt相平衡。光敏层内电子总产生率
应为热电子产生率Gt与光电子产生率Ge之和
Ge  Gt  Ne,  rt
（1-75）
导带中的电子与价带中的空穴的总复合率R应为
R  K f (n  ni )( p  pi )
（1-76）
式中，Kf为载流子的复合几率，Δn为导带中的光生电子
浓度，Δp为导带中的光生空穴浓度，ni与pi分别为热激
发电子与空穴的浓度。
同样，热电子复合率与导带内热电子浓度ni及价带内空
穴浓度pi的乘积成正比。即
rt  K f ni pi
（1-77）
在热平衡状态载流子的产生率应与复合率相等。
即
Ne,  K f ni pi  K f (n  ni )(p  pi )
（1-78）
在非平衡状态下，载流子的时间变化率应等于载流子的总产生
率与总复合率的差。即
dn
 N e,  K f ni pi  K f (n  ni )(p  pi )
dt
 N e,  K f (np  pni  npi ) （1-79）
下面分为两种情况讨论：
（1）在微弱辐射作用下，光生载流子浓度Δn远小于热激
发电子浓度ni，光生空穴浓度Δp远小于热激发空穴的浓度
pi，并考虑到本征吸收的特点，Δn=Δp，式（1-79）可简
化为 dn  N  K n(n  p )
e ,
f
i
i
dt
利用初始条件t = 0时，Δn = 0，解微分方程得
n  N e, (1  e
t

（1-80）
)
式中τ=1/Kf(ni+pi)称为载流子的平均寿命。
Kf为载流子的复合几率， ni:热激发电子浓度，
pi:热激发空穴的浓度，
由式（1-80）可见，光激发载流子浓度随时间按指数规
律上升，当t>>τ时，载流子浓度Δn达到稳态值Δn0，
即达到动态平衡状态
n0  Ne,
（1-81）
光激发载流子引起半导体电导率的变化Δσ为
  nq  qNe,
（1-82）
式中，μ为电子迁移率μn与空穴迁移率μp之和。
半导体材料的光电导g为
bd qbd
g  

N e ,
l
l
（1-83）
可以看出，在弱辐射作用下的半导体材料的电导与入射辐射
通量Φe,λ成线性关系。
求导可得
q
dg 
d e,
2
hl
由此可得半导体材料在弱辐射作用下的光电导灵敏度Sg
d g q
Sg 

2
d e,
hcl
（1-85）
可见，在弱辐射作用下的半导体材料的光电导灵敏度为与材料性
质有关的常数，与光电导材料两电极间的长度l的平方成反比。
（2）在强辐射的作用下，Δn>>ni，Δp>>pi
（1-79）式可以简化为
dn
 N e,  K f n 2
dt
利用初始条件t = 0时，Δn = 0，解微分方程得
 N e,
n  
 K
 f
式中，
命。

1
K f N e,
1
 2
 tanh t



（1-86）
为强辐射作用下载流子的平均寿
强辐射情况下，半导体材料的光电导与入射
辐射通量间的关系为
1
2
 bd  12
  e ,
g  q 
3
 hK l 
f


（1-87）
抛物线关系。
进行微分得
1
2
1  bd   12
dg  q
 e , d e ,
3
2  hK f l 
（1-88）
在强辐射作用的情况下半导体材料的光电导灵敏度
不仅与材料的性质有关而且与入射辐射量有关，是
非线性的。
2. 光生伏特效应
光生伏特效应是基于半导体PN结基础上的一种将
光能转换成电能的效应。当入射辐射作用在半导体PN结
上产生本征吸收时，价带中的光生空穴与导带中的光生
电子在PN结内建电场的作用下分开，并分别向如图1-11
所示的方向运动，
形成光生伏特电压或光
生电流的现象。
半导体PN结的能带结构如图1-12所示，当P型与N
型半导体形成PN结时，P区和N区的多数载流子要
进行相对的扩散运动，以便平衡它们的费米能级差
扩散运动平衡时，它
们具有如图所示的同
一费米能级EF，并在
结区形成由正负离子
组成的空间电荷区或耗尽区。
当设定内建电场的方向为电压与电流的正方向时，将PN
结两端接入适当的负载电阻RL，若入射辐射通量为Φe,λ
的辐射作用于PN结上，则有电流I流过负载电阻，并在
负载电阻RL的两端产生压降U，流过负载电阻的电流应
为
I  I   I D (e
qU
KT
 1)
（1-89）
式中， IΦ为光生电流，ID为暗电流。
当然，从（1-89）式也可以获得IΦ的另一种定义，当U=0（PN结
被短路）时的输出电流ISC即短路电流，并有
q
d
I sc  I   (1  e )Φe,
h
（1-90）
同样，当I=0时（PN结开路），PN结两端的开路电压UOC
为
U OC
KT
I

ln(  1)
q
ID
（1-91）
光电二极管在反向偏置的情况下，输出的电流为
I=IΦ+ID
（1-92）
光电二极管的暗电流ID一般要远远小于光电流IΦ，因此，
常将其忽略。光电二极管的电流与入射辐射成线性关系
q
d
I
(1  e )Φe,
h
（1-93）
P26 1.15
补充例题：倘若已知光生伏特器件的光电流分
别：I Φ1=300mA ，I Φ2=100mA ,且 IΦ >> ID ，测得开路
电压为：UOC2=520mV，
求开路电压 UOC1= ？设T=300K
U OC
KT
I

ln(  1)
q
ID
U OC
KT
I

ln( )
q
ID
补充例题：倘若已知光生伏特器件的光电流分
别：I Φ1=300mA ，I Φ2=100mA ,且 IΦ >> ID ，测得开路
电压为：UOC2=520mV，
求开路电压 UOC1= ？设T=300K
KT
I
ln(  1)
解：因为 IΦ >> ID 所以 U OC 
q
ID
可以写成： U OC
U OC1  U OC2
KT
I

ln( )
q
ID
KT
I 1 KT
I2
KT
I 1

ln(
)
ln(
)
ln(
)
q
ID
q
ID
q
I2
KT
I 1
KT 300
U OC1  U OC2 
ln(
)  520 
ln(
)
q
I2
q
100
3. 丹培（Dember）效应
如图1-13所示，当半导体材料的一部分被遮蔽，另一部分
被光均匀照射时，在曝光区产生本征吸收的情况下，将产生高
密度的电子与空穴载流子，而遮蔽区的载流子浓度很低，形成
浓度差。
这种由于载流子迁
移率的差别产生受
照面与遮光面之间
的伏特现象称为丹
培效应。
丹培效应产生的光生电压可由下式计算
KT   n   p    n   p n0 
UD 
ln 1 



q   n   p   n0  n  p0  p 
式中，n0与p0为热平衡载流子的浓度；Δn0为半导体表面
处的光生载流子浓度；μn与μp分别为电子与空穴的迁移
率。μn=1400cm2/(V·s)，而μp=500 cm2/(V·s)，显然，
μn>>μp。
半导体的迎光面带正电，背光面带负电，产生光生伏特电压。称
这种由于双极性载流子扩散运动速率不同而产生的光生伏特现象
为丹培效应。
4.光磁电效应
在半导体上外加磁场，磁场的方向与光照方向垂直，当半导体受
光照射产生丹培效应时，由于电子和空穴在磁场中的运动必然受
到洛伦兹力的作用，使它们的运动轨迹发生偏转，空穴向半导体
的上方偏转，电子偏向下方。
结果在垂直于光照方向与
磁场方向的半导体上下表
面上产生伏特电压，称为
光磁电场。这种现象称为
半导体的光磁电效应。
光磁电场为
EZ 
 qBD(  n   p )(p0  pd )
n0  n  p0  p
（1-95）
式中，Δp0，Δpd分别为x=0，x=d处n型半导体在光
辐射作用下激发出的少数载流子（空穴）的浓度；
D为双极性载流子的扩散系数，在数值上等于
D
Dn D p (n  p)
nDn  pDp
（1-96）
其中，Dn与Dp分别为电子与空穴的扩散系数。
5. 光子牵引效应
当光子与半导体中的自由载流子作用时，光子把动
量传递给自由载流子，自由载流子将顺着光线的传播方向
做相对于晶格的运动。结果，在开路的情况下，半导体样
品将产生电场，它阻止载流子的运动。这个现象被称为光
子牵引效应。
在室温下，P型锗光子牵引探测器的光电灵敏度为

 p (1  r )  1  e l

Sv 
Ac
1  rel


 p

 p0

p
1
p0







1.6.2
光电发射效应
当物质中的电子吸收足够高的光子能量，电子将逸出物质表
面成为真空中的自由电子，这种现象称为光电发射效应或称为外
光电效应。
外光电效应中光电能量转换的基本关系为
1
2
h  mv0  Eth
2
表明，具有能量的光子被电子吸收
后，只要光子的能量大于光电发射
材料的光电发射阈值Eth，则质量为
m的电子的初始动能便大于0。
（1-99）
光电发射阈值Eth的概念是建立在材料的能带结构基础上
的，对于金属材料，由于它的能级结构如图1-15所示，
导带与价带连在一起，因此，它的光电发射阈值Eth等于
真空能级与费米能级之差
Eth  Evac  E f
（1-100）
式中， Evac为真空能级，一般设为参考能级为0；费米能
级为低于真空能级的负值；因此光电发射阈值Eth大于0。
对于半导体，情况较为复杂，半导体分为本征半导体与杂质半导
体，杂质半导体中又分为P型与N型杂质半导体，其能级结构不同，
光电发射阈值的定义也不同。图1-16所示为三种半导体的综合能级
结构图，由能级结构图可以得到处于导带中的电子的光电发射阈
值为
Eth  E A
即导带中的电子接收的能量
大于电子亲合势为EA的光子
后就可以飞出半导体表面。
而对于价带中的电子，其光电发射阈值Eth为
Eth  Eg  E A
（1-102）
光电发射长波限为
hc 1239
L 

(nm)
Eth
Eth
（1-103）
利用具有光电发射效应的材料也可以制成各种光
电探测器件，这些器件统称为光电发射器件。
光电发射器件具有许多不同于内光电器件的特点：
1. 电发射器件中的导电电子可以在真空中运动，因此，可以通
过电场加速电子运动的动能，或通过电子的内倍增系统提高光电探
测灵敏度，使它能高速度地探测极其微弱的光信号，成为像增强器
与变相器技术的基本元件。
2. 很容易制造出均匀的大面积光电发射器件，这在光电成像器
件方面非常有利。一般真空光电成像器件的空间分辨率要高于半导
体光电图像传感器。
3. 光电发射器件需要高稳定的高压直流电源设备，使得整个探
测器体积庞大，功率损耗大，不适用于野外操作，造价也昂贵。
4. 光电发射器件的光谱响应范围一般不如半导体光电器件宽。
习题
• 11、12、13、15