1.1 光电效应 所示，光照射在半导体材料上，释放电子空穴对，产生电流。光子将能量转移到辐射材料的原子中，将空穴和电子载流子激发到导态。进入导态后，载流子并不一定会参与电流的流动。在半导体结耗尽区内释放出的载流子组成了光电流的主要部分，这主要是因为耗尽区的电场对载流子的加速作用。在耗尽区中存在的已经电离的或耗尽的原子支撑了跨过PN 结的电势差。此电场使载流子向二极管的上下端加速移动，为载流子增加了传导能量并减少了复合概率。PN 结外加反向偏置电压，可以扩大耗尽区，使更多的半导体材料成为载流子加速区。然而，在没有外加反向偏置电压时，在PN 结内建电场的作用下，耗尽区仍然存在。热运动产生的载流子扩散穿过PN 结形成净电荷层。最终，净电荷形成的跨过PN 结的电场与这种扩散运动相平衡，形成了PN 结内建电场。在耗尽区以外释放出来的载流子在半导体材料里面扩散，直到到达耗尽区或被复合。到达耗尽区的载流子在电场加速作用下被传送到二极管的两端，成为传导电流的一部分。典型情况下，只有在耗尽区一个扩散长度内生成的载流子才会成为传导电流。光电二极管结构和光波长是影响光电转化效率的重要因素。
这里，半导体掺杂浓度和结深度是关键参数。轻度掺杂材料通过减少单位体积内的掺杂原子数扩大耗尽区。这些掺杂物或选择性杂质添加，生成了含有势阱或电子载流子的原子，其能级接近半导体材料的导带能级。在它们的高能态，这些原子更容易电离，一旦离子化，它们就会支撑耗尽区的电场。这样，轻度掺杂扩大了耗尽区的体积，由裸露电荷占据了耗尽区并支撑着内建电场。遗憾的是，电气接触要求材料具有低电阻率，这一点限制了轻度掺杂的选择。PN 结的深度和广度不仅决定了耗尽区的位置，还确定了有效响应的光波长。光子产生载流子的深度是与光波长成比例的一个深度范围。这样，薄型PN 结可以有效转化短波长的光，其耗尽区可以囊括绝大部分光生载流子。然而，对于长波长，则需要更大的耗尽区才能有效转化，这一点我们在后面的PIN 光电二极管会有讨论。对于给定的光电二极管和给定的波长，光电二极管响应度通过ip ＝ re 描述了最终效率1。这里，r?是二极管的通量响应率，?e 是辐射通量的功率，单位：瓦。由于载流子漂移形成光电流的两种不同的机制，导致了ip的交流响应表现出了双时间常数的特性2。如上所述，无论耗尽区内部还是外部产生的载流子都对光电流的形成有所贡献。在电场加速作用下，耗尽区内部生成的载流子迅速移向二极管的两端。形成了ip电流的快速或渡越电流部分idr，这些电流受耗尽区的漂移时间控制。耗尽区外部生成的载流子开始受方向或速度的影响很小，漂移缓慢。当这些外部生成的载流子到达耗尽区时，它们也迅速移动，但是最初的扩散时间形成了ip电流的扩散部分idi。两种电流结合为时域电流ip （t） ＝ αdr idr （t） + αdi idi（t），其中αdr 和αdi分别表示渡越和扩散电流部分的系数。这将产生阶跃响应ip （t） ＝ ip （∞）（1 - αdr e- t/τdr - αdi e- t/τdi）其中，τdr和τdi为时间常数，分别描述渡越和扩散的响应特性。图1.2显示了这两个响应和它们的合成ip（t）的曲线。idr和idi的曲线形状反映出时间常数τdr和τdi有很大的差别。两曲线结合后生成的ip曲线含有典型双时间常数。最初，ip上升迅速，这要归因于idr的效果，之后，ip会经历一个idi造成的较长的建立时间，这个建立时间定义了光电二极管的基本交流响应极限。但是，由于光电二极管的电容和监测放大器的带宽限制，大多数光电二极管在应用时都会引入更多更显著的限制。这些其他影响会在第3 章中进行讨论。
1.2 光电二极管模拟电路 可以用分立电子元件建立光电二极管的特性模型，便于应用电路的分析。如图1.3所示，模型包括一个理想二极管、一个电流源以及其他附加的寄生单元。电流源ip代表光电二极管信号，二极管则再现了正向偏置状态的电压条件。RD代表二极管的暗电阻，即零偏置时的结电阻。对于大多数应用来说，暗电阻的阻值很大，流过的电流很小，可以忽略。类似地，半导体材料的串联电阻RS值很小，一般也可以被忽略。然而，寄生电容CD却会对大多数的光电二极管应用产生深远的影响。电容引起的稳定性、带宽和噪声优化等都会在后面的章节中进行讨论。CD代表光电二极管PN 结的电荷储存效应，它会随二极管面积和电压变化而变化。二极管面积越大，PN结储存电荷也就越多，相应的CD值也就越大。二极管反向偏置提高了PN 结的耗尽区宽度，相当于有效地增加了电容器两极板之间的距离，从而降低了CD值。电压对CD的影响CD ＝ CD01 + VR / φBCD0 是光电二极管零偏置电容，φB 是二极管PN 结的内建电压。CD0不变，反向偏置电压VR 与φB 的比值越大，CD 就越小。实际电路应用都会降低电容CD，这种电容的减小对实际应用电路的好处将会在第4 章中进行量化分析。这个光电二极管模型的简化版本有助于很好地解释光电二极管的特性曲线。对一个光电二极管，改变二极管两端电压进行扫描，测量端子间的电流，可得出二极管的特性曲线。由于光电二极管内部会生成光电流，因此会引入另一个变量。但是，为了评估光电二极管的性能，我们需要区分二极管的终端电流和光生电流。
图1.4 说明了图1.3 中的电流源和光生电流的区别。由于暗电阻影响很小，该简化模拟电路忽略了暗电阻。类似地，由于通常的特性曲线测量属于低频区域，因此电容CD也被忽略了。利用该模型，我们给端点加上测试电压ep，生成终端电流 iT ＝ id -ip。这里，测量产生的二极管电流id把测量电流iT与光生电流ip区别开来。外加ep极性的不同可能影响也可能不影响特征曲线的直观评价结果。
图1.4 为零照度通量?e＝0的曲线和一些通量密度是测量得到的照度通量?em的整数倍的对应曲线。这些测量曲线显示了相似的二极管电流电压特性，只是由于照度通量的不同产生了偏移的变化。然而，解释曲线的光子增益需要从垂直轴转换到水平轴，比较通过零点的电压ep。对于ep ≤ 0，模型中的二极管保持反偏状态，id ＝ 0，iT ＝ -ip。测量的电流直接反映二极管光子响应。在这个曲线的这一区域，零照度或?e ＝ 0 使ip 在最小的漏电或暗电流水平。ip 的值随?e 的值线性增加，图中iT ＝ - ip 曲线垂直向下平移。曲线之间的垂直间隔反映光子增益和光电二极管的响应率，即先前ip ＝ r??e 表达式中的r?。在同一区域内，曲线的倾斜反映出光电二极管的响应率随反向偏置电压的增大而增大。正如前面所提到的，这个反向偏置增加了二极管损耗区的宽度，也就增长了响应率。这个ep ＜ 0 的区域代表着光电导区或光电二极管响应的电流输出区。对于ep ＞ 0，二极管变成了前向偏置并且影响着测量到的电流。这样id ≠ 0，前向偏置增加了测量电流 iT ＝ id - ip。在曲线的这一区域，曲线的路径不再只反映光子响应。不过，这些曲线的间隔仍然代表了光子增益，这是因为这些间隔是由ip的变化独自产生的。曲线的水平间隔反映了光电二极管的光伏模式或电压输出模式的光子增益。在实际的光伏的模式下，没有ep 测量信号驱动电路。而是由ip 供应二极管的全部电流，在图1.4 中，id ＝ip，产生电压ep 作为输出信号。ip 流过二极管产生ep ＝ VtlnipID，这里Vt＝KT/q是半导体结的热电压，ID是二极管的暗电流或反向饱和电流。先前的ip变量和照度?e的线性关系表示为ip ＝ r??e。这样得到表达式ep ＝ Vt ln r??eIDep 是光强的对数函数而不是线性函数。1.3 光电二极管的变体 基本光电二极管的两个变体提高了二极管的响应特性。PIN光电二极管增加了光谱宽度或光频率范围，因而产生了高效的光子响应。雪崩光电二极管大幅度地增加了输出电流和响应速度，这主要通过允许二极管偏置在击穿电压的边缘来实现。
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