Вентильная фотоэдс

Ве́нтильная фотоэдс (барье́рная фотоэдс) — электродвижущая сила, возникающая под воздействием света в полупроводнике в результате пространственного разделения носителей заряда внутренним полем $p-n$-перехода, гетероперехода или барьера Шоттки на контакте металл-полупроводник.

Физические основы

Файл:Фотоэдс 4.jpg

Рис. 1. Объёмный заряд и зонная схема p-n-перехода в отсутствие освещения

Файл:Схемы подключения P-N перехода 1.jpg

Рис. 2. Схемы подключения p-n-перехода в вентильном (а) и фотодиодном (б) режимах

Файл:Photodiode operation 1.jpg

Рис. 3. Вольт-амперная характеристика реального фотодиода

Файл:Response silicon photodiode 1.jpg

Рис. 4. Спектральная зависимость фототока фотодиода

Вентильная фотоэдс является фотогальваническим эффектом первого типа. С физической точки зрения возникновение вентильной фотоэдс обусловлено двумя фундаментальными факторами — явлением внутреннего фотоэффекта в полупроводнике и пространственным разделением носителей заряда внутренним полем, создаваемым потенциальным барьером, вызванным либо контактом полупроводников с разным типом проводимости ($p-n$-переход), контактом двух химически различных материалов с образованием единой кристаллической решётки (гетеропереход) или барьером Шоттки, возникающим при контакте металл-полупроводник вследствие различия в работе выхода электронов из металла и полупроводника.

Рассмотрим возникновение фотоэдс на примере $p-n$-перехода. Для возникновения в полупроводнике электронно-дырочных пар под действием света энергия фотонов должна превышать пороговую величину, то есть выполняться условие красной границы фотоэффекта:

$h\nu \geq {\mathcal {E}}_{red}$,

где $h$ — постоянная Планка, $\nu$ — частота светового излучения, ${\mathcal {E}}_{red}$ — характеристическая энергия, красная граница фотоэффекта для данного материала. В случае собственной проводимости характеристическая энергия равна ширине запрещённой зоны полупроводника, ${\mathcal {E}}_{red}={\mathcal {E}}_{g}$, а в случае примесной проводимости — энергии ионизации примесного центра, ${\mathcal {E}}_{red}={\mathcal {E}}_{i}$.

Вблизи $p-n$-перехода прилегающие к нему области образуют слой объёмного заряда, обеднённый основными носителями вследствие диффузии электронов из $n$-области в $p$-область, и дырок из $p$-области в $n$-область. С каждой стороны перехода области объёмного заряда имеют заряд, противоположный заряду основных носителей, что создаёт внутреннее контактное электрическое поле ${\mathcal {E}}_{cont}$, препятствующее дальнейшему переходу электронов и дырок из одной области в другую, устанавливается динамическое равновесие (положение уровня Ферми во всей системе постоянно).

На рисунке 1 показано образование объёмного заряда в области $p-n$-перехода и зонная схема, где ${\mathcal {E}}_{c}$ — край (дно) зоны проводимости, ${\mathcal {E}}_{v}$ — потолок валентной зоны, ${\mathcal {E}}_{g}$ — ширина запрещённой зоны, ${\mathcal {E}}_{F}$ — уровень Ферми. Освещение отсутствует.

Если осветить представленную на рисунке 1 систему светом, энергия фотонов которого превышает ширину запрещённой зоны, то в полупроводнике начнётся генерация электронно-дырочных пар, то есть появятся неравновесные носители заряда, которые могут диффундировать в область объёмного заряда вблизи энергетического барьера, создаваемого $p-n$-переходом. Для появления вентильной фотоэдс важно выполнение второго условия — пространственного разделения неравновесных зарядов. Это возможно тогда, когда на них начнёт действовать контактное электрическое поле ${\mathcal {E}}_{cont}$, а для этого расстояние от области генерации электронно-дырочных пар до $p-n$-перехода не должно превышать диффузионной длины носителей каждого типа.

Попадая в область объёмного заряда вблизи $p-n$-перехода электроны и дырки под действием контактного поля разделяются, электроны из зоны проводимости полупроводника $p$-типа переходят в зону проводимости полупроводника $n$-типа, а дырки задерживаются контактным полем и остаются в $p$-области. При разомкнутой внешней цепи акцепторный полупроводник приобретает положительный заряд, донорный — отрицательный. Это эквивалентно возникновению фотоэдс, или напряжению холостого хода.

В результате через $p-n$-переход потекут два тока, фототок в пропускном направлении, и ток утечки в противоположном. Фототок равен:

$I_{f}=eG$,

где $e$ — заряд электрона, $G$ — число электронов (электронно-дырочных пар), создаваемых в единицу времени, 1 секунду. Фототок уменьшает контактную разность потенциалов в пропускном направлении, вследствие чего в обратном направлении потечёт ток утечки:

$I_{l}=I_{s}{\Biggl (}e^{\frac {eV}{kT}}-1{\Biggl )}$,

где $I_{s}$ — ток насыщения, обусловленный тепловой генерацией носителей заряда.

В условиях термодинамического равновесия фототок равен току утечки, в котором выполняется условие стационарности:

$I_{f}-I_{s}{\Biggl (}e^{\frac {eV_{xx}}{kT}}-1{\Biggl )}=0$,

откуда напряжение холостого хода $V_{xx}$ (вентильная фотоэдс) равно:

$V_{xx}={\frac {kT}{e}}\ln {\Biggl (}{\frac {I_{f}}{I_{s}}}+1{\Biggl )}$.

Существуют две схемы подключения $p-n$-перехода к внешней электрической цепи: в вентильном и фотодиодном режиме (см. рисунок 2). При подключении внешней нагрузки согласно рисунку 2, схема а, фотоэдс в $p-n$-переходе будет создаваться только частью носителей заряда, а другая будет обеспечивать ток $I_{L}$ через нагрузку, при этом напряжение на нагрузке составит величину:

$V_{L}={\frac {kT}{e}}\ln {\Biggl (}{\frac {I_{f}-I_{L}}{I_{s}}}+1{\Biggl )}$m

а вольт-амперная характеристика будет описываться уравнением вида:

$I=I_{f}-I_{s}{\Biggl (}e^{\frac {eV}{kT}}-1{\Biggl )}$.

Если в цепь нагрузки подключить источник питания таким образом, чтобы возникло обратное смещение, $p-n$-переход будет работать в фотодиодном режиме. При этом после поглощения фотонов в $p-n$-переходе и прилегающих к нему областях образуются неравновесные электронно-дырочные пары. Неосновные носители заряда, образующиеся в $p-n$-переходе на расстоянии, не превышающем диффузионную длину соответствующих носителей, диффундируют к $p-n$-переходу и проходят через него под действием электрического поля. В результате обратный ток через $p-n$-переход возрастает на величину фототока. Если выбрать запорное напряжение достаточно большим, то темновой ток станет равным току насыщения.

Преимуществом фотодиодного режима работы $p-n$-перехода является высокая чувствительность к световому излучению и малая инерционность (порядка $\thicksim 10^{-9}$ с) и низким уровнем шумов.

Полученные формулы описывают идеальный случай, когда рекомбинация носителей заряда отсутствует. В действительности это не так, и при учёте рекомбинации следует преобразовать полученные выражения:

$I_{f}=eG(1-\beta )$,

где $\beta$ — коэффициент рекомбинации, учитывающий рекомбинацию обоих типов носителей заряда в полупроводниках, равный:

$\beta =\beta _{v}+\beta _{s}={\frac {\frac {d}{L_{s}+{\frac {1}{2}}{\Biggl (}{\frac {d}{L_{n}}}{\Biggl )}^{2}}}{1+{\frac {d}{L_{s}}}}}$,

где $\beta _{v}$ — коэффициент объёмной рекомбинации, $\beta _{s}$ — коэффициент поверхностной рекомбинации, $L_{s}$ — диффузионная длина вблизи поверхности, $L_{n}$ — диффузионная длина в объёме полупроводника

Вольт-амперная характеристика реального фотодиода показана на рисунке 3. Графики в квадрантах I и IV демонстрируют фотогальванический режим работы фотоэлемента, а в III квадранте представлен фотодиодный режим работы.

Реальные фотодиоды и фотоэлементы обладают спектральной зависимостью фототока от длины волны падающего на них света. Пример такой зависимости показан на рисунке 4. Спектральная зависимость фотодиода определяется шириной запрещённой зоны полупроводника со стороны длинных волн, для коротких — показателем поглощения и влиянием поверхностной рекомбинации, зависящей от длин волн падающего света.

Наиболее широко распространены фотоэлементы из кремния (${\ce {Si}}$), германия (${\ce {Ge}}$), арсенид галлия (${\ce {GaAs}}$), сульфида свинца и соединений типа кадмий-ртуть-теллур ($Cd_{x}Hg_{y}Te_{z}$).

Литература

• Тауц Я. Фото- и термоэлектрические явления в полупроводниках. — Москва : Издательство иностранной литературы, 1962.
• Стильбанс Л. С. Физика полупроводников. — Москва : Советское радио, 1967.
• Мейлихов Е. 3. Электрофизические свойства полупроводников. (Справочник физических величин). — Москва : ЦНИИатоминформ, 1987.
• Зеегер К. Физика полупроводников. — Москва : Мир, 1987.
• Шалимова К. В. Физика полупроводников. — СПб. : Лань, 2010.

Ссылки

• Вентильные фотоэлементы

Одним из источников, использованных при создании данной статьи, является статья из википроекта «Рувики» («ruwiki.ru») под названием «Вентильная фотоэдс», расположенная по адресу: — «https://ru.ruwiki.ru/wiki/Вентильная_фотоэдс» Материал указанной статьи полностью или частично использован в Циклопедии по лицензии CC-BY-SA 4.0 и более поздних версий. Всем участникам Рувики предлагается прочитать материал «Почему Циклопедия?».