光电检测器件的基本物理效应

光电检测器件对各种物理量的检测是建立在基本物理效应的基础上的。这些效应实现了能量的转换，把光辐射的能量转换成了其他形式的能量，光辐射所带有的被检测信息也转换成了其他形式能量（如电、热等）的信息。对这些信息（如电信息、热信息等）进行检测，也就实现了对光辐射的检测。

对光辐射的检测，使用最广泛的方法是通过光电转换把光信号变成电信号，继而用已十分成熟的电子技术对电信号进行测量和处理。各种光电转换的物理基础是光电效应。也有一些物质在吸收光辐射的能量后，主要发生温度变化，产生物质的热效应。

1.3.1 光电效应

当光照射到物体上时，可使物体发射电子或电导率发生变化，或产生光电动势等，这种因光照而引起物体电学特性的改变统称为光电效应。尽管光电效应的发现距今已有一百多年，但只是在近三十多年来才变得日益重要。

光电效应可分为两种：外光电效应和内光电效应。

1.外光电效应

在光照下，物体向表面以外的空间发射电子（即光电子）的现象称为外光电效应，也称光电发射效应。能产生光电发射效应的物体称为光电发射体，在光电管中又称为光阴极。外光电效应多发生于金属和金属氧化物中。

著名的爱因斯坦方程描述了该效应的物理原理和产生条件。爱因斯坦方程为

Ek＝hν－Eφ（1－34）

式中：Ek为电子离开发射体表面时的动能，Ek＝mv2，其中m为电子质量，v为电子离开时的速度；hν为光子能量，其中h为普朗克常量，ν为入射光的频率；Eφ为光电发射体材料的逸出功，Eφ＝E0－EF，其中E0为体外自由电子的最小能量，即真空中静止电子的能量，EF为费密能级能量。

式（1－34）表明，当发射体内的电子所吸收的光子能量hν大于发射体材料的逸出功Eφ时，电子就能以一定的速度从发射体表面逸出。即外光电效应发生的条件为

式中：νc为产生外光电效应的入射光波的截止频率。

用波长λ表示时有

式中：λc为产生外光电效应的入射光波的截止波长。

式（1－35）、式（1－36）中大于和小于符号表示电子逸出表面的速度大于0，等号则表示电子以零速度逸出，即静止在发射体表面上。将h＝6.6×10－34J·s＝4.13×10－15eV·s、c＝3× 1014μm／s代入式（1－36），可以得到

或

可见，Eφ小的发射体才能对波长较长的光辐射产生外光电效应。

金属的光电发射过程可以归纳为以下三个步骤：

①金属吸收光子后体内的电子被激发到高能态；

②被激发的电子向表面运动，在运动过程中因碰撞而损失部分能量；

③电子克服表面势垒逸出金属表面。

2.内光电效应

物质受到光照后所产生的光电子只在物质内部运动而不会逸出物质外部的现象称为内光电效应。这种效应多发生于半导体内。内光电效应又可分为光电导效应和光生伏特效应。

1）光电导效应

某些物质吸收光子的能量时产生本征吸收或杂质吸收，从而电导率发生改变的现象，称为物质的光电导效应。利用具有光电导效应的材料可以制成电导率随入射光度量变化的器件，称为光电导器件或光敏电阻，光电导效应即发生在某些半导体材料中。金属材料不会发生光电导效应。

金属之所以能导电，是由于金属原子形成晶体时产生了大量的自由电子。自由电子浓度n是个常量，不受外界因素影响。半导体和金属的导电机制完全不同，在温度为0K时，导电载流子浓度为0。在温度为0K以上时，由于热激发而不断产生热生载流子（电子和空穴），在扩散过程中它们又因复合而消失。在热平衡下，单位时间内热生载流子产生的数目正好等于因复合而消失的热生载流子的数目。因此，在导带和满带中保持热平衡的电子和空穴的浓度分别为n和p，它们的平均寿命分别用τn和τp表示。对于任何半导体材料，总有下式成立：

式中：ni为相应温度下本征半导体中的本征热生载流子浓度。这说明，N型或P型半导体中的电子和空穴浓度一种增大、另一种减小，但不会减小到0。

在外电场作用下，载流子产生漂移运动，漂移速度v和电场强度E之比定义为载流子迁移率μ，即有

式中：U为端电压；l为沿电场方向半导体的长度。载流子的漂移运动效果用半导体的电导率σ来描述，其定义为

σ＝enμn＋epμp（Ω·cm）－1 　（1－42）

式中：e为电子电荷量。如果半导体的截面积为A，则其电导（亦称为热平衡暗电导）为

所以半导体的电阻Rd（亦称暗电阻）为

式中：ρ为半导体的电阻率（Ω·cm），ρ＝1／σ。

当光照射在外加电压的半导体上时，如果光波长λ满足如下条件，那么光子将在其中激发出新的载流子（电子和空穴）：

或

式中：Eg为禁带宽度（eV）；Ei为杂质能带宽度（eV）。

这就使得半导体中的载流子浓度在原来的平衡值之上增加了Δn和Δp。这个新增加的部分在半导体物理中称为非平衡载流子，光电子学中称之为光生载流子。显然，Δn和Δp将使半导体的电导增加一个量ΔG，称为光电导。相应于本征和杂质半导体的光电导分别称为本征光电导和杂质光电导。

对于本征半导体，如果光辐射每秒产生的电子－空穴对数为N，则

式中：Al为半导体总体积，其中A为截面积，l为长度；τn、τp分别为电子和空穴的平衡寿命。于是由式（1－43）有

式中：eN为光辐射每秒激发的电荷量。

ΔG的增量还将使外回路电流产生增量Δi，即

式中：U为外电压。从式（1－49）可见，电流增量Δi不等于每秒激发的电荷量eN。于是，可定义光电导体的电流增益如下：

以N型半导体为例，可以清楚地看出M的物理意义。将式（1－50）写为

将式（1－40）代入式（1－51），有

式中：tn为电子在外电场作用下渡越半导体长度l所需的时间，称为渡越时间。可见，对于N型半导体，如果渡越时间tn小于电子平均寿命τn，则M＞1，即有电流增益。

2）光生伏特效应

光生伏特效应（简称光伏效应）与光电导效应同属于内光电效应，但两者的导电机理不同。光伏效应是少数载流子导电的光电效应，而光电导效应是多数载流子导电的光电效应，这就使得光生伏特器件在许多性能上与光电导器件有很大的差别。光生伏特器件具有暗电流小、噪声低、响应速度快、光电特性的线性度好、受温度的影响小等特点，是光电导器件无法比拟的，而光电导器件对微弱辐射的检测能力和宽光谱响应范围又是光生伏特器件达不到的。

实现光伏效应需要有内部电势垒。当照射光激发出电子－空穴对时，电势垒的内建电场将把电子－空穴对分开，从而在势垒两侧形成电荷堆积，产生光伏效应。这个内部电势垒可以是PN结、PIN结、肖特基势垒结、异质结等。这里仅讨论最基本的PN结的光伏效应。

PN结的基本特征是它的电学不对称性，在结区有一个从N区指向P区的内建电场Ei存在，如图1－10（a）所示。在热平衡状态下，多数载流子（N区的电子和P区的空穴）与少数载流子（N区的空穴和P区的电子）的作用由于内建电场的漂移而互相抵消，没有净电流通过PN结。这时可发现PN结两端没有电压，称为零偏状态。如果PN结正向偏置（P区接正极，N区接负极），则有较大正向电流流过PN结。如果PN结反向偏置（P区接负，N区接正），则有很小的反向电流通过PN结，这个电流在反向击穿前几乎不变，称为反向饱和电流IS0。PN结的伏安特性如图1－10（b）所示。图1－10（c）所示为PN结电阻随偏置电压的变化曲线。PN结的伏安特性可表示为

式中：id为暗电流（无光照时的电流）；IS0为反向饱和电流；e为电子电荷量；u为偏置电压（正向偏置为正，反向偏置为负）；k为玻尔兹曼常数；T为热力学温度。

图1－10 PN结及其伏安特性

在零偏情况下，PN结的电阻R0为

此时i＝0，所以PN结的开路电压为0。

在零偏条件下，如果入射光的波长λ满足条件

这时，无论光照射N区还是P区，都会激发出光生电子－空穴对。如图1－11（a）所示，当光照射P区时，由于P区的多数载流子是空穴，光照前热平衡空穴浓度本来就比较大，因此光生空穴对P区空穴浓度影响很小。相反，光生电子对P区的电子浓度影响很大，从P区表面（吸收光能多、光生电子多）向区内自然形成电子扩散趋势。如果P区的厚度小于电子扩散长度，那么大部分光生电子都能扩散进PN结，一进入PN结，就被内电场扫向N区。这样，光生电子－空穴对就被内电场分离开来，空穴留在P区，电子通过扩散流向N区。这时PN结正、负极之间会出现开路电压u0。这种现象称为光生伏特效应（光伏效应）。如果接通PN结，则有电流i0通过，称为短路光电流，如图1－10（b）所示。显然

u0＝R0i0 　（1－56）

图1－11 光生伏特效应

在光伏效应中，与光照相联系的是少数载流子的行为。因为少数载流子的寿命通常很短，所以，以光伏效应为基础的检测器件比以光电导效应为基础的检测器件有更快的响应速度。

具有光伏效应的半导体材料有很多，如硅、锗、砷化镓（Ga As）等半导体材料，利用这些材料能够制造出具有各种特点的光生伏特器件。其中硅光生伏特器件具有制造工艺简单、成本低等特点，是目前应用最广泛的光生伏特器件。

1.3.2 光热效应

某些物质在受到光照射后，由于温度变化而使自身性质发生变化的现象称为光热效应。在光电效应中，光子的能量直接变为光电子的能量，而在光热效应中，光能量与晶格相互作用，使其振动加剧，造成温度的升高。根据光与不同材料、不同结构的光热器件相互作用所引起的物质有关特性变化的情况，可以将光引起的热效应分为三种类型：辐射热计效应、温差电效应及热释电效应。

光热效应和光电效应完全不同。探测器件吸收光辐射能量后，并不直接引起内部电子状态的改变，而是把吸收的光能转变为晶格的热运动能量，引起探测器件温度上升，温度上升又使探测器件的电学性质或其他物理性质发生变化。所以，光热效应与单电子能量hν的大小没有直接关系。原则上，光热效应对光波频率没有选择性，只是在红外波段上，材料的光吸收率高，光热效应也就更强烈，所以光热效应广泛用于红外线辐射探测。因为温度升高是热积累的作用，所以光热效应的响应速度一般比较慢，而且容易受环境温度变化的影响。

值得注意的是，热释电效应与材料的温度变化率有关，比其他光热效应的响应速度要快得多，因此，已获得日益广泛的应用。

1.辐射热计效应

入射光的照射使材料受热，电阻率发生变化的现象称为辐射热计效应。与光电导效应不同，这里的电阻率的变化是由温度变化引起的。阻值的变化与温度变化的关系为

ΔR＝αTRΔT 　（1－57）

式中：αT为电阻温度系数；R为元件电阻；ΔT为温度变化。当温度变化足够小时，有

对于金属材料，电阻与T成正比，即R＝BT（B是常数，典型值为3 000K），则式（1－58）变为

即电阻温度系数与温度成反比。半导体材料的电阻与温度的关系具有指数形式，即

代入式（1－58），得到

式（1－61）表明：温度越高，半导体材料的电阻温度系数越小。

2.温差电效应

当两种不同的配偶材料（可以是金属或半导体）两端并联熔接时，如果两个接头的温度不同，并联回路中就产生电动势，称为温差电动势，回路中就有电流流通。如果把冷端分开并与一个电流表连接，那么当光照射到熔接端（称为电偶接头）时，熔接端（电偶接头）吸收光能使其温度升高，电流表就有相应的电流读数，电流的数值间接反映了光照能量大小。这就是用热电偶来探测光能的原理。实际中为了提高测量灵敏度，常将若干个热电偶串联起来使用，称为热电堆，它在激光能量计中获得了应用。

3.热释电效应

电介质内部没有自由载流子，没有导电能力。但是，它也是由带电的粒子（电子、原子核）构成的，在外加电场的情况下，带电粒子也要受到电场力的作用，因而其运动会发生变化。例如，加上一电压后，正电荷一般总是趋向阴极，而负电荷总是趋向阳极，虽然其移动距离很小，但其结果是使电介质的一个表面带正电，另一个表面带负电（见图1－12），通常称这种现象为“电极化”。从电压加上去的瞬间到电极化状态建立起来为止的这一段时间内，电介质内部的电荷的运动相当于电荷顺着电场力方向的运动，所形成的电流就称为“位移电流”，该电流在电极化完成时即消失。

对于一般的电介质，在电场去除后极化状态即消失，带电粒子又恢复原来状态。而有一类称为“铁电体”的电介质，在外加电场去除后仍能保持极化状态，这种现象称为“自发极化”。图1－13所示为电介质的极化曲线。从图1－13（a）可知，一般的电介质的极化曲线通过中心，而图1－13（b）所示的铁电体电介质的极化曲线在电场去除后仍能保持一定的极化强度。

图1－12 电极化现象

图1－13 电介质的极化曲线

铁电体的自发极化强度Ps（单位面积上的电荷量）随温度变化的关系曲线如图1－14所示。随着温度的升高，极化强度降低，当温度升高到一定值，自发极化突然消失，这个温度称为“居里温度”或“居里点”。在居里点以下，极化强度Ps为温度T的函数。利用这一关系制造的热检测器件称为热释电器件。

当红外辐射照射到已经极化的铁电体薄片上时，薄片温度升高，表面电荷减少，相当于热“释放”了部分电荷。释放的电荷可用放大器转换成电压输出。如果辐射持续作用，表面电荷将达到新的平衡，不再释放电荷，也不再有电压信号输出。因此，热释电器件不同于其他光电器件，在恒定辐射作用的情况下其输出的信号电压为零，只有在交变辐射的作用下才会有信号输出。

图1－14 自发极化强度随温度变化的关系曲线

无外加电场的作用而具有电矩，且在温度发生变化时电矩的极性发生变化的介质，称为热电介质。外加电场能改变这种介质的自发极化矢量的方向，即在外加电场的作用下，无规则排列的自发极化矢量趋于同一方向，形成所谓的单畴极化。当外加电场去除后仍能保持单畴极化特性的热电介质，又称为铁电体或热电－铁电体。热释电器件就是用这种热电－铁电体制成的。

产生热释电效应的原因是：没有外电场时，热电晶体具有非中心对称的晶体结构。在自然状态下，极性晶体内的分子在某个方向上的正、负电荷中心不重合，即电矩不为零，形成电偶极子。当相邻晶胞的电偶极子平行排列时，晶体将表现出宏观的电极化方向。在交变的外电场作用下还会出现如图1－13（b）所示的电滞回线。图中的Ec称为矫顽电场，即在该外电场作用下无极性晶体的电极化强度为零。

对于经过单畴极化的热释电晶体，在垂直于极化方向的表面上，将由表面层的电偶极子构成相应的静电束缚电荷。因为自发极化强度是单位体积内的电矩矢量之和，所以面束缚电荷密度σ与自发极化强度Ps之间的关系可由下式确定：

式中：S、d分别为晶体的表面积和厚度。

式（1－62）表明：热释电晶体的表面束缚面电荷密度σ在数值上等于它的自发极化强度Ps。但在温度恒定时，这些面束缚电荷被来自于晶体内部或外部空气中的异性自由电荷所中和，因此观察不到它的自发极化现象，如图1－15（a）所示。内部自由电荷中和表面束缚电荷的时间常数为

τ＝ερ 　（1－63）

式中：ε、ρ分别为晶体的介电常数和电阻率。大多数热释电晶体材料的τ值一般在1s～1 000s之间，即热释电晶体表面上的束缚电荷可以保持1s～1 000s的时间。因此，只要使热释电晶体的温度在面束缚电荷被中和掉之前因吸收辐射而发生变化，晶体的自发极化强度Ps就会随温度T的变化而变化，相应的束缚电荷面密度σ也随之变化，如图1－15（b）所示。这一过程的平均作用时间很短，约为10－12s。

图1－15 热释电晶体的内部电偶极子和外部自由电荷的补偿情况

1.3.3 光电转换定律

对光电检测器件来说，其输入是光辐射量，输出是光电流量。把光辐射量转换为光电流量的过程称为光电转换。光通量（即光功率）P（t）可以理解为光子流量；光子能量hν是光能量E的基本单元；光电流是光生电荷Q的时变量；电荷e是光生电荷的基本单元。为此，有

式中：n1、n2分别为光子数和电子数。式中所有变量都应理解为统计平均量。i正比于P，即

i（t）＝DP（t） 　（1－66）

式中：D为光电检测器件的光电转换因子。把式（1－64）和式（1－65）代入上式，有

式中

称为光电检测器件的量子效率，它表示光电检测器件激发的电子数和吸收的光子数之比。把式（1－67）代入式（1－66），得

这就是基本的光电转换定律。由此可知：

①光电检测器件对入射功率有响应，响应量是光电流。因此，一个光子探测器可视为一个电流源；

②因为光功率P正比于光电场的平方，故常把光电检测器件称为平方律探测器，或者说，光电检测器件本质上是一个非线性器件。