雪崩光电二极管工作特性及等效电路模型
一．工作特性
雪崩光电二极管为具有内增益的一种光生伏特器件，它利用光生载流子在强电场内的定向运动产生雪崩效应，以获得光电流的增益。在雪崩过程中，光生载流子在强电场的作用下
进行高速定向运动，具很高动能的光生电子或空穴与晶格院子碰撞，使晶格原子电离产生二次电子---空穴对；二次电子---空穴对在电场的作用下获得足够的动能，又是晶格原子电离产生新的电子----空穴对，此过程像“雪崩”似的继续下去。电离产生的载流子数远大于光激发产生的光生载流子，这时雪崩光电二极管的输出电流迅速增加，其电流倍增系数定义为：
0/M I I =
式中I 为倍增输出电流，0I 为倍增前的输出电流。
雪崩倍增系数M 与碰撞电离率有密切关系，碰撞电离率表示一个载流子在电场作用下 ，漂移单位距离所产生的电子----空穴对数目。实际上电子电离率n α 和空穴电离率p α是不完全一样的，他们都与电场强度有密切关系。由实验确定，电离率α与电场强度E J 近似有以下关系：
(
)
m
b E
Ae
α-=
式中，A ，b ，m 都为与材料有关的系数。 假定n p ααα==，可以推出 0
1
1D X M dx
α=
-
?
式中, D X 为耗尽层的宽度。上式表明，当
1D
X dx α→?
时，M →∞。因此称上式为发生雪崩击穿的条件。其物理意义是：在电场作用下，当通过耗尽区的每个载流子平均能产生一对电子----空穴对，就发生雪崩击穿现象。当
M →∞时，P N 结上所加的反向偏压就是雪崩击穿电压B R U .
实验发现，在反向偏压略低于击穿电压时，也会发生雪崩倍增现象，不过这时的M 值较小，M 随反向偏压U 的变化可用经验公式近似表示为
11()
n
BR M U U =
-
式中，指数n 与P N 结得结构有关。对N P +结，2n ≈;对P N +
结，4n ≈。由上式可见，
当BR U U →时，M →∞，P N 结将发生击穿。
适当调节雪崩光电二极管的工作偏压，便可得到较大的倍增系数。目前，雪崩光电二
极管的偏压分为低压和高压两种，低压在几十伏左右，高压达几百伏。雪崩光电二极管的倍增系数可达几百倍，甚至数千倍。
雪崩光电二极管暗电流和光电流与偏置电压的关系曲线如图所示。从图中可看到，当工作偏压增加时，输出亮电流（即光电流和暗电流之和）按指数显示增加。当在偏压较低时，不产生雪崩过程，即无光电流倍增。所以，当光脉冲信号入射后，产生的光电流脉冲信号很小（如A 点波形）。当反向偏压升至B 点时，光电流便产生雪崩倍增效应，这时光电流脉冲信号输出增大到最大（如B 点波形）。当偏压接近雪崩击穿电压时，雪崩电流维持自身流动，使暗电流迅速增加，光激发载流子的雪崩放大倍率却减小。即光电流灵敏度随反向偏压增加而减小，如在C 点处光电流的脉冲信号减小。换句话说，当反向偏压超过B 点后，由于暗电流增加的速度更快，使有用的光电流脉冲幅值减小。所以最佳工作点在接近雪崩击穿点附近。有时为了压低暗电流，会把向左移动一些，虽然灵敏度有所降低，但
是暗电流和噪声特性有所改善。
从图中的伏安特性曲线可以看出，在雪崩击穿点附近电流随偏压变化的曲线较陡，当反向偏压有所较小变化时，光电流将有较大变化。另外，在雪崩过程中P N 结上的反向偏压容易产生波动，将影响增益的稳定性。所以，在确定工作点后，对偏压的稳定性要求很高。
噪音
由于雪崩光电二极管中载流子的碰撞电离是不规则的，碰撞后的运动方向变得更加随机，所以它的噪声比一般光电二极管要大些。在无倍增的情况下，其噪声电流主要为散粒噪声。
当雪崩倍增M 倍后，雪崩光电二极管的噪声电流的均方根值可以近似由公式：
2
2
2I qIM f =?
计算。其中n 与雪崩光电二极管的材料有关。对于锗管，n=3,对于硅管，2.3 n M 倍增大。因此，随着M 的增大，噪声电流比信 号电流增大得更快。 光电探测器是光纤通信和光电探测系统中光信号转换的关键器件,是光电集成电路(OEIC) 接收机的重要组成部分. 随着集成电路计算机辅助设计技术的发展,通过建立PIN 雪崩光电二极管(APD) 的数学模型,并利用计算机对其特性进行分析和研究成为OEIC 设计中的重要组成部分. 目前PIN - APD 的等效电路模型,通常在PSPICE 中模拟实现[1 ,2 ,427 ] . 这种方法能较好的进行直流、交流、瞬态分析. 但无法跟踪反映PIN - APD 工作过程中载流子和光子的变化,同时建模过程中一些虚拟器件的存在和计算使模型特性出现误差. 本文通过求解反偏PIN 结构中各区过剩载流子速率方程,建立数学模型,并对模型参数和器件进行了修正,在Matlab 中进行了模拟计算. 模拟结果和实际测量结果吻合较好. 二．等效电路模型 1.PIN —APD 电路模型 为分析方便,采用图1所示 的一维结构,并假定 光由n 区入射,对于p 区入射情况,只需对下面相应的公式做少量修改。现作两点假设①区耗尽层扩展相对于i 区的宽度可忽略；②i 区电场均匀，n ，p 区内电场为零。对于实际的PIN 器件 i 区大都不是本征的，因为即使不故意掺杂,也含有一定杂质,这样i 区内的电场就不均匀,因此,以上两点假设对实际器件是否合理是值得斟酌的。不过只要i 区的杂质浓度与其它两区相比很小,这两点假设是合理的。 以n-i 界面作为研究对象,流过该界面的电流包括两部分,一部分为n 区少子——空穴的扩散电流，另一部分为i 区电子的漂移电流（i 区中的电子来源包括： 光生电子,空穴碰撞电离产生的电子,电子碰撞电离产生的电子,p 区少子——电子扩散进入的电子）。 对于反偏PIN 结构，可采用如下载流子速率方程 n 区： q I P P dt dP p p n G n -- =τ （1） P 区： q I N N dt dN n n p G p - - =τ （2） i 区： q I N N P N N dt dN n nt i nr i i p p i n n Gi i + - - ++=ττζυζυ （3） q I P P P N P dt dP p pt i pr i i p p i n n Gi i + - - ++=τ τ ζυζυ （4） 其中：为n P （p N ）为n （p ）区过剩空穴（电子）总数，i N （i P ）为i 区过剩（电子）空穴总数，q 为电子电荷，)(n p ττ为n （p ）区空穴（电子）寿命，)(pr nr ττ为i 区电子（空 穴）复合寿命，)(pt nt τ τ为i 区电子（空穴）漂移时间,)(G G N P 为入射光在n （p ）区的电 子-空穴对产生率（单位时间产生的电子-空穴对总数）,)(Gi Gi P N =为入射光在i 区的电子-空穴对产生率,)(n p I I 为n （p ）区少子空穴（电子）扩散电流 ,)(p n υυ为i 区电子（空穴）漂移速度,)(p n ζζ为i 区电子（空穴）碰撞离化率,即一个电子（空穴）在单位长度内碰撞离化产生的电子-空穴对数 。 关于方程（3），（4）中的雪崩增益项，对于雪崩区电场不均匀的情况（p n ζζ,与空间位置有关），不能写成这样简单的形式。 对i 区采用电中性条件，i i N P =，方程（4）可省略，方程（3）可写为 q I N N N N dt dN n nt i nr i i p p n n Gi i + - - ++=ττζυζ υ)( （5） 下面给出几个重要关系式： (1) [1exp()]in G n n P R P W h αυ -=--? (1)exp[()] [1exp()]in n n i i G p P P R W W N W h αααυ -?-+=--? [(1)exp()] [1exp()]in n n G i i i P R W N W h ααυ -?-?= --? /,/nt i n pt i p W W τυτυ== 其中，in P 为入射光功率，R 为n 区端面反射率，υh 为光子能量，p i ααα、、n 分别为n 、i 、p 区的光功率吸收系数，p i n W W W 、、分别为n 、i 、p 区的宽度。 对于不同材料，电子、空穴的漂移速度的场依赖关系不同，对于GaAs,InGaAs,InP,InGaAsP 等族材料，可采用以下的形式 sp p p p th th sn F F F F F F F F F υμμυυμυ/1)() /(1)/(4 4 n n += ++=，）（ 其中F 为i 区电场，J i BI J V W V V F ,/+=为外加偏压，BI V 为二极管内建势，th F 为阈值电场，)(p n μμ为i 区电子（空穴）迁移率，)(sp sn υυ为i 区电子（空穴）饱和漂移速度。 电子、空穴离化率可采用如下经验公式 ])/(exp[)(],)/(exp[)(p n c n p p c n n n F b a F F b a F -=-=ζζ 其中，p p p n n n c b a c b a 、、、、、为经验常数，可通过与实验数据曲线拟合得到。这里给出几种材料的数据，见表1，这些数据主要取自文献[1,19-22]。 表中数据对应温度300K ，晶向<100>。表中InGaAs 为As Ga In 53.047.0，InAlAs 为 As Al In 52.048.0，InGaAsP 为26.074.011.089.0P As Ga In 。 为提高数据处理精度，引入归一化常数（可看作是一个电容）,并令 ,,p n i p n i no no no qN qP qN V V V C C C = = = （1）---（4）式可化为 p p in no p op p dV V P C I R dt R =+ + （6） in n n no n on n P dV V C I R dt R =+ + （7） in i i i no a n oi ni nt P dV V V C I I R dt R R =++ -- （8） 其中，(1)[1exp()] op n n h R q R W ν α= --- e x p () (1)[1 e x p ()] n n i i on p p h W W R q R W νααα+= --- exp()(1)[1exp()] n n oi i i h W R q R W ναα= --- p p no R τ=，n n no R τ= nt nt no R C τ=，nr nr no R τ= i i n t I V R =，()a no i n n p p I C V υζυζ=+ 由于n ，p 两区的少子分布与in P ，n V ，p V 及时间的依赖关系很复杂，这里假定其空间分布形式（函数形式）与时间无关，即稳态和瞬态具有同一空间分布函数形式，对时间的依赖由in P ，n V ，p V 来体现。这样可由稳态结果得到n I ，p I 与in P ，n V ，n V 的关系： n n nd n in no I V R P I β=++，p p pd p in po I V R P I β=++ [()1]nd n p n R R ch W L =-，[()1]pd p n p R R ch W L =- [()1] ()po n p n no p n p n qN L ch W L I W sh W L τ+= [()1]() no p n p po n p n p qP L ch W L I W sh W L τ+= 2 222()1exp()1 (1)exp[()] { } 1() [()1] p n p n p p n n i i n p p n n n p p n p n L ch W L W q R W W h L L sh W L L ch W L ααααβαν αα+----+= ? ?+ ---2 222[()1]exp() exp()1 (1){ exp()}1() [()1] p n n p n n p p p n n n p n p n p n p n p L ch W L W W q R W h L L sh W L L ch W L αααβααν αα+----= ? ?+ +--- 其中，n L ，p L 分别为p 区电子，n 区空穴的扩散长度。 APD 的端电流为 J J P i T d dV I I I C I dt =+++ （9） 其中，T s J C C C =+，s C 为寄生电容，0J s i C A W εε=，0ε为真空介电常数，s ε为材料相对介电常数，A 为垂直电场方向器件的截面积，J V 为结电压。d I 为隧穿电流与其他寄生漏电流之和，可写为 12() exp()J J BI i J d I J BI d AV V V W V I W V V R Θ+Θ= - + + 14h πΘ= 2qh Θ= 上式第一项为隧穿电流，当反偏压较高时起主要作用，第二项为寄生漏电流。*c m 为电子的有效质量，γ为一个于隧穿势垒的形状有关的参数，对于带-带隧穿过程，γ接近1，h 为Planck 常数除以2π，g E 为带隙，d R 为寄生漏电阻。 考虑APD 的寄生串联电阻 ，由（6-9）式可得如图2所示的APD 电路模型。 这里应说明的是，用此模型编写直流模拟程序时，必须满足条件11n n p p nr nt νζνζ ττ+<+，否则得到的解是没有意义的。此外 这个条件可得到击穿电压。 本模型对于i 区为量子阱或超晶格结构也适用，只是离化率和漂移速度要采用加权平 均的形式 W W b b W b W W W W ζζζ+= +， ()W b W b W b b W W W W W ννννν+= + 其中，W ζ，b ζ，W ν，b ν，W W ，b W 分别为阱和垒材料的离化率，载流子漂移速度及阱和 垒区的宽度（对于周期结构，为一个周期内的宽度，对于非周期结构为总宽度）离化率主要以窄带隙材料为主。 2. 模拟实例 为验证模型，这里对一种0.450.55In Ga As InP PIN-APD 的暗电流特性和脉冲响应特性进行了模拟，并与相关文献的实验结果进行了比较。所用的模型参数见下表，比较结果见图3和图4. 图3给出暗电流特性，实线为模拟结果，“*”为其他文献报道的实验结果，图中可见二者符合较好。对于小的 偏压，暗电流以扩散电流和寄生漏电流为主，对大的偏压，暗电流表现为隧穿电流)该器件的击穿电压为80.5 V 。 图4给出脉冲响应特性。输入信号宽度为10ps 峰值功率1mW 的G auss 形脉冲，偏压为50V ，取样电阻为5 0 SZ ，光由P 区人射。由图可见，模拟结果与实验结果比较符合。这个器件本身的电容比较小，寄生电容对波形的影响比较大。图中给出1s C pF =和1.5pF 两条模拟曲线，对应的半峰全宽（FWHM ）分别为150 ps 和175 ps ，其他文献给出的结果为140ps.由以上比较结果可见，这里给出的PIN-APD 电路模型能比较好的预测器件的性能.此外，这里还给出了对这个器件的其它模拟结果。见图5--7.图5给出对应不同光功率的光电流曲线。在很大的偏压范围内，曲线都比较平坦，只有在接近击穿电压时，光电流才随偏压的提高而增大，这主要是隧穿电流造成的。图6给出1W μ输入光功率情况下的量子效率随偏压的变化关系。这里量子效率定义为光生电子一空穴对数与 人射光子数之比。当偏压小于55 V 时，量子效率基 本保持为40%，随偏压升高，量子效率迅速增大，对应80 V 的量子效率为9.457%，图7给出不同偏压下的脉冲响应，条件同图4。由图可见，随偏压的增大，响应幅度增大,F W H M 增大，这是由于雪崩效应造成的。当偏压接近击穿电压时，该器件已不能响应这样短的脉冲。 3.结论 针对PIN 结构的特殊性，作了适当的假设，以载流子速率方程为基础，把PIN-APD 用一 个完全由电子元件构成的三端等效电路来等效，把光学量用电学量来处理，从而可用现有的电 路模拟技术来模拟PIN--APD,本文给出的PIN--APD 电路棋型可用于直流、交流、瞬态分析， 它可加人到现有电路摸拟软件中.亦可在开发OEIC CAA软件中采用。 雪崩光电二极管的介绍 及等效电路模拟 雪崩光电二极管的介绍及等效电路模拟 [文档副标题] 二〇一五年十月 辽宁科技大学理学院 辽宁省鞍山市千山中路185号 雪崩光电二极管的介绍及等效电路模拟 摘要：PN结有单向导电性，正向电阻小，反向电阻很大。当反向电压增大到一定数值时，反向电流突然增加。就是反向电击穿。它分雪崩击穿和齐纳击穿(隧道击穿)。雪崩击穿是PN 结反向电压增大到一数值时，载流子倍增就像雪崩一样，增加得多而快，利用这个特性制作的二极管就是雪崩二极管。雪崩击穿是在电场作用下，载流子能量增大，不断与晶体原子相碰，使共价键中的电子激发形成自由电子-空穴对。新产生的载流子又通过碰撞产生自由电子-空穴对，这就是倍增效应。1生2，2生4，像雪崩一样增加载流子。 关键词：雪崩二极管等效电路 1.雪崩二极管的介绍 雪崩光电二极管是一种p-n结型的光检测二极管，其中利用了载流子的雪崩倍增效应来放大光电信号以提高检测的灵敏度。其基本结构常常采用容易产生雪崩倍增效应的Read二极管结构（即N+PIP+型结构，P+一面接收光），工作时加较大的反向偏压，使得其达到雪崩倍增状态；它的光吸收区与倍增区基本一致（是存在有高电场的P区和I区）。 P-N结加合适的高反向偏压，使耗尽层中光生载流子受到强电场的加速作用获得足够高的动能，它们与晶格碰撞电离产生新的电子一空穴对，这些载流子又不断引起新的碰撞电离，造成载流子的雪崩倍增，得到电流增益。在0.6～0.9μm波段，硅APD具有接近理想的性能。InGaAs（铟镓砷）/InP（铟磷）APD是长波长（1.3μn，1.55μm）波段光纤通信比较理想的光检测器。其优化结构如图所示，光的吸收层用InGaAs材料，它对1.3μm和1.55μn 的光具有高的吸收系数，为了避免InGaAs同质结隧道击穿先于雪崩击穿，把雪崩区与吸收区分开，即P-N结做在InP窗口层内。鉴于InP材料中空穴离化系数大于电子离化系数，雪崩区选用n型InP，n-InP与n-InGaAs异质界面存在较大价带势垒，易造成光生空穴的陷落，在其间夹入带隙渐变的InGaAsP（铟镓砷磷）过渡区，形成SAGM（分别吸收、分级和倍增）结构。 在APD制造上，需要在器件表面加设保护环，以提高反向耐压性能；半导体材料以Si 为优（广泛用于检测0.9um以下的光），但在检测1um以上的长波长光时则常用Ge和InGaAs（噪音和暗电流较大）。这种APD的缺点就是存在有隧道电流倍增的过程，这将产生较大的散粒噪音（降低p区掺杂，可减小隧道电流，但雪崩电压将要提高）。一种改进的结构是所谓SAM-APD：倍增区用较宽禁带宽度的材料（使得不吸收光），光吸收区用较窄禁带宽度的材料；这里由于采用了异质结，即可在不影响光吸收区的情况下来降低倍增区的掺杂浓度，使得其隧道电流得以减小（如果是突变异质结，因为ΔEv的存在，将使光生 可编程器件应用 电 子 测 量 技 术 EL ECTRONIC M EASUREM EN T TEC HNOLO GY 第30卷第2期2007年2月 雪崩光电二极管在相位式激光测距仪中的应用 孙懋珩 丁 燕 (同济大学电子与信息工程学院 上海 200092) 摘 要:雪崩光电二极管作为光敏接收器件,特别适合用于微弱信号的接收检测,它在相位式激光测距系统中用来接收经过漫反射后微弱的激光信号。针对雪崩二极管反向偏压电路中高纹波的问题,本文设计和分析了一种高效的低纹波偏压电路,实验结果表明,该方法有效抑制了纹波电压。针对雪崩二极管温度漂移的问题,本文设计和分析一种新型的温度补偿电路,使雪崩二极管达到了最佳雪崩增益。针对雪崩二极管噪声问题,分析了主要噪声源,设计了一个低噪声的前置放大电路,实验结果表明,该电路有效地提高了信噪比。综合实验结果表明,这些电路设计对于提高相位式激光测距仪的测量精度是有效的。 关键词:雪崩光电二极管;相位式激光测距;纹波;温度补偿;前置放大电路 中图分类号:TN710.2 文献标识码:A Study on application of avalanche photodiode in phase laser distance measurement Sun Maoheng Ding Yan (School of Electronic and Information Engineering,Tongji University,Shanghai200092) Abstract:As a light2sensitive device,avalanche photodiode is particularly suitable for the receiving and detection of weak signal.Therefore,it is always used to receive weak laser signal in the phase laser distance measuring system.To solve the problem of high ripple in the bias voltage circuit,a high efficient circuit with low ripple is designed and analyzed which restrains the ripple effectively.To solve the problem of temperature drift,a new circuit with temperature compensation is designed and analyzed which enables A PD to reach the optimal avalanche gain.To solve the problem of noise,the major noises of A PD are analyzed and a preamplifier circuit with low noise is designed which raise the signal2 to2noise ratio effectively.The results of the experiment indicate that these circuit designs raise the measuring accuracy of the phase laser distance measuring system effectively. K eyw ords:avalanche photodiode;phase laser distance measurement;ripple;temperature compensation;preamplifier 0 引 言 在相位式激光测距仪的激光接收部分中,雪崩二极管作用非常关键。在激光测距仪中,激光从发射到接收,由于经过目标的漫反射以及衰减,接收到的激光信号非常微弱,使得接收检测相对较为困难,所以一般都用雪崩光电二极管作为光敏接收器件[1]。雪崩二极管具有很高的内部增益,响应速度非常快,但要使雪崩二极管发挥其优异的特性,必须给它提供一个较高的反向偏置电压(一般在几十伏以上甚至几百伏。一般的开关电源可以达到这么高的电压要求,但伴随着会有相对较大纹波电压,电源的纹波电压变化范围越大,对雪崩二极管的影响就越大,它会严重影响到雪崩二极管的最佳增益。针对这一情况,本文提出的一种高效的低纹波偏压电路是通过从高压输出端引出一个反馈电路,直接反馈到高压电路的电源端,通过改变电源电压来改变高压输出。在实验中测得的输出高压的纹波与之前未经低纹波设计的高压电路相比,纹波电压得到了很好的抑制。对于雪崩二极管来说,一个小小的温度变化就能引起增益的很大变化,为了保证温度变化时增益值不变,就必须改变PN结倍增区的电场,因此必须接入一个温度补偿电路,在温度变化时来调整光检测器的偏置电压。本文设计了一个新型的温度补偿电路,用一个模拟温度传感器及一个运放,通过简单的计算公式进行参数配置,最终得出一条与A PD最佳增益非常匹配的反向高压输出曲线。雪崩二极管在倍增过程中产生的附加噪声会大大降低测量的性能,为达到最大信噪比,提高相位式激光测距仪的测量精度,本文对其噪声进行了分析并且设计了一个有效的前置放大电路。实验结果表明,该电路有效地提高了信噪比。将这些电路在相位式激光测距仪接收模块中应用,结果表明,它们对于提高相位式激光测 面向50 Gbps及以上光通信应用的新原理高速雪崩光电二极管的 研究 从二十一世纪开始,光通信技术日渐成熟,信息交互需求也与日 俱增,因此,光通信系统必须不断地提高自己的承载能力和处理能力。在二十一世纪初,通信系统对光通信芯片提出的要求是4×10 Gbit/s,到了 2007年,这一要求便被提升到了 4×25G bit/s,从2014年以来,4G网络已经普及化,传统的25 Gbps的光通信芯片已经不能满足系统的需求,这时就需要研发出大于40 Gbps,甚至大于50 Gbps的芯片来填补这一空白。雪崩光电二极管(Avalanche Photodiode,APD) 因为具有高响应度的特点,在接受模块中被广泛应用。在APD中,空穴和电子参与碰撞离化,产生后续的空穴或电子。在电压较高的情况下,倍增区内的碰撞离化进行地更剧烈,产生的增益更高,但是APD的响 应时间也更长;如果降低APD两端所加的电压,APD的响应速度得到了提升,但是牺牲了增益数值。因此,在APD中存在着增益-带宽积的限制瓶颈,传统的采用InP或InAlAs作倍增层的APD的极限增益-带宽积分别在80～120 GHz和105～160 GHz之间,这两种结构的APD很难满足大于50 GHz光通信的要求。除了雪崩建立时间之外,限制APD往更高速发展的因素还有RC常数、载流子渡越时间、材料的等效k值等等,因此,本文将要从多个角度出发,探寻使APD突破50 G带宽的新原理及新方法。在本文中,提出了采用三维结构倍增区来提升APD带宽的方法,为了给新的结构提供理论支持,在本文中完善了三维Dead Space理论,通过分析不同电场线上的碰撞离化过程并优化电场分布, 雪崩光电二极管工作特性及等效电路模型 一．工作特性 雪崩光电二极管为具有内增益的一种光生伏特器件，它利用光生载流子在强电场内的定向运动产生雪崩效应，以获得光电流的增益。在雪崩过程中，光生载流子在强电场的作用下 进行高速定向运动，具很高动能的光生电子或空穴与晶格院子碰撞，使晶格原子电离产生二次电子---空穴对；二次电子---空穴对在电场的作用下获得足够的动能，又是晶格原子电离产生新的电子----空穴对，此过程像“雪崩”似的继续下去。电离产生的载流子数远大于光激发产生的光生载流子，这时雪崩光电二极管的输出电流迅速增加，其电流倍增系数定义为： 0/M I I = 式中I 为倍增输出电流，0I 为倍增前的输出电流。 雪崩倍增系数M 与碰撞电离率有密切关系，碰撞电离率表示一个载流子在电场作用下 ，漂移单位距离所产生的电子----空穴对数目。实际上电子电离率n α 和空穴电离率p α是不完全一样的，他们都与电场强度有密切关系。由实验确定，电离率α与电场强度E J 近似有以下关系： ( ) m b E Ae α-= 式中，A ，b ，m 都为与材料有关的系数。 假定n p ααα==，可以推出 0 1 1D X M dx α= - ? 式中, D X 为耗尽层的宽度。上式表明，当 1D X dx α→? 时，M →∞。因此称上式为发生雪崩击穿的条件。其物理意义是：在电场作用下，当通过耗尽区的每个载流子平均能产生一对电子----空穴对，就发生雪崩击穿现象。当 M →∞时，P N 结上所加的反向偏压就是雪崩击穿电压B R U . 实验发现，在反向偏压略低于击穿电压时，也会发生雪崩倍增现象，不过这时的M 值较小，M 随反向偏压U 的变化可用经验公式近似表示为 11() n BR M U U = - 式中，指数n 与P N 结得结构有关。对N P +结，2n ≈;对P N + 结，4n ≈。由上式可见， 当BR U U →时，M →∞，P N 结将发生击穿。 适当调节雪崩光电二极管的工作偏压，便可得到较大的倍增系数。目前，雪崩光电二 半导体雪崩光电二极管 半导体雪崩光电二极管 semiconductor avalanche photodiode 具有内部光电流增益的半导体光电子器件，又称固态光电倍增管。它应用光生载流子在二极管耗尽层内的碰撞电离效应而获得光电流的雪崩倍增。这种器件具有小型、灵敏、快速等优点，适用于以微弱光信号的探测和接收，在光纤通信、激光测距和其他光电转换数据处理等系统中应用较广。 当一个半导体二极管加上足够高的反向偏压时，在耗尽层内运动的载流子就可能因碰撞电离效应而获得雪崩倍增。人们最初在研究半导体二极管的反向击穿机构时发现了这种现象。当载流子的雪崩增益非常高时，二极管进入雪崩击穿状态；在此以前，只要耗尽层中的电场足以引起碰撞电离，则通过耗尽层的载流子就会具有某个平均的雪崩倍增值。 碰撞电离效应也可以引起光生载流子的雪崩倍增，从而使半导体光电二极管具有内部的光电流增益。1953年，K.G.麦克凯和K.B.麦卡菲报道锗和硅的PN结在接近击穿时的光电流倍增现象。1955年，S.L.密勒指出在突变PN结中，载流子的倍增因子M随反向偏压V的变化可以近似用下列经验公式表示 M＝1/[1-(V/VB)n] 式中VB是体击穿电压,n是一个与材料性质及注入载流子的类型有关的指数。当外加偏压非常接近于体击穿电压时，二极管获得很高的光电流增益。PN结在任何小的局部区域的提前击穿都会使二极管的使用受到限制，因而只有当一个实际的器件在整个PN结面上是高度均匀时，才能获得高的有用的平均光电流增益。因此，从工作状态来说，雪崩光电二极管实际上是工作于接近（但没有达到）雪崩击穿状态的、高度均匀的半导体光电二极管。1965年，K.M.约翰逊及L.K.安德森等分别报道了在微波频率下仍然具有相当高光电流增益的、均匀击穿的半导体雪崩光电二极管。从此，雪崩光电二极管作为一种新型、高速、灵敏的固态光电探测器件渐渐受到重视。 性能良好的雪崩光电二极管的光电流平均增益嚔可以达到几十、几百倍甚至更大。半导体中两种载流子的碰撞离化能力可能不同，因而使具有较高离化能力的载流子注入到耗尽区有利于在相同的电场条件下获得较高的雪崩倍增。但是，光电流的这种雪崩倍增并不是绝对理想的。一方面，由于嚔随注入光强的增加而下降，使雪崩光电二极管的线性范围受到一定的限制，另一方面更重要的是，由于载流子的碰撞电离是一种随机的过程，亦即每一个别的载流子在耗尽层内所获得的雪崩增益可以有很广泛的几率分布,因而倍增后的光电流I比倍增前的光电流I0有更大的随机起伏，即光电流中的噪声有附加的增加。与真空光电倍增管相比，由于半导体中两种载流子都具有离化能力，使得这种起伏更为严重。一般将光电流中的均方噪声电流〈i戬〉表示为 〈i戬〉＝2qI0嚔2F(嚔)B雪崩光电二极管的特性
雪崩光电二极管在相位式激光测距仪中的应用
面向50 Gbps及以上光通信应用的新原理高速雪崩光电二极管的研究
雪崩光电二极管的特性
半导体雪崩光电二极管(精)
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