【ch09】半導體中的光吸收和光探測器

半導體中的光吸收和光探測器第九章半導體光電子學

01本征吸收

在1.2節(jié)中我們已提到在直接帶隙躍遷吸收中，可以產生允許的和禁戒的躍遷。由式(1.2-25)和式(1.2-26)可以看出，當滿足動量守恒時發(fā)生允許的直接帶隙躍遷。圖9.1-2給出了一種允許的直接帶隙躍遷能帶圖，E;和Er分別代表躍遷的初態(tài)和終態(tài)。這是一種直接帶隙半導體材料，價帶能量的最大值所對應的波矢ky=kmax與導帶能量最小值的波矢ke=kmin

均在布里淵區(qū)的原點，即kvmax=kcmin=0。這時允許的直接躍遷有最大的躍遷幾率，且躍遷矩陣元與波矢k基本無關。

1.1直接帶隙躍遷引起的光吸收

1.1直接帶隙躍遷引起的光吸收

式中，A'為比例常數。實際上，導帶不可能是平坦的，E～k曲線往往呈現(xiàn)多極值，因而其效果是使上述吸收系數需倍乘以一常數因子，并以m;代表隱含在A'中的價帶電子有效質量ma和導帶電子有效質量me。m;稱為折合質量，表示為同時因為躍遷幾率Bi?為常數，因而可將吸收系數寫為其中A仍為常數。由于采取的單位制和表述上的不同，不同文獻對上述常數A有不同的表達式2],在此我們按照史密斯(Smith)[]采用M.K.S.單位制表示式

1.1直接帶隙躍遷引起的光吸收

式中，m,為自由電子的質量，其余都是所熟知的符號，只是用后表示與偶極矩陣元|M2有關的振子強度，fm=2|MPhom,它通常是數量級為1的因子。式(9.1-8)所能適用的范圍是有限的，當(hv-E)的值較大時，吸收系數隨hv變化緩慢，α隨hw上升的曲線斜率與能帶的形狀有關。而且當(hv-E?)與激子激活能(關于激子吸收將在9.2節(jié)中討論)可以相比擬時，式(9.1-7)還應做適當修改。即使hv→0,此時吸收系數并不為零而趨于一穩(wěn)定值；

1.1直接帶隙躍遷引起的光吸收

在1.2節(jié)中我們已經提到，當導帶能量最小值與價帶能量最大值不對應同一k值，即kemin≠kmax時，不滿足動量守恒，但實驗上卻觀察到電子在這兩個能量極值之間的躍遷所引起的光吸收，因而必定有聲子參與了躍遷過程，即必須通過吸收聲子或發(fā)射聲子才能使電子從初態(tài)“O”躍遷至終態(tài)“m”。圖9.1-4表示出這種間接帶隙躍遷可以有兩種方式來完成，而每種方式又均可分兩步來實現(xiàn)，即“O”→I→“m”或“O”→I→“m”。對于從始態(tài)“O”經中間態(tài)(I或I')至終態(tài)“m”的躍遷來說，每一步都滿足動量守恒但能量不守恒，然而兩步合起來能量卻是守恒的。

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收

值得指出的是，在這種能帶結構中也可以發(fā)生從價帶頂(k=0)至導帶次能谷的豎直躍遷或直接躍遷，如圖9.1-5中的箭頭A表示。只是由于導帶底(對應k=kmin)的能量比k=0處的導帶能量小很多，則躍遷所涉及的能量比間接躍遷(圖9.1-5中箭頭B)大。這已為很薄的純單晶Ge片、在入射光子能量hv=Eo=0.8832eV(即，圖中箭頭A所示豎直躍遷過程中對應的能量)附近表現(xiàn)出很陡的吸收峰所證實，如圖9.1-6所示。在更長波長處的吸收則是由于間接躍遷所引起的，而這必須伴隨著聲子的發(fā)射和吸收，以滿足所需的動量守恒。

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收

對間接躍遷的躍遷幾率和材料吸收系數的分析，原則上可仿照直接帶隙躍遷的情況進行。但由于在間接帶隙中涉及到二級微擾，描述系統(tǒng)的哈密頓量必須考慮到從初態(tài)經中間態(tài)至終態(tài)的全過程中(參見圖9.1-4)每一步能量的變化情況，因此與躍遷幾率有關的矩陣元應該有兩個子矩陣元(即從初態(tài)至中間態(tài)的矩陣元Mor或Mor和從中間態(tài)至終態(tài)的矩陣元Mm或Mm之積。這里我們不對躍遷矩陣元和躍遷幾率做深入分析，而直接討論吸收系數。在圖9.1-4所表示的間接帶隙躍遷中，兩種從初態(tài)至終態(tài)的躍遷方式都必將伴隨有聲子的發(fā)射和吸收，在不考慮多聲子吸收時，則有

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收

式中，Es為聲子能量。盡管Es與Eg相比一般是很小的，但聲子的發(fā)射與吸收都將影響吸收曲線在吸收邊附近的形狀，或使吸收曲線的長波限(即吸收邊，也稱紅限)發(fā)生漂移。為了區(qū)分聲子的發(fā)射和吸收對吸收系數的貢獻，而把間接躍遷吸收系數α?表示為式中，α和αa分別為發(fā)射聲子和吸收聲子時的吸收系數，并且有如果導帶底處的波矢kcmin偏離價帶頂處的波矢k=0較遠，則電子在價帶頂附近的某一能量E與導帶底附近某一能量E之間的躍遷幾率不隨它們相應的波矢(k或k')而發(fā)生急劇的變化。作為一級近似，可將其躍遷幾率取為常數。因而吸收系數只取決于E和E"處的態(tài)密度、聲子發(fā)射和吸收的相對幾率。同時也可認為聲子的能量Es也是相應于kmin的一個定值，并滿足能量守恒條件：

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收

式中，Es為聲子能量。盡管Es與Eg相比一般是很小的，但聲子的發(fā)射與吸收都將影響吸收曲線在吸收邊附近的形狀，或使吸收曲線的長波限(即吸收邊，也稱紅限)發(fā)生漂移。為了區(qū)分聲子的發(fā)射和吸收對吸收系數的貢獻，而把間接躍遷吸收系數α?表示為式中，α和αa分別為發(fā)射聲子和吸收聲子時的吸收系數，并且有如果導帶底處的波矢kcmin偏離價帶頂處的波矢k=0較遠，則電子在價帶頂附近的某一能量E與導帶底附近某一能量E之間的躍遷幾率不隨它們相應的波矢(k或k')而發(fā)生急劇的變化。作為一級近似，可將其躍遷幾率取為常數。因而吸收系數只取決于E和E"處的態(tài)密度、聲子發(fā)射和吸收的相對幾率。同時也可認為聲子的能量Es也是相應于kmin的一個定值，并滿足能量守恒條件：

1.2間接帶隙躍遷引起的光吸收02半導體中的其他光吸收

2.1激子吸收在此只是從激子對光吸收的角度出發(fā)著重討論激子的光學性質。價帶電子在光子作用下躍遷至導帶，電子和空穴之間如能形成束縛態(tài)，即形成激子。依這種束縛的強弱，又可將激子分為夫倫克耳(Frenkel)激子和瓦尼爾-莫特(Wannier-Mott)激子6。前者是一種緊束縛激子，其束縛態(tài)局域于一個原子或分子。設電子和空穴的空間位置坐標點分別為re和n,則緊束縛對應|r。-n|為晶格常數量級，在惰性氣體和堿金屬鹵化物中的激子是如此。

2.1激子吸收對于瓦尼爾-莫特激子，其電子-空穴之間的距離|。-為數百個晶格常數，即電子和空穴分別屬于相當遠的兩個原子(或離子),其激子波函數可以擴展到許多元胞內，在弱周期場中，這種激子可近乎自由地運動，因而可用自由電子近似.在離子晶體和共價晶體中，特別是介電常數大的半導體中，這種激子對光吸收產生重要影響。在9.1節(jié)中，我們已經提到，激子吸收會使本征吸收邊的形狀和位置發(fā)生變化。下面我們將主要分析這種激子。

2.2自由載流子吸收能夠在能帶內自由運動的載流子稱為自由載流子，在半導體中即為導帶的電子和價帶的空穴。當入射光子的能量不足以引起帶間吸收躍遷或形成激子時，入射光子卻可使這種自由載流子在導帶或價帶的不同能態(tài)之間躍遷，其中包括導帶電子在不同能谷之間的躍遷、同一谷內的電子向高能態(tài)的非豎直躍遷如圖9.2-4(a)所示；也包括非簡并價帶中不同子帶之間的躍遷，如圖9.2-4(b)所示。

2.2自由載流子吸收對自由載流子吸收的分析和處理可以用量子力學方法，也可用半經典方法。前者利用自由載流子在不同能態(tài)之間躍遷幾率的量子力學理論來進行[9],其中，不僅考慮了自由電子的躍遷，也考慮了不同晶格狀態(tài)之間的躍遷；后者是利用電子在高頻電磁場(光波即為高頻電磁波)中的運動方程，從高頻電導率推出自由載流子的吸收系數[10]。但兩者所得到的結果是相同的。在此，我們對這些方法不進行詳細描述，而只分析自由載流子的吸收系數。德魯特(Drude)將金屬中的電子在周期電場作用下的運動看成隨2增加的阻尼(衰減)振蕩(A為波長),并得出自由載流子吸收系數的經典公式為

2.2自由載流子吸收式中，N為載流子濃度，2o為自由空間的波長，m為電子或空穴的有效質量，t為電子遭受晶格散射的弛豫時間。式(9.2-16)是常用來表示半導體中自由載流子吸收系數的公式，它表示吸收系數αm正比于自由載流子濃度和自由空間中波長的平方，這種在帶內的自由載流子吸收也稱等離子體效應，這已為很多半導體在波長大于基本吸收邊的紅外區(qū)域內的吸收實驗所證實。圖9.2-5為不同純度的半導體的一般吸收曲線，在長波區(qū)主要是自由載流子吸收。圖9.2-6表示在波長A=2.4μm下所得的Ge的吸收系數隨載流子濃度的變化。進一步對αn-A的分析可以看到，自由載流子在晶體中的運動不可避免地會遭受晶格振動和電離雜質的散射，因此自由載流子的吸收系數應與聲子的類型(與溫度有關)、摻雜的類型和摻雜濃度有關。

2.2自由載流子吸收03半導體光電探測器的材料和性能參數.3.1常用的半導體光電探測器材料

半導體光探測器是半導體材料對待測光吸收結果的體現(xiàn)。顯然半導體光探測器的性能直接取決于所使用的半導體材料的一些材料參數。例如，半導體材料的帶隙決定著探測器所能響應的光譜范圍；吸收系數的大小直接決定著光探測器的量子效率和響應度；半導體材料中電子和空穴的遷移率直接影響探測器對光信號的響應速度；在探測器多層材料的設計中需考慮待測光在半導體材料中的滲透深度等。

由1.2節(jié)和9.1節(jié)的分析可知，對半導體光電探測器材料的基本要求是希望對所探測的入射光在半導體材料內部能引起大的受激吸收速率，因此直接帶隙材料是最理想的。但同時必須指出，某些間接帶隙躍遷材料對一定波長范圍的入射光也能產生明顯的吸收。對含有異質結的光電探測器，異質結兩邊材料的晶格常數匹配同樣是應該保證的。3.1常用的半導體光電探測器材料

圖9.1-1中的幾種材料是目前光纖通信中常用的光探測器材料。在波長A<1μm的波段內，硅是目前廣泛使用的探測器材料，它有比較合適的吸收系數αo(由A=0.5μm的αo≈10?cm?1到A=1.0μm的αo≈102cm?1)。在電場作用下，電子與空穴的離化率之比α/β很大(>10),因此可用它制成在這一波段內性能很好的光電二極管(PD)和雪崩光電二極管(APD)。

在長波長光纖通信中，Ge和InGaAsP則是較理想的探測器材料。在室溫下，Ge的吸收邊在1.6μm附近，其吸收系數在對光纖通信具有實際意義的幾個波段內均很大。然而Ge的帶隙比Si小，在強電場作用下，Ge的電子與空穴的離化率之比要比Si小得多，故在Ge和Si均能適應的波段內，使用Si作為探測器材料有利于得到更小的暗電流和高的溫度穩(wěn)定性。在λ>1μm的波段內，Si的響應度下降，自然Ge、InGaAs或InGaAsP等是可供選擇的材料。3.1常用的半導體光電探測器材料

盡管Ge光電二極管在1.3μm的波段能工作，但要在目前石英光纖損耗更低的1.55μm波段使用會遇到漏電流大、光譜響應有限的困難。相比之下，四元化合物InGaAsP在此波段下為直接帶隙躍遷，其帶隙寬度足以保證有較低的體漏電流密度。在結構上使用薄的耗盡層，也能保證對光信號有快的響應速度。

因此，Ⅲ-V族化合物半導體光探測器是適合于在1.3μm和1.55μm波段的光纖通信系統(tǒng)中使用的。同時，還可調整各組元的組分，使吸收邊正好處在工作波段之外，以滿足性能和工藝上的要求、擴大使用范圍。研究和實踐表明，用Inos?Gao?7As作為光敏吸收材料的PIN光電二極管和雪崩光電二極管在1.3μm和1.5μm的光纖通信系統(tǒng)中得到了很好的應用。

3.2半導體光電探測器的性能參數量子效率是半導體光電探測器首先應考慮的一個指標，定義為η與材料的吸收系數α?和吸收層的厚度W有關，因而可將η表示為顯然材料的吸收系數越大，或吸收層越厚，探測器的量子效率越高，但最大只能為1。以基于硅材料的光探測器舉例，圖9.3-1(a)表示以由光滲透深度決定的吸收層厚度W為參數(與響應波長有關),吸收效率(量子效率)與波長的關系.

3.2半導體光電探測器的性能參數對理想的光電探測器，在無光照時應沒有光電流，然而實際上并非如此。這是由于；①在耗盡層中存在載流子產生-復合電流和耗盡層邊界上少數載流子的擴散流；②表面漏電流。在高純硅中，由于硅的禁帶寬度比鍺大，只要在加工過程中盡量避免產生晶格缺陷，由第一種原因引起的體電流密度是很小的(<2×10-"'A/mm3)。表面漏電流密度可以通過鈍化表面來減小，而可以低于2×10-"'A/mm2。暗電流的影響將產生散粒噪聲。這種噪聲可用暗電流的均方值來表示：式中，B為有效噪聲帶寬，Ia為總的暗電流，因此應該盡量減小暗電流，這對探測器的任何應用來說都是必需的。對禁帶寬度窄的Ge光電二極管更需對暗電流予以限制。散粒噪聲是半導體光探測器的主要噪聲源，它服從泊松統(tǒng)計。除了上述暗電流Ia外，還可能有背景輻射引起的光電流IB。如果還考慮外來光信號的光電流Is,則總的散粒噪聲可表示為總的光電流平方的平均值

3.2半導體光電探測器的性能參數在光纖通信系統(tǒng)等應用中，要求接收端的半導體光探測器對輸入的高速調制的光信號產生快速或即時的響應，以防產生信號畸變，減少誤碼率。即要求將光生非平衡載流子快速輸送到探測器的外部電路，也即要盡量減小這一過程的時間常數減少越過pn

結的非平衡載流子的擴散時間tii,這就要求非平衡載流子有小的擴散長度Ln,p和大的擴散系數Dn,p。前者與器件結構有關，后者則可由愛因斯坦關系(D,p=kaTμnp/e)可知，其與載流子的遷移率μn.p有關。半導體光探測器的高頻響應帶寬或截止頻率定義為在固定輸入光功率下探測器所探測的光電流下降到直流或低頻值一半時所對應的頻域，即常稱的3dB響應帶寬。例如，用于光纖通信的PIN光探測器，其3dB響應帶寬可達60GHz以上。為提高3dB帶寬，將會遇到與探測器其他性能要求不一致的方面，這在設計光探測器是需考慮的。04無內部倍增的半導體光探測器4.1光電二極管

確切地說，除了光電導探測器以外的上述光探測器中都包含有PN結，都可統(tǒng)稱為光電二極管。最早出現(xiàn)的光電二極管(PD)如圖9.4-1(a)所示，它實質上是一個反向偏置的PN結二極管。

反向偏壓的作用是加強內電場和加寬耗盡層，在耗盡區(qū)中的電場分布如圖9.4-1(b)所示。在入射光的作用之下，在圖中所示的吸收區(qū)內產生電子-空穴對，吸收區(qū)的寬度(或光的滲透深度)與給定波長下入射光強有關。4.1光電二極管

在吸收區(qū)產生的電子和空穴在耗盡層內以高的漂移速度分別向二極管的兩個電極運動，但在耗盡層外則只有速度低的擴散運動，這勢必影響探測器對光信號的響應速度。因此，這種簡單的PN結結構的光電二極管不適合于高頻應用。

為了提高響應速度，方法之一是加大反向偏壓，使耗盡層寬度加寬，使耗盡區(qū)與吸收區(qū)盡量一致。然而，增大反向偏壓是很有限的，最好的方法是減少圖9.4-1中N區(qū)的摻雜濃度，使該區(qū)幾乎達到本征半導體的狀況，這就是下面將要介紹的PIN光電探測器。

4.1光電二極管4.2PIN光探測器

上面已談到，為使普通光電二極管在量子效率與響應速度都趨于理想的程度，需要加寬耗盡層，這是因為空間電荷區(qū)轉移光生載流子到外電路的效率比電中性區(qū)高，而由式(2.1-7)可知，空間電荷區(qū)的寬度隨其內摻雜濃度的減少而增加，為此在P區(qū)和N區(qū)之間以輕摻雜施主雜質形成近乎本征(I)區(qū)。這種類似本征的N區(qū)稱v區(qū)。圖9.4-2表示了PIN光探測器的原理結構和其內的電場分布。

4.2PIN光探測器

限制PIN光探測器響應速度的主要因素有：①載流子橫跨耗盡層的漂移時間；②載流子從非耗盡層區(qū)擴散所需時間；③對PIN本身的電容和其他寄生電容的充、放電時間；④具有異質結構的PIN在異質結界面處存在如圖9.4-4(b)所示的電荷積累7。其中載流子的渡越時間的影響是主要的，它取決于本征區(qū)的寬度W和載流子的漂移速度v。如果本征區(qū)太寬，則會使光生載流子在該區(qū)的渡越時間t,=W/v較長而影響響應速度；如果本征區(qū)太窄，則又會使光的吸收區(qū)超出本征區(qū)，而本征區(qū)以外的區(qū)域不能產生有用的光電流。載流子的漂移速度受本征區(qū)內電場強度的控制。對硅來說，當電場強度E<10?V/cm時，漂移速度vxE。在更高的場強下，電子和空穴將趨于各自的散射極限速度：8.4×10cm/s(電子)、4×10cm(°)/s(空穴)。

4.2PIN光探測器05半導體雪崩光電二極管5.1APD的原理與結構

表征這種碰撞離化程度的參數是電離系數或離化率，它表示電子或空穴在倍增區(qū)內經過單位距離平均產生的電子-空穴對數。離化率隨場強的增加而指數式增加。在不同材料中，電子的離化率α與空穴的離化率β、以及它們的離化率之比α/β均不相同。前面已經談到，造成載流子離化倍增的高場強不可能在PIN寬的耗盡層結構中實現(xiàn)。一種所謂“達通型”(拉通型)結構能實現(xiàn)載流子倍增、高量子效率和高響應速度的統(tǒng)一。其原理圖如圖9.5-2所示[15],它由P1-π-P-N'四層組成，其中“π”層為受主雜質濃度很低以致接近本征的P型層。電場從PN結經π層直達到P層，圖中還表示了電場強度的分布和高場區(qū)載流子的倍增示意圖高場區(qū)(即PN'結的耗盡層)內承受了所加反向偏壓的大部分壓降。隨著反向偏壓的增加，耗盡區(qū)迅速向P區(qū)擴展，并在小于PN'結擊穿電壓的某一電壓Vt下“穿通”到接近π區(qū)。

5.1APD的原理與結構

超過Vπ的反向偏壓全部降落在π區(qū)內。高場區(qū)的載流子能獲得足夠高的平均速度而引發(fā)碰撞電離。因為π區(qū)比P區(qū)寬得多，所以在高場區(qū)內的場強和載流子的倍增率在Vt以上是隨反向偏壓而緩慢增加的。在工作條件下，雖然π區(qū)內的電場比高場區(qū)弱得多，但仍足以使載流子保持一定的漂移速度，因而在較寬的π區(qū)內只需短暫的渡越時間。由此可見，這種將吸收區(qū)與倍增區(qū)融為一體、而倍增區(qū)與漂移區(qū)分開的結構特點可使APD既能得到高的內部增益，又可以得到高的量子效率與響應速度。

“拉通型”結構的APD的最佳性能與器件的幾何尺寸和P區(qū)的摻雜水平有關。圖9.5-3(a)表示P區(qū)摻雜適當的理想場強分布；圖9.5-3(b)表示P區(qū)摻雜濃度過高，故全部反向偏壓降落在高場倍增區(qū)，在π區(qū)開始耗盡以前，高場強使載流子急劇倍增，但所產生的載流子無法在π區(qū)獲得漂移速度或只有非常低的速度，因而探測器的響應速度很低。

5.1APD的原理與結構5.1APD的原理與結構

5.2APD的噪聲特性

對一個性能良好的光接收機來說，要求有盡可能高的接收靈敏度或盡可能低的最小可探測功率(即達到所要求誤碼率時所對應的最小入射光功率)。前面已提到PIN光探測器中影響探測靈敏度的主要噪聲源是來自于跟隨其后的放大器的熱噪聲。在具有內部增益的APD中，光接收機不再受外部放大器熱噪聲的限制，所以光生載流子的雪崩倍增作用在提高靈敏度方面仍是一條有效途徑。圖9.5-10表示PIN和APD探測靈敏度與調制速率關系的比較[23]。因總的噪聲是隨調制速率(帶寬)的增加而增加的，所以靈敏度隨調制帶寬增加而減少。而影響APD本身探測靈敏度的噪聲源如圖9.5-11所示，其中由光電效應引起的噪聲對PIN和APD都有共同的影響。

5.2APD的噪聲特性

5.3APD的倍增率(或倍增因子)

雪崩光電二極管的低頻增益(倍增率)與載流子的離化率和倍增區(qū)的厚度有關，而這兩個參數均與反向偏壓有關，因此常用一經驗公式來表示倍增率：式中，%為反向偏壓；Im為倍增電流，Ia為無倍增(即反向偏壓為零)時的電流，Vs為雪崩擊穿電壓(V<VB),n為與材料、APD結構和入射條件有關的指數(n<1)。因為在“拉通”型N'-P-π-P*結構中π區(qū)比倍增區(qū)寬得多，因而可以在較寬的電壓范圍內得到倍增。式(9.5-6)中的VB與n均隨溫度增加而增加，而一般光電流隨溫度增加而減少。

5.4APD的響應速度

雪崩光電二極管的響應特性取決于：(a)載流子完成倍增過程所需的時間，(b)載流子越過耗盡區(qū)的渡越時間，(c)二極管結電容和負載電阻的RC常數，(d)在異質結構(SAM、SAGM)中，異質結界面上大的價帶差△E,所引起的電荷積累等。其中RC常數和異質結界面電荷的積累對響應速度的影響已在對PIN和SAGM-APD的論述中談到。如果倍增是由離化率高的一種載流子首先開始，增益M由1開始增加，每個光生載流子在高場區(qū)的單次渡越中倍增，則響應時間為載流子在低場區(qū)的渡越時間t?和高場區(qū)的渡越時間to之和。然而當增益M>1/NK’(N為隨K'慢變化的數，0.3<N<2,K'為電子與空穴的離化率之比)時，另一種離化率小的載流子開始電離倍增。

06量子阱光探測器6.1量子阱雪崩倍增二極管

在電子注入增益區(qū)的情況下，如果增益小于電子與空穴的離化率之比，則帶寬主要由載流子的渡越時間決定并基本上與增益無關。因此，大的增益-帶寬積是在大的載流子離化率比值和很小的渡越時間條件下實現(xiàn)的。

電子-空穴離化率之比也決定APD的最大增益與內部噪聲性質，要想得到低的噪聲，也要求電子與空穴的離化率差盡可能大。這一要求對Ⅲ-V族化合物半導體來說，是難以在通常的APD結構中實現(xiàn)的。6.1量子阱雪崩倍增二極管

為了人為地提高Ⅲ-V族化合物半導體的電子-空穴離化率之比，有效的方法是采用量子阱超晶格結構選擇性地對電子(而不對空穴)“加熱”(即離化)。實驗證明，利用量子阱結構能把電子-空穴離化率之比提高8～10倍。

因此電子的離化閾值從△E減少到△Em-△E。,相應的空穴離化閾值減少到△Em-△E,。因為離化速率與離化閾值呈指數相關，這就大大地增加了電子與空穴的離化速率。因為在一般Ⅲ-V族化合物半導體中△E。6.1量子阱雪崩倍增二極管

量子阱APD性能的進一步改善可以通過使用前面所述的線性漸變帶隙和突變臺階的鋸齒狀能帶結構的量子阱結構來實現(xiàn)。

所產生的倍增過程不再是隨機的，從而得到幾乎無倍增時的噪聲。這種漸變帶隙量子阱APD很相似于固態(tài)光倍增管，能帶上的臺階相應于光倍增管的二次發(fā)射極(打拿極)。6.1量子阱雪崩倍增二極管

6.2基于量子阱子能級躍遷的中/遠紅外探測器

長期以來這些波段的光探測器一直由HgCdTe紅外探測器所主宰，其缺點是成本高、需制冷至低溫因而功耗大?；诹孔于鍖ё幽芗壷g光吸收躍遷的紅外光探測器具有低噪聲、低成本和低功耗(雖然也需致冷，但致冷功率相對較低)的特點，不但在軍用而且在大氣測污、環(huán)境監(jiān)控、資源探測等民用方面也將有廣闊的應用前景。

在外電場作用下整個能帶發(fā)生傾斜，處在導帶能谷的電子在光子作用下可以通過基態(tài)子能級和激勵態(tài)子能級間躍遷逸出勢壘或超連續(xù)的躍遷越過勢壘形成光電流，分別如圖9.6-3(a)和9.6-3(b)所示。6.2基于量子阱子能級躍遷的中/遠紅外探測器

6.2基于量子阱子能級躍遷的中/遠紅外探測器

這種基于導帶子能級間躍遷的紅外探測器的峰值響應波長由導帶子能級之間的能量間隔確定。與帶間躍遷光探測器相比，這種發(fā)生在子帶間躍遷的光探測器的響應譜由于子能級之間的諧振吸收而變得陡而窄，圖9.6-3所示探測器的吸收譜寬△A與峰值波長A之比(△AA)為10%左右；而對于吸收發(fā)生在基態(tài)子能級與勢壘之上較寬的超連續(xù)帶之間的情況，△A/可達24%。窄的響應譜寬能針對大氣中某些有害氣體的特征譜進行有效監(jiān)測。量子阱紅外