Đềtéctơ - Quang học bằng Bán dẫn - Phần 1 pdf

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

223


Institut d’ Alembert




Đềtéctơ Quang học bằng Bán dẫn


NGUYỄN Chí Thành





Phòng Thí nghiệm Phôtônic Lượng tử và Phân tử
Trường Đại Học Sư Phạm Cachan
Đơn vị Nghiên cứu Hỗn hợp số 8537,
Trung Tâm Quốc gia Nghiên cứu Khoa Học Pháp


61 avenue du Président Wilson
94235 Cachan cedex
Pháp

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

225
MỤC LỤC

I. DẪN NHẬP
I.1. Nhắc lại các điểm chính trong tương tác phôtôn-bán dẫn
I.1.1 Chuyển dịch điện tử trong chất bán dẫn
I.1.2 Phản xạ và hấp thụ phôtôn
I.2. Đềtéctơ quang học bán dẫn
I.2.1. Nguyên lý vận hành cơ bản
I.2.2 Các đặc trưng chung

a)

Hiệu suất lượng tử.
b) Đáp ứng đặc trưng theo phổ
.

c)

Độ nhạy.
d) Đáp ứng thời gian
.
II. CÁC BỘ TIẾP GIÁP BÁN DẪN
II.1 Bộ tiếp giáp p-n

a)

Bộ tiếp giáp p-n ở trạng thái cân bằng nhiệt động.

b) Bộ tiếp giáp p-n được phân cực.

c) Điện dung chuyển tiếp và điện dung khuếch tán.

II.2. Tiếp xúc kim loại-bán dẫn
II.2.1. Bộ tiếp giáp Schottky
a) Bộ tiếp giáp Schottky ở trạng thái cân bằng nhiệt động.
b) Bộ tiếp giáp Schottky được phân cực.

II.2.2. Tiếp xúc thuần trở
III. ĐỀTÉCTƠ QUANG HỌC LƯỢNG TỬ
III.1 ĐỀTÉCTƠ QUANG DẪN ĐIỆN
III.1.1 Vận hành của một đềtéctơ quang dẫn điện
III.1.2 Độ khuếch đại của quang dẫn điện
III.1.3 Đáp ứng thời gian
III.3 ĐỀTÉCTƠ QUANG HỌC DÙNG BỘ TIẾP GIÁP
III.3.1 Điốt quang p-n

a)

Vận hành của điốt quang p-n.

b) Đáp ứng thời gian.
III.3.2 Điốt quang p-i-n
III.3.3 Điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện
a) Vận hành của điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện.
b) Đáp ứng thời gian
.
III.3.4 Điốt quang Schottky
III.3.5 Điốt quang MSM (Métal-Semiconducteur-Métal)
III.3.6 Điốt quang dùng cấu trúc dẫn sóng
IV. TIẾNG ỒN TRONG CÁC ĐỀTÉCTƠ QUANG HỌC BÁN DẪN
IV.1 Giới thiệu tổng quan
IV.2 Các nguồn tiếng ồn
IV.2.1 Tiếng ồn phôtôn
IV.2.2 Tiếng ồn do sự tạo cặp và tái hợp
IV.2.3 Tiếng ồn do nhân điện
IV.2.4 Tiếng ồn nhiệt
IV.2.5 Tiếng ồn 1/f
IV.3 Độ nhạy đặc trưng
IV.3.1 Độ nhạy đặc trưng của đềtéctơ quang học
IV.3.2 Độ nhạy đặc trưng của đềtéctơ quang dẫn điện
IV.3.3 Độ nhạy đặc trưng của điốt quang p-i-n
IV.3.4 Độ nhạy đặc trưng của điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện
IV.3.5 Đo tín hiệu quang học bằng phép đo trực tiếp với các điốt quang
a) Đo tín hiệu quang bằng phép đo trực tiếp với điốt quang p-i-n

b) Đo tín hiệu quang bằng phép đo trực tiếp với điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện
V. ĐO TÍN HIỆU QUANG HỌC BẰNG PHÉP ĐO KẾT HỢP

TÀI LIỆU THAM KHẢO TÓM TẮT

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

226
I. DẪN NHẬP
Trong một hệ truyền thông quang học (chẳng hạn như truyền tín hiệu bằng sợi quang, vận hành của các linh
kiện chức năng trong quang học tích hợp…), đềtéctơ quang học là linh kiện có chức năng chuyển đổi tín hiệu quang
thành tín hiệu điện để chúng có thể được xử lý bằng các linh kiện điện tử. Các đềtéctơ quang học dùng trong truyền
thông quang học là những đềtéctơ lượng tử làm bằng bán dẫn. Trong tài liệu này, chúng tôi trình bày hai phần chủ
yếu: phần đầu trình bày các đềtéctơ quang học bằng bán dẫn dưới cách nhìn của vật lý các linh kiện bán dẫn và
phần sau trình bày hiệu năng của các linh kiện này trong việc đo các tín hiệu quang.
Trong phần đầu, trước hết chúng tôi nhắc lại các điểm chính của tương tác phôtôn với chất bán dẫn trong cơ chế
đo sóng quang và các bộ tiếp giáp bán dẫn-bán dẫn và bán dẫn-kim loại. Kế đến, chúng tôi trình bày vật lý các
đềtéctơ quang học bán dẫn trên cơ sở của cơ chế quang dẫn điện trong một chất bán dẫn (đềtéctơ quang dẫn điện),
trong các bộ tiếp giáp bán dẫn (điốt quang p-n, điốt quang p-i-n, điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện) và trong các
bộ chuiyển tiếp kim loại-bán dẫn (điốt quang dùng hiệu ứng Schottky, điốt quang kim loại-bán dẫn-kim loại).
Trong phần sau, chúng tôi sẽ trình bày, dưới quan điểm vật lý các linh kiện, các dạng tiếng ồn (tiếng Pháp: bruit/
tiếng Anh: noise) khác nhau trong quá trình đo các tín hiệu quang bằng phép đo trực tiếp cũng như các tham số đặc
trưng cho hiệu năng của các đềtéctơ lượng tử. Chúng tôi trình bày sau đó phép đo kết hợp (détection cohérente/
coherent detection) các tín hiệu quang, phép đo được sử dụng nhiều trong các hệ truyền thông quang học nhằm cải
thiện hiệu năng của quá trình đo tín hiệu quang.
I.1. Nhắc lại các điểm chính trong tương tác phôtôn-bán dẫn
I.1.1 Chuyển dịch điện tử trong chất bán dẫn
Các chuyển dịch quang học giữa các trạng thái điện tử trong một chất bán dẫn gồm: hấp thụ, bức xạ tự
phát và bức xạ cưỡng bức. Quá trình hấp thụ một phôtôn trong chất bán dẫn là kết quả của việc chuyển dịch một

điện tử trong vùng hoá trị sang vùng dẫn của chất bán dẫn. Quá trình này tương ứng với với việc tạo ra một cặp hạt
mang điện tự do điện tử-lỗ trống xảy ra ngay sau tương tác giữa một phôtôn với chất bán dẫn. Cơ chế này được sử
dụng trong phương pháp đo thông lượng phôtôn bằng chất bán dẫn
. Chỉ có những phôtôn mà năng lượng lớn
hơn độ rộng của vùng cấm mới được chất bán dẫn hấp thụ
: hν ≥ E
g
.
Tương tác phôtôn-điện tử (hay phôtôn-lỗ trống) này phải tuân theo các định luật bảo toàn, định luật phân bố
thống kê lượng tử của các hạt mang điện có khả năng tương tác với các phôtôn. Các chuyển dịch quang học trong
bán dẫn tuân theo các định luật bảo toàn sau đây:

(i) Bảo toàn năng lượng :
E
i
là năng lượng ban đầu (trước tương tác) và E
f
là năng lương sau cùng (sau tương tác) của điện tử và E
p
là
năng lượng của phôtôn ; theo định luật bảo toàn năng lượng, ta có: E
f
- E
i
= ± E
p
(I.1)
Dấu+ tương ứng với trường hợp hấp thụ một phôtôn và dấu – tương ứng với trường hợp bức xạ một phôtôn.
(ii) Bảo toàn động lượng (
k p

r
h
r
=
):

f
k
r
và
i
k
r
là các vectơ sóng trước và sau tương tác của điện tử,
p
k
r
là vectơ sóng của phôtôn ; theo định luật
bảo toàn động lượng, ta có :
pif
k kk
r
r
r
±=−
(I.2)
Với cặp hạt tương tác này, trong phạm vi các chất bán dẫn thường dùng và các phôtôn trong dãi phổ hồng ngoại,
người ta chứng minh rằng : k
électron
>> k

photon
. Điều này dẫn đến kết quả là: k
f
≈ k
i
(I.3)
absorption
(
a
)
(b)
(c)
émission
transitions
non-radiatives
absorption
thermalisatio
n

Hình I.1 : Các chuyển dịch giữa các vùng trong chất bán dẫn: (a) chuyển dịch trực tiếp; (b,c) chuyễn dịch gián tiếp
Nghĩa là vectơ sóng điện tử được bảo toàn trong tương tác với phôtôn. Người ta biểu diễn sự bảo toàn vectơ sóng
điện tử bằng một
vectơ sóng có vị trí thẳng đứng trong không gian k
. Như vậy, vì lý do bảo toàn vectơ sóng điện tử
trong tương tác với phôtôn,
chỉ có những chuyển dịch điện tử có vị trí thẳng đứng trong không gian k mới được xem
là chuyển dịch quang học
. Điều kiện này chỉ có thể thực hiện được trong các chất bán dẫn có vùng cấm trực tiếp
(tức là đỉnh của vùng hoá trị ngay hàng thẳng đứng với đáy của vùng dẫn) (hình I.1.a). Thực vậy, trong một chất
bán dẫn có vùng cấm trực tiếp, các chuyển dịch quang học theo vị trí thẳng đứng tuân theo đúng các định luật bảo

toàn năng lượng (E
C
- E
V
= hν) và động lượng (k
f
= k
i
). Hiện tượng bức xạ và hấp thụ dễ được thực hiện trong các
chất bán dẫn kiểu này.
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

227
Trong các chất bán dẫn có vùng cấm gián tiếp (tức là đỉnh của vùng hoá trị không xếp hàng thẳng đứng với đáy
của vùng dẫn), chuyển dịch quang học chỉ có thể thực hiện được với điều kiện có thêm một cơ chế chuyển dịch phụ
thích hợp. Trong cơ chế này, sự đóng góp của một hạt tương tác thứ ba (như phônôn quang học chẳng hạn) là cần
thiết để tuân thủ các định luật bảo toàn. Trong trường hợp này, các chuyển dịch điện tử giữa đáy của vùng dẫn và
đỉnh của vùng hoá trị (hình I.1.b) không còn vị trí thẳng đứng trong không gian k ; chúng không còn là chuyển dịch
quang học nữa. Trong loại vật liệu này, chuyển dịch quang học khó có khả năng thực hiện được, lý do là vì các định
luật bảo toàn không còn được tôn trọng.
Ngược lại, trong loại vật liệu có vùng cấm gián tiếp, hấp thụ một phôtôn là điều có thể thực hiện được, nhờ vào
một cơ chế trung gian như được trình bày trên hình I.1.c. Trong trường hợp này, một phôtôn có năng lượng lớn hơn
độ rộng của vùng cấm (hν > E
C
- E
V
) có thể đưọc hấp thụ bằng một chuyển dịch quang học có vị trí thẳng đứng giữa
đỉnh của vùng hoá trị và đáy thứ hai của vùng dẫn (vectơ sóng k được bảo toàn), năng lượng thừa trong quá trình
hấp thụ này sẽ được tiêu tán dưới dạng nhiệt trong vật liệu.

Chỉ có những hạt tải điện mà năng lượng, động lượng và mật độ trạng thái thỏa mãn các điều kiện bảo toàn mới
có khả năng tham gia vào các tương tác với phôtôn. Các hạt tải điện này được gọi tên là các hạt tải điện quang học
(gọi tắt là hạt quang tải điện).
I.1.2 Phản xạ và hấp thụ phôtôn

Hình I.2
Gọi Φ
0
(E) là thông lượng phôtôn tới với năng lượng E = hν. Thông lượng này được đo bằng số phôtôn có năng
lượng E đập lên một đơn vị bề mặt của chất bán dẫn trong một đơn vị thời gian. R(E) là hệ số phản xạ của chất bán
dẫn đối với bức xạ có năng lượng E (phần lớn các chất bán dẫn có hệ số phản xạ là R ≈ 30%). Φ
t
(E) là thông lượng
truyền qua, nghĩa là thông lượng các phôtôn xâm nhập vào bên trong thể tích của chất bán dẫn và Φ
r
(E) là thông
lượng của các phôtôn năng lượng E phản xạ trên bề mặt của chất bán dẫn (hình I.2): Φ
t
(E) = [1-R(E)] Φ
0
(E).


Hình I.3 : Giản đồ phân bố thông lượng phôtôn trong bán dẫn
Đặc trưng của sự hấp thụ các phôtôn trong quá trình truyền bên trong chất bán dẫn là hệ số hấp thụ α(E,x),
được định nghĩa như sau :
)xE,(
)xE,(d

dx

1
x)(E,
Φ
Φ
−=α
(I.4)
Như vậy ta có: Φ(E,x) = Φ
0
(E)[1-R(E)] exp[-α(E)x] (I.5)
Hệ số phản xạ R(E) phụ thuộc vào bản chất của chất bán dẫn, nhưng nói chung giá trị của nó ít thay đổi theo
năng lượng phôtôn khi mà năng lượng này rất gần với năng lượng vùng cấm của chất bán dẫn ; như vậy chúng ta có
thể viết: R(E) = R. Trái lại, giá trị của hệ số này thay đổi rất nhiều theo góc chiếu của chùm tia tới. Giá trị này đạt
cực tiểu khi chùm tia tới thẳng góc với bề mặt bán dẫn

và khi đó hệ số phản xạ bằng :
2
S
S
1n
1n
R








+

−
=
(I.6)
trong đó n
S
là chiết suất của môi trường bán dẫn. Nếu chùm tia tới gồm các phôtôn đơn sắc, hệ số quang học tạo
cặp điện tử-lỗ trống sẽ bằng đúng tỷ suất biến mất của các phôtôn :
G(E,x) =
dx
)xE,(d

Φ
− = (1-R) Φ
0
(E)α(E) exp[-α(E)x]
Nếu chùm tia kích thích là đa sắc thì hệ số quang học tạo cặp là : G(E,x) =
∫
E
x)dE',G(E'
(I.7)
Đối với một chất bán dẫn, nếu hệ số hấp thụ
α(E) = 0 đối với tất cả phôtôn mà năng lượng E < E
g
(vật liệu trong
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

228
suốt đối với các phôtôn này) và α(E) ≈ hằng số đối với tất cả các phôtôn mà năng lượng E > E
g

, chúng ta có thể
viết : G(E,x) =
α (1-R) exp(-αx)
')dE(E'
0
∫
∞
Φ
Eg

(I.8)
Nếu
Φ
0
là thông lượng của tất cả các phôtôn mà năng lượng E > E
g
thì ta có:
G(E,x) =
α Φ
0
(1-R) exp(-αx) (I.9)

Hình I.4 : Biến đổi của hệ số hấp thụ và bế dày hấp thụ theo độ dài sóng của 4 chất bán dẫn (theo[11])
Hệ số hấp thụ của vật liệu bán dẫn thay đổi theo bước sóng (hay theo năng lượng phôtôn) của bức xạ kích thích.
Hình I.4 biểu diễn đường cong hệ số hấp thụ theo bước sóng của bức xạ kích thích của 4 loại vật liệu bán dẫn
thường dùng trong công nghệ chế tạo các đềtéctơ quang học.
Các phôtôn được hấp thụ tạo sinh các cặp điện tử-lỗ trống (là các hạt quang tải điện) thặng dư trong vật liệu bán
dẫn. Có hai loại quá trình xảy ra ngay sau khi tạo cặp đối với các hạt quang tải điện: hoặc là chúng tự tái hợp trong
quá trình khuếch tán bên trong bán dẫn với thời gian sống
τ (thời gian sống τ

n
của điện tử và thời gian sống τ
p
của
lỗ trống), hoặc là chúng bị điện trường quét ngay về các tiếp điểm thuần trở (ohmique - ohmic) với mạch ngoài. Các
phương trình mô tả các cơ chế này được suy ra từ các phương trình tiến hoá sau đây:

x
J
e
1

n
t)(x,G
t
n
n
n
optique
∂
∂
+
τ
∆
−=
∂
∂
(I.10)

x

J
e
1

p
t)(x,G
t
p
p
p
optique
∂
∂
−
τ
∆
−=
∂
∂
(I.11)
trong đó mật độ dòng điện tử J
n
và mât độ dòng lỗ trống J
p
được xác định bằng các phương trình:

Enµ
x
n
D

e
J
nn
n
+
∂
∂
= (I.12)

Epµ
x
p
D
e
J
pp
p
+
∂
∂
−= (I.13)

e là điện tích của điện tử ; n, D
n
, µ
n
và p, D
p
, µ
p

lần lượt là mật độ, hệ số khuếch tán và độ linh động của điện tử và
của lỗ trống trong bán dẫn.
I.2. Đềtéctơ quang học bán dẫn
I.2.1. Nguyên lý vận hành cơ bản

Hình I.5 : Ba cơ chế của đo lượng tử sóng quang học: (a) phép đo tương ứng vói chuyển dịch quang học giữa hai vùng kèm với
với tạo cặp điện tử-lỗ trống ; (b) với cơ chế vượt rào thế bằng hiện tượng quang phát xạ bên trong vật liệu ; (c) dịch chuyển
quang học từ một mức liên kết đến một mức tự do (theo [1])
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

229
Nguyên lý vận hành cơ bản của các đềtéctơ quang học bán dẫn là : trong trạng thái không có kích thích quang
học, các hạt tải điện trong các vật liệu bán dẫn không có khả năng tạo ra trạng thái dẫn điện ; bởi vì, hoặc là chúng
cư ngụ trong một vùng không có khả năng tham gia dẫn điện (chẳng hạn trong vùng hoá trị bị lấp kín, như đềtéctơ
quang học bán dẫn nội bẩm) ; hoặc là chúng bị chặn bởi một rào thế năng (chẳng hạn như rào thế Schottky), hoặc
là chúng tồn tại trên một mức lượng tử liên kết (như là đềtéctơ quang học bán dẫn ngoại lai, đềtéctơ quang học
dùng giếng lượng tử). Như vậy chính dịch chuyển quang học giữa hai tập hợp các mức năng lượng lượng tử (tập hợp
này đóng góp vào trạng thái dẫn điện, tập hợp kia đóng góp vào trạng thái không dẫn điện) là nguồn gốc của cơ chế
đo sóng quang học (hay đo thông lượng phôtôn). Nguyên lý đó giải thích vì sao người ta dùng tên gọi chủng loại
chung cho các đềtéctơ quang học bán dẫn là
đềtéctơ lượng tử
.
I.2.2 Các đặc trưng chung
Các đặc trưng của một đềtéctơ quang học là:

a)

Hiệu suất lượng tử.
● Hiệu suất lượng tử trong : η

i
= (Thông lượng các hạt quang tải điện)/(Thông lượng các phôtôn tới) = 1- exp(-
αd)

(voir figure I.4).
● Hiệu suất quang học : η
optique
= 1 – R
● Hiệu suất toàn bộ (
hiệu suất lượng tử
) : η= η
i
.η
optique
= (1-R)[ 1- exp(-αd)] (I.14)
α (đơn vị m
-1
) là hệ số hấp thụ của vật liệu và d (đơn vị m) là độ dài (hay độ sâu) của vùng hấp thụ trong đềtéctơ.
Hiệu suất lượng tử là một hàm số của bước sóng vì hệ số hấp thụ và hệ số phản xạ thay đổi theo bước sóng.
b) Đáp ứng đặc trưng theo phổ.

Hình I.6 : Biểu diễn đường đáp ứng đặc trưng theo phổ của các đềtéctơ bán dẫn

Đáp ứng đặc trưng
của một đềtéctơ được định nghĩa bằng tỷ số sau :
ℜ
i
= (Cường độ dòng quang điện)/(Công suất chiếu sáng của sóng quang tới)

1,24
(µm)g

h
ge

Φ h
geΦ

P
I

inc
ph
i
λη
=
ν
η
=
ν
η
==ℜ
(A/W) (I.15)
với η : hiệu suất lượng tử; g : hệ số khuếch đại của đềtéctơ ; e : điện tích cơ bản ; ν và λ
: tần số và bước sóng của
sóng quang tới. Đáp ứng đặc trưng của một đềtéctơ lượng tử phụ thuộc vào bước sóng tới. Các đường biểu diễn đáp
ứng đặc trưng của đềtéctơ lượng tử có một giới hạn trên theo bước sóng (
bước sóng ngưỡng
) tương ứng với độ

rộng của vùng cấm của chất bán dẫn (hình I.6). Hình I.7 biểu diễn các đường đáp ứng đặc trưng tiêu biểu của vài
đềtéctơ quang học bán dẫn.

Hình I.7 : Đáp ứng đặc trưng theo phổ của vài đềtéctơ quang học bán dẫn [theo [6])
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

230
Đáp ứng của một đềtéctơ có thể bị xuống cấp tuỳ theo điều kiện chiếu sáng trên nó. Một đáp ứng đúng phải là
đáp ứng phụ thuộc tuyến tính vào công suất chiếu sáng của sóng tới. Thế nhưng, đáp ứng của một đềtéctơ trở nên
bão hoà khi mà nó được chiếu sáng quá mức. Do đó, cần thiết phải biết dải động tuyến tính (dynamique linéaire/
linear dynamic range) đáp ứng của một đềtéctơ quang học để sử dụng đúng thiết bị này.

c)

Độ nhạy.
Đại lượng biểu diễn khả năng đo công suất chiếu sáng tối thiểu của sóng quang tới mà vẫn không bị lẫn với tiếng
ồn của đềtétơ được gọi là độ nhạy của đềtéctơ. Tham số biểu diễn độ nhạy này là
độ nhạy đặc trưng
(
détectivité
/
detectivity
) của đềtéctơ. Chúng ta sẽ thảo luận về độ nhạy đặc trưng của đềtéctơ trong chương III
*
.
d) Đáp ứng thời gian
.
Các hằng số thời gian đóng góp vào việc giới hạn đáp ứng thời gian (dưới đây gọi tắt là
đáp thời

) của đềtéctơ
quang học là:
● Thời gian để các hạt quang tải điện vượt qua vùng hoạt tính của bán dẫn (với sự hiện diện của điện trường);
● Thời gian sống của các hạt quang tải điện trong vùng khuếch tán;
● Hằng số thời gian RC, là đáp thời của mạch điện hợp thành từ điện dung và điện trở của đềtéctơ với mạch đọc tín
hiệu điện.
● Hằng số thời gian thiết lập hệ số khuếch đại trong các đềtéctơ quang học dùng hiệu ứng nhân điện.
Dải truyền qua của các đềtéctơ lượng tử rất rộng (dải truyền qua của các đềtéctơ quang học cực nhanh có thể
đạt đến hàng trăm GHz).
II. CÁC BỘ TIẾP GIÁP BÁN DẪN
Các đềtéctơ quang học bán dẫn được thực hiện chủ yếu trên cơ sở các bộ tiếp giáp (jonctions – junctions): hoặc
là một bộ tiếp giáp cấu tạo từ hai loại bán dẫn khác nhau (loại n và loại p), cả hai được chế tạo từ một vật liệu bán
dẫn duy nhất (bộ tiếp giáp đồng thể), hoặc là một bộ tiếp giáp cấu tạo từ hai loại bán dẫn khác nhau được chế tạo
từ hai vật liệu bán dẫn khác nhau (bộ tiếp giáp dị thể), hoặc là một bộ tiếp giáp kim loại-bán dẫn (tiếp giáp Schottky)
hoặc là một bộ tiếp giáp kim loại-điện môi-bán dẫn (cấu trúc MIS). Trong tập bài giảng này chúng tôi trình bày hai
loại tiếp giáp dùng trong việc chế tạo các đểtéctơ quang học: tiếp giáp bán dẫn-bán dẫn vả tiếp giáp kim loại-bán
dẫn.
II.1 Bộ tiếp giáp p-n
Bộ tiếp giáp p-n được cấu tạo từ một vật liệu bán dẫn được pha tạp loại p một bên và pha tạp loại n bên còn
lại (hình II.1.a). Đường đặc trưng I(V) của dòng điện chạy qua bộ tiếp nối p-n biểu thị hiệu ứng chỉnh lưu.

a)

Bộ tiếp giáp p-n ở trạng thái cân bằng nhiệt động

Để khảo sát các bộ tiếp nối p-n, chúng tôi dùng mô hình đơn giản của bộ tiếp nối gián đoạn (jonction
abrupte/ abrupt junction) một chiều: với phần giá trị x > 0, chất bán dẫn được pha tạp loại n với mật độ không đổi
N
D
các nguyên tử cho (donneurs/ donors); với phần giá trị x < 0, chất bán dẫn được pha tạp loại p với mật độ không

đổi N
A
các nguyên tử nhận (accepteurs/ acceptors). Ở ngay sát lớp tiếp giáp (xung quanh vị trí x = 0 ): p(x) < p
p
=
N
A
và n(x) < n
n
= N
D
. Vùng điện tích không gian (ZCE) đặc trưng bằng điện tích cố định –eN
A
bên phía p và điện tích
cố định eN
D
bên phía n (hình II.1.a et c). Sự phân bố điện tích lưỡng cực này tạo nên một điện trường và do đó một
hiệu thế V
d
(
hiệu thế khuếch tán
). Hiệu thế này, trong trạng thái cân bằng cho phép xếp ngang hàng các mức năng
lượng Fermi; với k
B
là hằng số Boltzmann, ta có:









=
2
i
AD
B
d
n
NN
ln
e
Tk
V
(II.1)
Từ phương trình Poisson, ta có thể suy ra hàm số hiệu thế :

p
2
p
S
A
n
2
n
S
D
V )d-(x
2ε

eN
V)d-(x
2ε
eN
- V(x) +=+=
(II.2)
trong biếu thức này ε
S
là hằng số điện môi của chất bán dẫn. Điện trường hướng theo trục x và được biểu diễn
bằng:
)d-(x
ε
eN
- E(x)
p
S
A
= cho trường hợp d
p
<x<0 và )d-x(
ε
eN
E(x)
n
S
D
= cho trường hợp 0<x<d
n
(II.3)
Trong hai vùng trung hoà (không có điện tích không gian cố định), ta có : E = 0. Từ đó suy ra độ rộng của vùng

điện tích không gian ZCE : W = d
n
+ d
p
=
1/2
2
i
AD
D
A
Dp
1/2
2
i
AD
A
D
Dn
n
NN
ln
N
N
1
1
2L
n
NN
ln

N
N
1
1
2L




















+
+





















+
(II.4)

*
Về độ nhạy của đềtéctơ còn có một tham số khác, thường được sử dụng trong hệ truyền thông quang học, để biểu diễn khả năng
thu tín hiệu thông tin của hệ thống. Đó là
độ nhạy của máy thu
(
sensibilité du récepteur – receiver sensivity
). Đại lượng này được
định nghĩa như là khả năng đo một công suất quang học ngưỡng, ấn định bởi hệ thống, mà không bị lẫn với tiếng ồn của máy thu.
Vấn đề này sẽ được trình bày trong bài giảng về hệ thống truyền thông quang học.

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

231
với
2/1
D
2
BS
Dn
N2e
Tk ε
L








= và
2/1
A
2
BS
Dp
N2e
Tk ε
L









= lần lượt là
độ dài Debye
trong vùng n và trong vùng p. Độ dài Debye
là đại lượng đo chiều sâu xâm nhập của các hạt điện tự do trong vùng ZCE.
Nếu bộ tiếp giáp được cấu tạo theo cách không đối xứng, vùng
ZCE sẽ triển khai chủ yếu trong vùng ít pha tạp
.
Chẳng hạn trong bộ tiếp giáp p
+
n : N
A
>> N
D
, ta có : W
2/1
2
i
AD
Dnn
n
NN
ln2L d

















≈≈ (II.5)



Hình II.1. Bộ tiếp giáp gián đoạn p-n ở trạng thái cân bằng nhiệt động


b) Bộ tiếp giáp p-n được phân cực
Khi bộ tiếp giáp p-n được áp điện thế, rào thế năng của nó bị biến đổi và kết quả là các hạt tải điện tự do sẽ
khuếch tán từ vùng có mật độ cao sang vùng có mật độ thấp. Nếu hiệu thế phân cực V
app
> 0, ta có trạng thái
phân
cực thẳng

(
polarisation en direct/ forward bias
) (hình II.2) và nếu V
app
< 0, ta có
phân cực ngược
(
polarisation en
inverse
/
reverse bias
) (hình II.3).

(i) Phân cực thẳng
.
Khi ta áp một hiệu thế V
app
thấp để phân cực thẳng bộ tiếp giáp, hiệu thế này lả tách xa hai mức năng lượng
Fermi nằm hai bên của vùng ZCE : E
Fp
= E
Fn
- eV
app
. Trong hai vùng trung hoà điện thế vẫn không đổi, nơi duy nhất
trong bộ tiếp giáp mà điện thế có thể giảm là vùng điện tích không gian ZCE. Độ rộng của vùng ZCE do đó giảm
thiểu.
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

232


Hình II.2. Bộ tiếp giáp p-n được phân cực thẳng
Phương trình truyền tải điện tử được viết :
n
p
n
n-n(x)
-
x
n
D
x
-
t
n
τ
=
∂
∂
∂
∂
∂
∂
(II.8)
Trong đó D
n
là hệ số khuếch tán và τ
n

là thời gian sống của điện tử trong vùng p. Nếu gọi
nnn
D L τ= là
độ dài
khuếch tán
của điện tử trong vùng p thì lời giải của phương trình (II.8) được viết là:























−









−
−=
n
pp
n
p
TeVapp/k
pp
L
Wd
sinh
L
Wx
sinh
1)(enn - n(x)
B
(II.9)
trong đó W
p
là chiều rộng của vùng p. Dòng điện toàn phần tạo bởi việc phun điện tử vào vùng p cũng là dòng điện
khuếch tán ở điểm x = -d
p

(quy ước chiều dương là chiều của dòng điện chảy từ vùng p sang vùng n):

















=−








−
= 1 -
Tk

eV
expj 1)(e
L
Wd
coth
L
neD
j
B
app
ns
TeVapp/k
n
pp
n
pn
n
B
(II.10)
Trong biểu thức này j
ns
là dòng điện khuếch tán giới hạn của điện tử:









−
=
n
pp
n
pn
ns
L
Wd
coth
L
neD
j
(II.11)
Áp dụng cùng lập luận như trên, ta có dòng điện tạo bởi việc phun lỗ trống trong vùng n, với
ppp
D L τ= là
độ
dài khuếch tán
của lỗ trống trong vùng này:


















=−








−
= 1 -
Tk
eV
expj 1)(e
L
dW
coth
L
peD
j
B
app
ps

TeVapp/k
p
nn
p
np
p
B
(II.12)
Trong đó j
ps
là dòng điện khuếch tán giới hạn của lỗ trống:








−
=
p
nn
p
np
ps
L
dW
coth
L

peD
j
(II.13)
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

233
Dòng điện toàn phần chạy qua bộ tiếp giáp dưới phân cực thẳng là tổng số của hai
dòng dìện tạo bởi các hạt tải
điện thiểu số
được phun vào hai phía của vùng điện tích không gian ZCE :









−








=+= 1

Tk
eV
expj j j )(V j
B
app
satpnapp
(II.14)
Trong đó j
sat
là dòng điện bảo hoà của bộ tiếp giáp p-n và được viết:








−
+








−
=+=

p
nn
p
np
n
pp
n
pn
psnssat
L
dW
coth
L
peD

L
Wd
coth
L
neD
j j j (II.15)


Hình II.3. (a,b) Bộ tiếp giáp p-n được phân cực ngược và (c) Đường đặc trưng I(V) của bộ tiếp giáp p-n
(ii) Phân cực ngược
.
Hệ thức (II.14) đã được thiết lập trong trường hợp phân cực thẳng với hiệu thế V
app
> 0. Trong trường hợp
phân cực ngược (với hiệu thế V

app
< 0) các phương trình thiết lập ở trên vẫn giữ nguyên dạng nhưng trong trường
hợp này rào thế năng được nâng cao (hình II.3.a,b). Trong điều kiện đó, hai vùng trung hoà của bộ tiếp giáp sẽ bị
thiếu hụt các hạt tải điện thiểu số. Ngay khi giá trị của hiệu thế phân cực-V
app
>> (k
B
T/e), ta có : j(-V
app
) ≈ - j
sat
.
Đường đặc trưng I(V) của một điốt tiếp giáp p-n được biểu diễn trên hình II.3.c.

c) Điện dung tiếp giáp và điện dung khuếch tán

Khi
phân cực

ngược,
với phân bố điện tích trong vùng ZCE, bộ tiếp giáp p-n tạo nên điện dung vi phân:

W
Sε

dV
dQ
C
S
t

== (II.16)
Trong đó dQ là điện tích tạo ra trong vùng ZCE khi hiệu thế phân cực biến đổi một lượng dV. W là độ rông của vùng
ZCE và được xác định bằng hệ thức (II.4), S là tiết diện thẳng của bộ tiếp giáp. C
t
được gọi là
điện dung tiếp giáp

(
capacité de transition
) của bộ tiếp giáp p-n. Nếu bộ tiếp giáp rất ít đối xứng, chẳng hạn trong bộ tiếp giáp p
+
n : N
A

>> N
D
, ta có : W ≈ d
n
. Như vậy:
appd
1/2
DS
n
S
t
VV
1
2
eNε
S

d
Sε

dV
dQ
C
+






=== (II.17)
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

234
Khi bộ tiếp giáp được áp một
hiệu thế xoay chiều
: V
app
(t) = V
0
+v.exp(jωt), với v << V
0
; tính toán [2] cho thấy rằng
bộ tiếp giáp có một dẫn nạp (admittance) bằng tổng số một điện dẫn (conductance) và một
điện dung khuếch tán
(

capacité de diffusion
). Điện dung này bằng:
()








+=
Tk
eV
exp LnLp
T2k
e
C
B
0
nppn
B
2
d
(II.18)
II.2. Tiếp xúc kim loại – bán dẫn

Hình II.4. Cấu trúc kim loại – chân không – bán dẫn ở trạng thái cân bằng nhiệt động
Trong vật liệu kim loại không có vùng cấm, tất cả các mức năng lượng của điện tử tự do đều nẳm dưới mức
năng lượng Fermi E

Fm
. Để làm thoát một điện tử tự do từ bề mặt của kim loại đặt trong chân không, cần tiết phải
cung cấp một năng lượng eΦ
m
. Năng lượng này được gọi là
công thoát
của kim loại và có giá trị bằng hiệu số giữa
mức năng lượng chân không NV và mức năng lượng Fermi E
Fm
. Mức năng lượng quy chiếu NV biểu thị thế năng của
một điện tử tự do trong chân không và ở ngay sát bề mặt các vật liệu đặt trong chân không. Đối với vật liệu bán
dẫn, để có thể hoàn toàn thoát khỏi chất bán dẫn vào trong chân không, một điên tử tự do cư trú sát bề mặt của
kim loại và có năng lượng ở đáy của vùng dẫn phải vượt qua một rào thế năng có độ cao bằng e
S
χ .
S
χ được gọi là
ái lực điện tử

(affinité électronique/ electron affinity)
của chất bán dẫn. e
S
χ biểu thị năng lượng cần thiết để giữ các
điện tử tự do bên trong chất bán dẫn. Người ta cũng định nghĩa công thoát e
Φ
S
trong chất bán dẫn là đại lượng mà
giá trị bằng hiệu số năng lượng giữa mức năng lượng Fermi E
FS
và mức năng lượng chân không NV.

Có hai loại tiếp xúc kim loại–bán dẫn:
●
Tiếp giáp Schottky
là tiếp xúc kim loại-bán dẫn thực hiện hiệu ứng chỉnh lưu.
●
Tiếp xúc thuần trở hay tiếp xúc ômic (contact ohmique/ ohmic contact
) là tiếp xúc kim loại-bán dẫn mà đặc
trưng I(V) tuân theo định luật Ohm.
II.2.1. Bộ tiếp giáp Schottky
a) Tiếp giáp Schottky trong trạng thái cân bằng nhiệt động
Trong trường hợp trình bày trên hình II.4, ta có : Φ
S
< Φ
m
. Khi hai vật liệu được nối lại với nhau, các điện tử
tự do trong vùng dẫn của vật liệu bán dẫn chạy sang vật liệu kim loại. Hệ thống này sẽ trở nên ổn định trong một
trạng thái cân bằng. Trạng thái này được xác định bằng sự xếp thẳng hàng các mức năng lượng Fermi trong hai vật
liệu. Trong chất bán dẫn (trường hợp này là loại n) một
vùng thiếu hụt hạt tải điện tự do (zone de deplétion/
depletion zone)
được thiết lập, các ion cho
+
D
N không còn được trung hoà điện bằng các điện tử tự do nữa, dẫn đến
sự xuất hiện trong vùng này các điện tích dương cố định. Khi đó trong kim loại xuất hiện sự tích tụ điện tử ở mặt
tiếp giáp của hai môi trường. Vì khoảng cách giữa vùng dẫn của chất bán dẫn và mức năng lượng Fermi biểu diễn
mật độ dân số điện tử trong vùng dẫn, nên ở gần mặt tiếp giáp hai môi trường, khoảng cách này lớn hơn so với
cùng khoảng cách ở vùng trung hoà của chất bán dẫn. Vì rằng mức năng lượng Fermi có vị trí nằm ngang, cho nên
kết quả là các vùng trong vật liệu bán dẫn sẽ bị uốn cong về phiá trên. Nhắc lại rằng vật liệu kim loại là một bể chứa
điện tử tự do khổng lồ với mật độ từ 10

22
đến 10
23
cm
-3
, trong khi mật độ các ion cho
+
D
N
trong chất bán dẫn chỉ từ
10
17
đến 10
18
cm
-3
. Vùng điện tích không gian (tức là vùng thiếu hụt các hạt tải điện tự do) như vậy sẽ kéo dài về
phía chất bán dẫn. Trong trạng thái cân bằng nhiệt động, ở mặt tiếp giáp hai môi trường của bộ tiếp giáp, có tồn tại
một rào thế năng bằng:
Φ
B
= Φ
m
-
S
χ
. Φ
B
được gọi là
rào thế năng Schottky

. Sự phân bố của mật độ điện tích
trong bộ tiếp giáp được biểu diễn trên hình II.5.a :
ρ(x) = eN
D
(0< x < L) et ρ(x) = 0 (x > L).
Từ phương trình Poisson:
S
D
2
2
ε
eN
-
dx
V(x)d
= , ta có thể suy ra phân bố của điện trường :
- E(x) =
L)-(x
ε
eN
-
S
D
(II.19)
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

235
Và phân bố của điện thế (hình I.2.5.b) :









=
Lx -
2
x
ε
eN
- V(x)
2
S
D
(II.20)


Hình II.5. Bộ tiếp giáp Schottky ở trạng thái cân bằng nhiệt động


Hiệu thế khuếch tán, đại lượng xác định chiều cao của rào thế năng trong chất bán dẫn được viết:

()
2
S
D
Sm

d
L
2ε
eN
0) V(x- L) V(x
e
Φ-Φe
V ===== (II.21)
Từ đó suy ra bề rộng của vùng điện tích không gian ZCE ở trạng thái cân bằng:

1/2
Sm
D
S
1/2
D
dS
)Φ(Φ
eN
2ε

eN
V2ε
L









−=








=
(II.22)
b) Bộ tiếp giáp Schottky được phân cực
(i) Đặc trưng điện thế - dòng điện.

Khảo sát trường hợp bộ tiếp giáp được áp một điện thế dương tính theo chiều từ kim koại sang bán dẫn (V
m

– V
S
> 0) (hình II.6.b). Vùng dẫn của bán dẫn trong trường hợp này được nâng cao một mức bằng eV
app
và độ cong
của nó giảm bớt. Kết quả là rào thế từ bán dẫn
→ kim loại bị giảm chiều cao trong khi chiều cao rào thế từ kim loại
→ bán dẫn vẫn không đổi. Trường hợp này khiến các điện tử tự do trong bán dẫn khuếch tán sang kim loại và tạo
thành dòng điện khuếch tán chảy từ kim loại sang bán dẫn. Bộ tiếp giáp như vậy được
phân cực thẳng
. Dòng điện

hợp bởi các hạt tải điện thiểu số (trong trường hợp này là các lỗ trống) là không đắng kể,
do đó dòng điện chạy
trong bộ tiếp giáp chủ yếu là dòng các hạt tải điện đa số
.
Ở mặt tiếp giáp hai môi trường của bộ tiếp giáp có tồn tại đồng thời một dòng điện tạo bởi phát xạ nhiệt điện tử
(émission thermoélectronique/ thermoelectronic emission). Nguồn gốc vật lý của của dòng điện này là hiện tượng
phát xạ nhiệt điện tử ; đó là các nhiệt điện tử có đủ động năng để vượt qua rào thế ở bề mặt của một vật liệu. Dòng
điện này như thế được đóng góp bởi phát xạ nhiệt điện tử của các hạt tải điện tự do theo hai chiều : từ kim loại
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

236
sang bán dẫn và ngược lại từ bán dẫn sang kim loại. Phần đóng góp của mỗi phía (kim loại → bán dẫn hay bán dẫn
→ kim loại) phụ thuộc vào chiều cao của mỗi rào thế. Còn trong vùng điện tích không gian ZCE của chất bán dẫn,
dòng điện di chuyển tuân theo các quy luật của hiện tượng khuếch tán vì có hiện diện của građien mật độ các hạt tải
điện và quy luật của điện trường hiện diện trong vùng này. Dòng các hạt tải điện đa số là dòng điện duy nhất tồn
tại, do đó dòng điện này phải được bảo toàn ; như vậy ta có thể tính toán dòng điện này trong vùng ZCE hay là ở
mặt tiếp giáp hai môi truờng.


Hình II.6. Bộ tiếp giáp Schottky được phân cực


α) Dòng nhiệt điện tử:
Giả thiết rằng tất cả các nguyên tử cho và nguyên tử nhận trong chất bán dẫn đều
bị ion hoá, dòng nhiệt điện tử ở trạng thái cân bằng nhiệt động được viết như sau:

j
m→sc
= j

sc→m
=
















π
=








Tk
eV

-exp
m 2
Tk
eN
Tk
eV
-exp
N
N
TA
B
d
1/2
C
B
D
B
d
C
D
2*
(II.23)
trong đó A* là
hằng số hiệu dụng Richardson
định nghĩa bằng:
3
2
B
*
*

h
km e 4
A
π
=
; m* là khối lượng hiệu dụng của
điện tử; k
B
là hằng số Boltzmann và h là hằng số Planck.
Khi bộ tiếp giáp được phân cực thẳng (V
m
– V
S
> 0) : chiều cao của rào thế kim loại → bán dẫn không đổi : dòng
nhiệt điện tử j
m→sc
được giữ như cũ. Rào thế bán dẫn → kim loại, ngược lại trở thành e(V
d
– V
app
), chiều cao rào thế
như vậy bị hạ thấp. Dòng nhiệt điện tử toàn phần được viết thành:
j
e
= j
sc→m
- j
m→sc
=


































π Tk
eV
-exp -
Tk
)V-e(V
-exp
m 2
Tk
eN
B
d
B
appd
2/1
C
B
D
(II.24)
Như vậy:











−= 1 ej j
Tk
eV
see
B
app
(II.25)
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

237
với j
se
là dòng nhiệt điện tử bão hoà:
Tk
eV
-
1/2
C
B
Dse
B
d
e
m 2
Tk
eN j









π
=
(II.26)
β) Dòng điện khuếch tán:
Dòng điện này là kết quả của sự khuếch tán các điện tử tự do trong vùng ZCE của
chất bán dẫn. Tính toán [2] cho thấy dòng điện khuếch tán có thể được viết dưới dạng :











−= 1 ej j
Tk
eV
sdd
B
app
(II.27)
với j

sd
là dòng điện khuếch tán bão hoà:
()
Tk
eV
-
1/2
appd
1/2
S
D
nDsd
B
d
e VV
ε
2eN
µeN j −








=
(II.28)

γ) Tổ hợp từ hai dòng điện:

Các biểu thức thu được từ hai cách tính toán (dòng nhiệt điện tử và dòng khuếch
tán điện tử) là rất gần nhau và chúng cùng thay đổi theo quy luật (e
eVapp/k
B
T
-1), là hàm số của điện áp V
app
, vậy thì ta
có thể viết:










= 1 - ej j
Tk
eV
sat
B
app
(II.29)

Trong đó dòng điện bão hoà thay đổi với quy luật hàm mũ theo nhiệt độ và theo hiệu số công thoát của kim loại
và của bán dẫn: j
sat

∝ exp(- eV
d
/k
B
T). Đặc trưng I(V) của bộ tiếp giáp được trình bày trên hình II.6.d. Bởi vì dòng
điện được bảo toàn, hai biểu thức tìm được của hai loại dòng điện phải đồng nhất. Ta có thể xem như
hai loại dòng
điện này được mắc nối tiếp
và
dòng điện chảy qua bộ tiếp giáp bị chi phối bởi mỗi vùng mà nó chảy qua
(nghĩa là
trong vùng ZCE dòng điện này là dòng khuếch tán, trong khi ở mặt tiếp giáp hai môi trường dòng điện này là dòng
nhiệt điện).

(ii) Điện dung vi phân.
Nếu bộ tiếp giáp được phân cực dưới hiệu thế V
app
âm theo chiều thẳng (V
m
-V
S
> 0), chiều cao rào thế trở thành
e(V
d
-V
app
) và độ rộng của vùng điện tích không gian ZCE được viết :
1/2
appd
D

S
app
)V-(V
eN
2ε
)L(V








= . Cũng như trong
trường hợp của bộ tiếp giáp p-n, một thay đổi vi phân dV
app
sẽ kéo theo một thay đổi bề rộng L(V
app
) của vùng ZCE
và kết quả là một điện tích vi phân dQ được phát triển trong vùng này. Như vậy cấu trúc bộ tiếp giáp Schottky có
một điện dung vi phân. Điện tích không gian được viết: Q
S
= - Q
m
= eN
D
L = [2ε
S
eN

D
(V
d
-V
app
)]
1/2
. Điện dung vi phân
của bộ tiếp giáp:
()
L
ε
V- V
2
eNε

dV
dQ
)C(V
S
1/2
appd
1/2
DS
app
=







== (II.30)

I.2.2.2. Tiếp xúc thuần trở
Tiếp xúc thuần trở (contact ohmique/ ohmic contact) là tiếp nối cần thiết để có thể nối mạch ngoài với vùng
hoạt động của một linh kiện bán dẫn. Tiếp xúc thuần trở được định nghĩa như là tiếp xúc kim loại-bán dẫn có điện
trở tiếp xúc rất nhỏ so với điện trở của khối bán dẫn hay điện trở nối tiếp của các linh kiện bán dẫn. Nếu bộ tiếp giáp
Schottky được đặc trưng bằng hiệu ứng chỉnh lưu thì ngược lại, tiếp xúc thuần trở có đặc trưng I(V) tuyến tính theo
định luật Ohm, theo cả hai chiều phân cực. Điện trở của tiếp xúc thuần trở phải có giá trị thấp nhất có thể thực hiện
được, nghĩa là sự giảm hiệu thế trên tiếp xúc thuần trở phải nhỏ hơn rất nhiều so với sự giảm hiệu thế bên trong
khối bán dẫn.
Nếu như đối với bộc huyển tiếp Schottky dùng bán dẫn loại n, điều kiện cần thiết là : Φ
m
> Φ
SC(n)
, thì điều kiện
cần thiết cho tiếp xúc thuần trờ cùng loại, ngược lại, phải là : Φ
m
< Φ
SC(n)
.
Điều kiện cần thiết đối với tiếp xúc kim loại và bán dẫn loại p cũng tương tự như trên : đối với bộ tiếp giáp
Schottky ta có: Φ
m
< Φ
SC(p)
; trong khi đối với tiếp xúc thuần trở thì: Φ
m
> Φ

SC(p)
.

III. ĐỀTÉCTƠ QUANG HỌC LƯỢNG TỬ
III.1 ĐỀTÉCTƠ QUANG DẪN ĐIỆN
III.1.1 Vận hành của một đềtéctơ quang dẫn điện
Khảo sát một linh kiện quang dẫn điện có dạng hình học như trình bày trên hình II.1. Khi không được chiếu
sáng, điện dẫn (conductivité/ conductivity) của linh kiện biểu diễn theo mật độ các hạt tải điện tự do (n
0
và p
0
) và độ
linh động của chúng (µ
n
et µ
p
) là: σ
0
= n
0
µ
n
e + p
0
µ
p
e (III.1)
Khi linh kiện được chiếu sáng, gọi ∆n và ∆p là mật độ điện tử và mật độ lỗ trống do kích thích quang học tạo
nên, điện dẫn của linh kiện, trong trường hợp này, trở thành: σ = σ
0

+ ∆σ ; với ∆σ là biến thiên của điện dẫn khi
linh kiện được chiế sáng và được định nghĩa bằng: ∆σ = e(µ
n
∆n + µ
p
∆p). Vì rằng ∆n và ∆p là mật độ các hạt tải điện
sinh ra do sự tạo cặp bằng hấp thụ các phôtôn, cho nên số quang điện tử đúng bằng số quang lỗ trống : ∆n = ∆p.
Do đó ta có thể viết: ∆σ = eµ
n
∆n(1+µ
p
/µ
n
)

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

238

Hình III.1 : Sơ đồ vận hành của một linh kiện quang dẫn điện
Hai điện cực (là tiếp xúc thuần trở) được dùng để áp một điện trường E song song với bề mặt của linh kiện và
thu thập các hạt quang tải điện. Giả thiết rằng độ dài khuếch tán của các hạt quang tải điện là đủ lớn (để chúng
không bị tái hợp trước khi đến được điện cực), thì mật độ các hạt tải điện thặng dư sinh ra do chiếu sáng có thể biểu
thị bằng : ∆n =
wld
Φ
0
τη
(III.2)

Trong đó η
là hiệu suất lượng tử toàn phần; Φ
0
là thông lượng phôtôn tới và τ là thời gian sống của các hạt quang
tải điện.

Biến thiên tương đối của điện dẫn biểu diễn theo thông lượng của tín hiệu quang tới (Φ
0
) là :
wld
Φ
σ
)µe(µ

σ
dσ
0
pn
τη
+
=
(III.3)
Khi linh kiện quang dẫn điện được dùng trong một mạch điện, đại lượng thường dùng để biểu diễn là điện trở
của linh kiện ; Điện trở của đềtéctơ quang dẫn điện là : R
d
= l/(σwd). Vậy thì biến thiên điện trở của đềtéctơ quang
dẫn điện theo thông lượng của tín hiệu quang tới được biểu diễn bằng:

σ
dσ

R
wd
dσ
σ
l
dR
d
2
d
−=−= =
wld
Φ
σ
)µe(µ
R
0
pn
d
τη
+
− (III.4)

Hình III.2 : Sơ dồ mạch điện dùng để phân cực đềtéctơ quang dẫn điện
Tín hiệu quang học được biểu diễn bằng công suất của sóng quang tới (đo bằng Watt) với giả thiết rằng sóng
quang tới là đơn sắc :
λ
hcΦ
P
0
0

=
(Watt). Để có thể đo tín hiệu điện của đềtéctơ, ta có thể phân cực đềtéctơ theo sơ
đồ mạch điện trình bày trên hình III.2. Hiệu thế đo được trên điện trở R
L
của phụ tải là :
Ld
L0
RR
RV
V
+
= . Biến thiên của
hiệu thế do biến thiên điện trở của đềtéctơ quang dẫn điện (hay nói cách khác tín hiệu điện biểu thị theo tín hiệu
quang tới) được viết :
0
pn
2
dL
dL0
2
dL
dL0
P
wld hc
)µ(µeλ
)R(R
RRV

)R(R
dRRV

- dV
σ
+ητ
+
=
+
= (III.5)
Đáp ứng đặc trưng theo hiệu thế của đềtéctơ như vậy là :
V
ℜ
(λ) =
d A hc
)µ(µλ
)R(R
RieR

P
dV
d
pn
dL
dL
0
σ
+ητ
+
=
(III.6)

Trong đó A

d
= wl là diện tích bề mặt của đềtéctơ ; i là cường độ dòng điện chảy qua linh kiện.
Ta cũng có thể biểu diễn đáp ứng đặc trưng của đềtéctơ theo dòng điện :
i
ℜ
(λ) =
dhcA
)µ(µeλ
)R(R
iR

P
dV
R
1

P
di

d
pn
dL
d
0L0
σ
+ητ
+
==
(III.7)
Từ biểu thức này ta thấy, để tăng giá trị đáp ứng của đềtéctơ cần phải làm tăng hiệu suất lượng tử, thời gian sống

của các hạt quang tải điện, độ linh động của các hạt tải điện này và dòng điện phân cực trong linh kiện (bằng cách
tăng hiệu thế phân cực).


________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

239
II.1.2 Độ khuếch đại của quang dẫn điện
Ta có thể viết đáp ứng đặc trưng theo dòng điện của một đềtéctơ quang dẫn điện dưới dạng :
ℜ
i
(λ) = G
hc
eλη
(III.8)
Trong đó G =
d A
)µ(µ
i
d
pn
σ
+τ
. Cte = g. Cte ; với Cte =
()
Ld
d
RR
R

+
. Hệ số g được gọi là
độ khuếch đại
của quang dẫn
điện. Để làm đơn giản biểu thức, chúng ta khảo sát trường hợp một chất bán dẫn ngoại lai (chỉ có một loại hạt tải
điện tự do). Trong trường hợp này, ta thay đại lượng (µ
n
+µ
p
) bằng µ : g =
wld
i
σ
µτ
=
2
l

wd
l
i
µτ
σ
=
2
d
l

iR
µτ

=
l

l
V
d
µτ
=
l
E µτ
; trong đó V
d
là hiệu thế giữa hai điện cực ; E là điện trường giữa hai điện cực. Thế nhưng
E
l
µ
= τ
t

biểu diễn thời gian di chuyển của các hạt tải điện giữa hai điện cực (dưới tác dụng của điện trường). Như vậy độ
khuếch đại của quang dẫn điện được biểu thị bằng tỷ số giữa thời gian sống và thời gain di chuyển giữa hai điện cực
của các hạt quang tải điện: g =
t
τ
τ
(III.9)
II.1.3 Đáp ứng thời gian
Khảo sát trường hợp một linh kiện quang dẫn điện ngoại lai loại p. Phương trình tiến hoá của mật độ các hạt
quang tải điện chiếu theo phương kích thích quang học (phương x trong hình III.1) được viết:
t

p
∂
∂
=
x)(t,G
optique
η
p
∆p

τ
−

x
J
e
1

p
∂
∂
− ; trong đó tỷ suất tạo cặp quang học trong chất bán dẫn là η.G
optique
(t) ; ∆p là mật độ
các hạt quang tải điện thặng dư và τ
p
là thời gian sống của các hạt quang tải điện. Giả thiết rằng cả độ chiếu sáng
lẫn vật liệu là đồng nhất, bằng cách tính tích phân phương trình này theo bề dày của linh kiện quang dẫn điện (từ x
= 0 đến x = d), ta có :
dt

pd∆
= (t)G
optique
η -
p
∆p
τ

Chú ý rằng dòng quang điện lưu thông theo phương thẳng góc (phương y trong hình vẽ) với phương kích thích
quang học (phương x), do đó:
0
x
J
p
=
∂
∂
.
Nếu công suất chiếu sáng là hằng số ta có thể viết : G
optique
(t) = G
0
; Và nếu chiếu sáng bắt đầu ở thời điểm t =
0 với: ∆p(0) = 0, thì đáp ứng thời gian của linh kiện đươc viết : ∆p(t) = ητ
p
G
0
(1-e
- t/τp
).

Nếu công suất chiếu sáng thay đổi theo thời gian theo quy luật hình sin thì ta có : G
optique
(t) = G
0
sinωt, với ∆p(0)
= 0, đáp ứng thời gian của đềtéctơ trong trường hợp này là: ∆p(t) = ητ
p
G
0
(1-e
- t/τp
)sin(ωt+ϕ). Biên độ đáp ứng thời
gian trong chế độ ổn định biểu diễn theo tần số được viết: ∆p(ω) =
2
p
2
p0
ω1
G
τ+
τµ
(III.10)
Như vậy đềtéctơ quang dẫn điện phản ứng như một bộ lọc lấy hạ tần (filtre passe-bas – low-pass filter) có tần số cắt
(fréquence de coupure – cut-off frequency) là :
f
c
=
p
2
1

τπ
(III.11)

Hình III.3 : Đường đáp ứng tần số của một đềtéctơ quang dẫn điện tương ứng với hai thời gian sống khác nhau (theo [1])
Khi tăng giá trị thời gian sống của các hạt quang tải điện, ta làm tăng dải thông và cũng đồng thời làm giảm độ
khuếch đại g của đềtéctơ. Điều đó phản ánh đặc trưng của một đềtéctơ quang dẫn điện :
tích số độ khuếch đại × dải
thông là một hằng số
(hình III.3)
.

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

240
III.3 ĐỀTÉCTƠ QUANG HỌC DÙNG BỘ TIẾP GIÁP
Một trong những khó khăn của việc sử dụng đềtéctơ quang dẫn điện là trở kháng của nó thấp. Đó không phải là
trường hợp của điốt quang học.
Đềtéctơ quang học dùng bộ tiếp giáp
(
détecteur photovoltaïque/ photovoltaic
detector
) sử dụng đặc trưng chỉnh lưu của một điốt p-n hoặc một điốt Schottky để có được một trở kháng cao và để
tách cặp điện tử-lỗ trống, sinh ra trong quá trình tương tác với phôtôn. Như vậy, chính điện trường bên trong điốt
giữ vai trò làm lưu thông dòng điện.
III.3.1 Điốt quang dùng tiếp giáp p-n
Điốt quang được cấu tạo từ một bộ tiếp giáp p-n (tiếp giáp đồng thể hay tiếp giáp dị thể) vận hành dưới chế
độ phân cực ngược hoặc không phân cực.

a)

Vận hành của điốt quang p-n


Hình III.4 : Nguyên lý vận hành của một điốt quang : (a) giản đồ các vùng năng lượng, (b) cấu tạo của bộ tiếp
giáp p-n và hấp thụ các phôtôn, (c) đường biểu diễn sự tạo cặp quang học (d) cấu hình tiêu biểu của một điốt
quang.
Khi điốt được chiếu sáng, các phôtôn tới được hấp thụ trong ba miền khác nhau của điốt quang (hình
III.4.b) : các phôtôn có năng lượng cao (tương ứng với bước sóng ngắn) được hấp thụ trong vùng p+, các phôtôn
có năng lượng thấp hơn (tương ứng với bước sóng dài hơn) có thể xâm nhập đến vùng điện tích không gian (ZCE)
và đến vùng khuếch tán của điốt. Sự tạo cặp điện tử-lỗ trống bằng kích thích quang học trong các vùng này đóng
góp vào việc tạo thành dòng quang điện trong điốt quang. Các cặp điện tử-lỗ trống sinh ra bằng kích thích quang
học trong vùng ZEC lập tức bị quét ngay bởi điện trường rất mạnh trong vùng này về phía các vùng p+ và n. Các hạt
quang tải điện này đóng góp vào việc tạo thành
dòng quang điện sinh ra do tạo cặp quang học
J
G
(sau đây gọi tắt là
dòng quang điện tạo cặp
) chảy qua điốt quang. Các cặp điện tử-lỗ trống sinh ra bằng kích thích quang học trong các
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

241
vùng trung hoà (vùng p+ và vùng n) tự khuếch tán và một số hạt sẽ bị tái hợp trong vùng này. Đối với một số các
hạt khác, có thể khuếch tán đến biên giới của vùng ZCE, chúng liền bị quét ngay bởi điện trường của vùng ZCE. Các
hạt quang tải điện khuếch tán này đóng góp vào việc tạo thành
dòng quang điện khuếch tán
J
ndiff

và J
pdiff
. Dòng
quang điện toàn phần J
ph
là hợp thành của hai loại dòng quang điện kể trên, được tính toán tại cùng một điểm trong
linh kiện, chẳng hạn tại điểm W, ta có: W)(x J W)(x J W)(x J J
pdiffGndiffph
=+=+==
(i) Dòng quang điện tạo cặp:
Phương trình tiến hoá của các hạt quang tải điện được viết:
x
J
e
1

∆n
(x)G
t
n
Gn
n
optique
∂
∂
+
τ
−=
∂
∂

, với hệ suất tạo
cặp quang học được xác định bởi (I.9):
x-
0optique
R)e-(1Φ (x)G
α
α= . Dưới chế độ thường trực, phương trình này trở
thành:

x
0
Gn
R)e-(1Φ
dx
dJ
e
1
α−
α−= ; ∆n = 0 bởi vì tất cả các hạt tải điện trong vùng ZCE bị quét ngay bởi điện trường
trong vùng này. Dòng điện J
Gn
sẽ thu được bằng cách lấy tích phân phương trình sau cùng từ x = 0 đến x = W (bề
rộng của vùng ZCE), với lưu ý là J
Gn
(0) = 0. Kết quả là : J
Gn
(W) = J
G
=
)eR)(1-(1eΦ

W
0
α−
−−
(III.12)
Đó chính là dòng điện tử chảy qua biên giới giữa vùng ZCE và vùng trung hoà (với giá trị x > W).
(ii) Dòng quang điện khuếch tán:
Vì rằng tất cả các hạt tải điện sinh ra trong vùng ZCE lập tức bị quét ngay bởi điện trường, cho nên ta có:
0) (x J W)(x J
pdiffpdiff
===
và
0) (x J W)(x J
ndiffndiff
===
. Mật độ dòng quang điện khuếch tán J
pdiff
hợp thành bởi
các quang lỗ trống khuếch tán trong vùng n (ở ngoài vùng ZCE) sẽ được xác định từ lời giải của phương trình tiến
hoá sau:
x-
0
2
2
p
p
R)e(1Φ ∆p
dx
d
D

∆p
α
−α=−
τ
. Từ đó :
x
2
p
W
0p
x/L
x/Lp
e
)L(1
R)e-(1Φ
BeAe∆p(x)
p
α−
α−
−
α−
ατ
++= , với L
p

=
pp
D τ
là độ dài khuếch tán của lỗ trống ; D
p

là hệ số khuếch tán của lỗ trống.
Giả thiết rằng kích thước của linh kiện bán dẫn là đủ lớn để có thể xem rằng kích thước của vùng khuếch tán →
∞, từ đó có thể áp dụng điều kiện biên ở vô cực vào lời giải tổng quát của phương trình và suy ra là : B = 0. Hơn
nữa, tại điểm x = W ta có ∆p(W) = 0, bởi vì tất cả các lỗ trống đến được vùng biên giới này liền bị quét ngay bởi
điện trường. Từ đó ta suy ra :
]e[e
)L (1
R)e-(1Φ
∆p(x)
W)/Lp(xW)(x
2
p
W
0p
−−−α−
α−
−
α−
ατ
=
. Mật độ dòng quang điện khuếch
tán tại điểm x = W được viết là:
Wx
ppdiff
dx
pd
eDJ
=







∆
=

Thế thì, ta có :
W
0
p
p
pdiff
R)e-(1Φ
L1
L
e J
α−
α+
α
−= (III.13)
Sự phân bố các quang điện tử trong vùng trung hoà p
+
có cùng dạng với sự phân bố các quang lỗ trống trong
vùng n. Tuy nhiên, trong thực tế, bề dày của vùng tuyến đầu này rất nhỏ so với 1/α để cho rất nhiều phôtôn có thể
xâm nhập đến vùng ZCE, từ đó có thể tạo ra tối đa các hạt quang tải điện trong vùng này. Mật độ quang điện tử
trong vùng này do đó rất thấp. Hơn nữa, ta chỉ có thể xem như không đáng kể mật độ điện tử trong vùng trung hoà
p
+
, vì rằng ta có :

2
i
n np =
+
, với p
+
>> n. Sự đóng góp vào dòng quang điện khuếch tán trong trường hợp này, như
vậy, chủ yếu là do đóng góp của quang lỗ trống trong vùng trung hoà n : J
diff
= J
pdiff
.
Dòng quang điện toàn phần do đó được viết : J
ph
= J
G
+ J
diff
= )
L1
e
R)(1-(1eΦ
p
W
0
α+
−−
α−
(III.14)
Dòng quang điện J

ph
cung cấp bởi điốt quang như vậy tỷ lệ với thông lượng các phôtôn tới Φ
0
. Đềtéctơ quang
học do đó có đáp ứng tuyến tính. Mặt khác, để tăng độ nhạy của dòng quang điện này, biểu thức của J
ph
chỉ ra rằng
cần phải tăng giá trị của hệ số hấp thụ α (tức là tăng hiệu suất lượng tử) và bề rộng W của vùng điện tích không
gian ZCE và độ dài khuếch tán L
p
. Dòng quang điện này hợp với dòng điện trong tối (courant d'obscurité/ dark
current) J
obs
đ"ê tạo thành dòng điện toàn phần ở đầu ra của điốt quang : J = J
obsc
+ J
ph
.

(iii) Dòng điện trong tối:
Trên hình III.5 trình bày 4 dòng điện (J
gn
, J
ndiff
, J
gp
, J
pdiff
) cấu thành dòng điện trong tối của điốt quang. Khi điốt
quang

không được chiếu sáng
, dòng điện chảy qua bộ tiếp giáp là tổng số của 4 dòng điện khác nhau này : J
obsc
=
J
ndiff
+J
pdiff
– J
gn
-J
gp
; trong đó J
gn
là dòng điện tạo cặp (sinh ra do chuyển động nhiệt) của điện tử ; J
ndiff
là dòng điện
khuếch tán của điện tử ; J
gp
là dòng điện tạo cặp (sinh ra do chuyển động nhiệt) của lỗ trống và J
pdiff
là dòng điện
khuếch tán của lỗ trống.

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

242

Hình III.5 : Phân bố của dòng điện trong tối

Dòng điện tạo cặp điện tử J
gn
và dòng điện tạo cặp lỗ trống J
gp
sinh ra từ chuyển động nhiệt của các hạt cấu
thành vật liệu bán dẫn trong vùng ZCE. Các hạt tải điện này bị quét ngay bởi điện trường E trong vùng điện tích
không gian này.
Các dòng điện này không phụ thuộc vào hiệu thế phân cực V
app

; chúng tồn tại ở mọi giá trị V
app
.
Dòng điện khuếch tán điện tử J
ndiff
cấu tạo từ các điện tử tự do trong vùng trung hoà n và khuếch tán về phía vùng
ZCE. Chiều của dòng điện này ngược với chiều của dòng điện tạo cặp điện tử J
gn
. Dòng điện khuếch tán lỗ trống J
pdiff

cấu tạo từ các lỗ trống tự do trong vùng trung hoà p và khuếch tán về phiá vùng ZCE. Chiều của dòng điện này cũng
ngược với chiều của dòng điện tạo cặp lỗ trống J
gp
. Số hạt tải diện tự do đóng góp vào hai dòng điện khuếch tán này
phụ thuộc vào chiều cao rào thế năng của bộ tiếp giáp p-n. Thế mà chiều cao của rào thế năng này lại tỷ lệ thuận
với hiệu thế phân cực V
app
. Cho nên
các dòng điện khuếch tán này phụ thuộc vào hiệu thế phân cực của điốt quang

.
-10-9-8-7-6-5-4-3-2-1 0 1 2 3 4
-0,004
-0,003
-0,002
-0,001
0,000
0,001
0,002
0,003
0,004
0,005
0,006
I
ph
I
obsc
COURANT (mA)
Tension de polarisation (V)
Courant d'obscurité
Photocourant

Hình III.6 : Đặc trưng I(V) của một điốt quang
Từ tính toán trình bày trong mục § II.1.b của chương II ta có dòng điện trong tối toàn phần được biểu diễn bằng
biểu thức (II.14), nghĩa là :
1) (eJJ
T/keV
satobsc
Bapp
−=

(III.15)
Như vậy, dòng điện toàn phần ở đầu ra của điốt quang, khi nó được chiếu sáng với thông lượng quang học Φ
0
, được
viết là: J = J
obsc
+ J
ph
= )
L1
e
R)(1-(1eΦ 1) (eJ
p
W
0
T/keV
sat
Bapp
α+
−−−
α−
(III.16)
Hình III.6 trình bày các đặc trưng I(V) của dòng điện trong tối và dòng quang điện của điốt quang.

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

243

Hình III.7 : Hai cách vận hành của một điốt quang : (a) đo bằng dòng quang điện và (b) đo bằng hiệu thế quang điện

Khi sử dụng một điốt quang để đo tín hiệu quang học, ta có thể áp dụng hai cách đo khác nhau: đo bằng dòng
quang điện (hình III.7.a) và đo bằng hiệu thế quang điện (hình III.7.b).
● Trong sơ đồ đo bằng dòng quang điện, điốt quang được nối với một mạch điện có trở kháng rất nhỏ (R
L
) và
dòng quang điện đo được, được xác định bằng biểu thức (III.16) ở trên. Ta cũng có thể đo hiệu thế V ở hai đầu của
điện trở phụ tải R
L
.
● Trong sơ đồ đo bằng hiệu thế quang điện, điốt quang được nối với một mạch điện có trở kháng rất lớn (I = 0).
Trong trường hợp này, phương trình của dòng quang điện trình bày ở trên cho thấy có xuất hiện một hiệu thế V
ph
ở
hai cực của điốt quang : linh kiện như vậy vận hành theo cách tạo ra hiệu thế quang điện. Biểu thức của hiệu thế
quang điện V
ph
được viết là:

















α+
−−=








+=
α−
p
W
sat
0
B
sat
ph
B
ph
L1
e
1
J
R)-(1eΦ
1ln

e
Tk

J
J
1ln
e
Tk
V (III.17)
Chúng ta thấy rằng, trong cách đo này, điốt quang không cung cấp một đáp ứng tuyến tính theo thông lượng
phôtôn tới Φ
0
.
Đáp ứng đặc trưng theo phổ của một điốt quang có thể được viết dưói dạng (như trong trường hợp của đềtéctơ
quang dẫn điện): ℜ(λ) = η
/e h
1
ν
=
1,24
λ(µm)
η
(III.18)
với hiệu suất lượng tử toàn phần η xác định bởi hệt thức :









α+
−−=η
α−
p
W
L1
e
1R)(1 (III.19)
Từ biểu thức của đáp ứng đặc trưng theo phổ này ta thấy không có hệ số khuếch đại trong đáp ứng của một
điốt quang (để so sánh với đáp ứng của một đềtéctơ quang dẫn điện có hệ số khuếch đại g, ta có thể xem như hệ
số khguếch đại của điốt quang là 1).
b) Đáp ứng thời gian của điốt quang.


Hình III.8 : Mạch điện tương đương của một điốt quang vận hành theo cách đo dòng quang điện
Đáp ứng thời gian của một điốt quang được xác định từ lời giải các phương trình động lực học (I.10) và
(I.11). Các phương trình này mô tả sự phân bố theo thời gian các hạt quang tải điện trong các vùng có tương tác với
phôtôn, với mật độ dòng điện điện tử J
n
và mật độ dòng điện lỗ trống J
p
được xác định bằng (I.12) và (I.13). Việc
tính toán để thu được lời giải các phương trình này khá nhiêu khê, trong khi ta có thể dự đoán được những kết quả
vật lý chính yếu của các lời giải đó. Do vậy, ở đây chúng ta, thay vì đi tìm lời giải từ mô hình toán học của đáp ứng
thời gian, đi tìm giải thích vật lý của hiện tựơng này. Chúng ta quan tâm đến các hằng số thời gian đóng góp vào
việc tạo nên đáp ứng thời gian của một điốt quang. Có ba hằng số thời gian và mỗi hằng số tương ứng với một hiệu
ứng vật lý khác nhau.
●

Hằng số thời gian tương ứng với dòng điện khuếch tán
(t
d
). Hằng số này chính là thời gian sống τ của các hạt
quang tải điện (vậy thì t
d
= τ). Giá trị của hằng số này thay đổi từ 10
-4
s trong Si đến 10
-8
s trong GaAs, nghĩa là
tương ứng với các dải truyền qua (bande passante – passband) có độ rộng từ 10 KHz đến 100 MHz. Dải truyền qua
với độ rộng này không đáp ứng được với yêu cầu đo các tín hiệu quang thay đổi với tốc độ nhanh.
●
Hằng số thời gian mạch RC
(t
RC
). Vùng điện tích không gian ZCE của điốt quang tạo ra một điện dung chuyển
tiếp C
d
của đềtéctơ, xác định bởi hệ thức (II.23) [xem mục § II.1.c]. Khi dùng điốt quang để đo các tín hiệu biến đổi
nhanh, điện dung này hợp với điện trở của đềtéctơ (R
p
) và điện trở phụ tải (R
L
) (như được mô tả trong mạch điện
tương đương trình bày trên hình III.8) một mạch điện mà tần số cắt là :
d
c
RC 2

1
f
π
=
(III.20)

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

244
Trong đó R là điện trở tương đương của hai điện trở mắc song song R
p
và R
L
.
Thí dụ : Đối với một điốt quang có tiết diện của vùng ZCE là: A = 1 mm
2
, được pha tạp với mật độ 10
15
cm
-3
và được áp với
hiệu thế V
D
– V = 10V ; ta có bề rộng của vùng ZCE là: W = 3,6 µm và điện dung chuyển tiếp là 30pF. Nối với một điện trở phụ
tải có giá trị 50Ω, điốt quang này có tần số cắt bằng: 1/2πRC = 110 MHz.
●
Hằng số thời gian tương ứng với di chuyển của các hạt tải điện trong vùng điện tích không gian ZCE
(t
t

). Hằng
số thời gian này được đặc trưng bằng: t
t
=
app
V
w
µ
; trong đó w là bề rộng của vùng ZCE, µ là độ linh động của các
hạt quang tải điện và V
app
là hiệu thế phân cực. Hằng số này có giá trị nhỏ nhất trong ba hằng số liên hệ đến đáp
thời của linh kiện. Thực vậy, bề rộng vùng điện tích không gian ZCE trải dài khoảng 1 µm khi điốt quang được áp
một điện thế phân cực chừng V
app
=1V, nghĩa là một điện trường trung bình bằng 10
4
V/cm. Ngay đối với một vật liệu
bán dẫn mà các hạt tải diện có độ linh động thấp, chẳng hạn µ = 100 cm
2
/V/s (giá trị này tương ứng với vận tốc di
chuyển chừng 10
6
cm/s), nghĩa là tương ứng với một thời gian di chuyển của hạt tải điện trong vùng ZCE bằng 100
ps, hay một tần số cắt chừng 10 GHz.
Đáp ứng thời gian của linh kiện là tổ hợp của ba hằng số thời gian mà biểu thức gần đúng có thể viết là [10]:

(
)
2/1

2
t
2
RC
2
d
t t t t ++≈ (III.21)
Hai hằng số thời gian đầu tiên tạo ra các giới hạn không chấp nhận được với việc đo các tín hiệu quang biến điệu
nhanh, như trong trrường hợp của truyền thông quang học tốc độ cao mà dải truyền qua cần thiết phải lớn hơn GHz.
Đối với các loại ứng dụng này ta cần phải dùng
điốt quang p-i-n
.
III.3.2 Điốt quang p-i-n

Hình III.9 : Sơ đồ của một điốt quang p-i-n : (a) cấu trúc của điốt quang p-i-n ; (b) giản đồ vùng năng lượng ;
(c) đường biểu diễn sự tạo cặp bằng kích thích quang học và (d) cấu hình tiêu biểu của một điốt quang p-i-n

________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

245
Chúng ta thấy rằng trong một điốt quang dùng bộ tiếp giáp p-n, sự giới hạn bề rộng của vùng điện tích không
gian ZCE là một yếu tố đóng góp vào hạn chế của dòng quang điện và của dải truyền qua của linh kiện.
Để làm tăng
bề rộng của vùng ZCE, trong cấu trúc của một điốt quang p-i-n, người ta chen vào giữa hai vùng pha tạp p và n của
bộ tiếp giáp một chất bán dẫn nội bẩm (chữ i trong từ p-i-n là viết tắt của chữ intrinsèque/ nội bẩm) rất ít pha tạp.
Bề rộng của vùng ZCE, dưới chế độ phân cực ngược, trải rộng trên suốt vùng i, và sự tạo cặp bằng kích thích
quang học xảy ra chủ yếu trong đó (hình III.9.a và b). Cấu trúc này có những ưu điểm sau:
- Nó có một điện dung chuyển tiếp C
t

= Aε/W thấp và do đó tạo nên một tần số cắt khá cao.
- Vì rằng vùng điện tích không gian ZCE rất rộng, trải dài đến khá sâu trong vùng trung hoà n (αW >> 1, vùng
khuếch tán hạt tải điện được giảm thiểu rất nhiều), do đó sự đóng góp của dòng điện khuếch tán J
diff
cũng như thời
gian sống τ của các hạt quang tải điện là không đáng kể (thời gian sống này liên quan đến sự tái hợp các hạt tải
điện trong các vùng khuếch tán). Như vậy ta có thể bỏ qua sự đóng góp của hằng số thời gian tương ứng với dòng
điện khuếch tán vào đáp ứng thời gian của đềtéctơ. Phản ứng năng động của linh kiện do đó chủ yếu được quyết
định bởi dòng điện tạo cặp J
G
.
Nguyên lý vận hành của điốt quang p-i-n tương tự với nguyên lý vận hành của điốt quang dùng bộ tiếp giáp p-n ;
điều khác biệt là độ rộng của dải truyền trong điốt quang p-i-n rất lớn.
Thí dụ : Trong một điốt quang p-i-n có tiết diện tiếp giáp A = 0,01 mm
2
, có bề rộng vùng ZCE (là vùng i) W=10 µm sẽ cho một
điện dung chuyển tiếp là C
d
= 0,1 pF. Nối linh kiện với một điện trở phụ tải R = 50 Ω, điốt quang này sẽ có một tần số cắt f
c
=
1/2πRC
d
bằng 30 GHz. Điện thế phân cực có độ lớn chừng (V
D
– V
app
) = 100 V , điện thế này tạo ra trong vùng ZCE một điện
trường E = 10
2

V/ 10µm = 10
5
V/cm. Điện trường này đẩy các hạt tải điện có độ linh động chừng µ = 100 cm
2
/V/s chuyển
động với vận tốc 10
7
cms
-1
. Vận tốc này tương ứng với thời gian chuyển động trong vùng ZCE là τ
t
= 100 ps, nghĩa là điốt
quang có một tần số cắt chừng 10 GHz.
Chúng ta thấy rằng trong thí dụ này thời gian chuyển động của các hạt quang tải điện trong vùng điện tích không
gian là yếu tố hạn chế của dải truyền qua. Như vậy, ta không thể tăng bề rộng W của vùng ZCE mà không làm hạn
chế độ rộng dải truyền qua của đềtéctơ. Thế thì cần phải chọn một giải pháp thỏa hiệp tốt giữa điện dung chuyển
tiếp C
d
và thời gian chuyển động của các hạt quang tải điện τ
t
trong vùng điện tích không gian để có thể tăng độ
rộng dải truyền qua của đềtéctơ.
III.3.3 Điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện (photodiode à avalanche/ avalanche photodiode)
Trong một
điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện
(sau đây gọi tắt là
điốt quang nhân điện
) người ta sử dụng
hiện tượng nhân điện đối với các cặp điện tử-lỗ trống để khuếch đại số hạt quang tải điện được tạo ra và do đó
khuếch đại đáp ứng của đềtéctơ quang học.

a) Vận hành của điốt quang nhân điện


Hình III.10 : Cơ chế nhân điện trong bộ tiếp giáp p-n (theo [5])

Sơ đồ cơ chế của hiệu ứng nhân điện trong một điốt quang p-i-n được trình bày trên hình III.10. Bộ tiếp giáp p-n
(hay p-i-n) của điốt quang được phân cực ngược với một hiệu thế cao (nhưng thấp hơn hiệu thế đánh thủng –
tension de claquage/ breakdown voltage - của bộ tiếp giáp). Hiệu thế cao này tạo ra một bề rộng khá lớn của vùng
ZCE và đồng thời cũng tạo ra một điện trường rất mạnh trong vùng này. Một photon hấp thụ ở điểm A tạo ra một
cặp điện tử-lỗ trống bằng chuyển dịch điện tử A → B (điện tử B ở trong vùng dẫn và lỗ trống A ở trong vùng hoá
trị). Hai hạt quang tải điện này được đặt trong điện trường rất mạnh và do đó chúng lập tức được gia tốc. Với sự gia
tốc này, điện tử B thu được một động năng quan trọng trong lộ trình của nó, và như vậy năng lượng toàn phần của
điện tử này lớn hơn năng lượng ở đáy của vùng dẫn. Thế nhưng, lộ trình của hạt điện tử bị gián đoạn do va chạm
ngẫu nhiên với mạng tinh thể, chẳng hạn ở điểm C. Ở điểm này, điện tử chia bớt một phần năng lượng của nó cho
mạng tinh thể. Năng lượng chuyển giao này lớn hơn độ rộng của vùng cấm và đủ sức để ion hoá nguyên tử, tạo nên
chuyển dịch điện tử F → E. Một cặp điện tử-lỗ trống thứ cấp như vậy được sinh ra, và đến lượt chúng được gia tốc
bởi điện trường, đồng thời với điện tử sơ cấp. Điện tử sơ cấp này, sau khi chuyển giao bớt năng lượng ở điểm C,
«rơi» xuống điểm D và tiếp tục được gia tốc trên một lộ trình mới. Lỗ trống sinh ra ở điểm F được gia tốc theo chiều
ngược lại và bằng va chạm với mạng tinh thể ở điểm G, tạo nên chuyển dịch điện tử H → I, dẫn đến kết quả là lần
này một cặp điện tử-lỗ trống mới khác được sinh ra. Lần nữa, cặp hạt tải điện này lại được gia tốc dưới điện trường
và tham gia vào quá trình ion hoá các nguyên tử bằng va chạm. Như vậy, một hiệu ứng dây chuyền tạo cặp điện tử-
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

246
lỗ trống xảy ra trong vùng nhân điện của linh kiện. Kết quả là dòng quang điện sơ cấp được nhân lên bằng hiệu ứng
nhân điện này và tạo thành ở đầu ra của linh kiện một dòng quang điện được khuếch đại.
Dòng quang điện chảy qua điốt quang nhân điện (có tiết diện tiếp giáp A) như vậy bắt nguồn từ ba dòng điện:
• Dòng điện tạo cặp sơ cấp sinh ra do hấp thụ một phôtôn hoặc do chuyển động nhiệt. Trong một lớp có bề dày
dx của vùng nhân điện, dòng điện tạo cặp bằng : AeGdx ; trong đó G là hệ số tạo cặp toàn phần (tạo cặp quang học

và tạo cặp nhiệt học).
• Dòng điện tạo cặp thứ cấp do va chạm của điện tử với mạng tinh thể, dòng điện điện tử thứ cấp được viết :
α
n
I
n
dx, trong đó α
n
là
hệ số nhân điện của điện tử
và được định nghĩa bằng
số α
n
dx các cặp điện tử-lỗ trống thứ cấp
sinh ra bởi chuyển động của một điện tử xuyên qua một khoảng cách dx trong vật liệu dưới một điện trường mạnh
.
• Dòng điện tạo cặp thứ cấp do va chạm của lỗ với mạng tinh thể, dòng điện lỗ trống thứ cấp được viết : α
p
I
p
dx,
trong đó α
p
là
hệ số nhân điện của lỗ trống
và được định nghĩa bằng
số α
p
dx các cặp điện tử-lỗ trống thứ cấp sinh ra
bởi chuyển động của một lỗ trống xuyên qua một khoảng cách dx trong vật liệu dưới một điện trường mạnh

.
Chú ý rằng các hệ số nhân điện của điện tử và của lỗ trống (α
n
và α
p
) phụ thuộc rất mạnh vào điện trường và giá
trị của chúng không đáng kể dưới điện trường yếu.
Trong chế độ tĩnh (nghĩa là G là hằng số), ta có :
AeG I I
dx
dI
-
ppnn
n
+α+α=
;
và AeG I I
dx
dI
ppnn
p
+α+α= .
Tính liên tục của dòng điện toàn phần đòi hỏi phải có : I = I
n
+ I
p
. Bằng cách thay thế I
n
trong phương trình thứ hai
từ hệ thức này, ta được :

AeG I )I(
dx
dI
npnp
p
+α+α−α=
Phương trình vi phân này có lời giải tổng quát :
pn
n
)x
n

p
(
p
AeGI
Ce(x)I
α−α
+α
+=
α−α
. Hằng số tích phân C được xác
định từ các điều kiện biên ở tiếp xúc của vùng n tại x = 0 và ở tiếp xúc của vùng p tại x = L. Giả thiết rằng (trong
trường hợp lý tưởng) tiếp xúc p không thể phun được một điện tử nào vào vùng nhân điện (do đó : I
n
(L) = 0), và
tiếp xúc n không thể phun được một lỗ trống nào vào vùng nhân điện (do đó : I
p
(0) = 0). Sự bảo toàn dòng điện
toàn phần đòi hỏi : I = I

p
(L) = I
n
(0). Từ đó suy ra :
)L
pn
(
pn
)L
pn
(
e
1e
AeG I
α−α
α−α
α−α
−
=
(III.22)
Tỷ số giữa dòng quang điện sơ cấp và dòng điện sau cùng ở đầu ra, sau khi chảy qua vùng nhân điện có độ dài
L, được viết là :













α−α
−
==
α−α
α−α
)L
pn
(
pn
)L
pn
(
primaire
e
1e
L
1

AeGL
I

I
I
(III.23)
Biểu thức (III.23) cho thấy rằng thông lượng của dòng điện chảy qua vùng nhân điện được khuếch đại so với
thông lượng của dòng điện sơ cấp bởi một

hệ số nhân điện M
xác định bằng:
M =










α−α
−
α−α
α−α
)L(
pn
)L(
pn
pn
e
1e
L
1
(III.24)

Hình III.11 : Đường biểu diễn hệ số nhân điện M theo đại lượng
α

n
L
với các giá trị khác nhau của tham số k = α
p
/α
n
(theo [1])
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

247
Trường hợp đặc biệt khi mà α
n
= α
p
= α, hệ số nhân điện trở thành : M =
L1
1
α−
.
Từ phương trình của hệ số nhân điện M ta thấy, với một giá trị nhất định của điện trường, phải có một giới hạn
bắt buộc cho độ dài L của vùng nhân điện. Thực vậy, nếu độ dài L tăng đến một giá trị làm cho mẫu số của phương
trình trên trở thành không, thì hệ số nhân điện sẽ tiến tới vô cực, và trong trường hợp đó, mọi tạo sinh vô cùng nhỏ
của dòng điện sơ cấp cũng có thể dẫn đến sự tạo thành dòng điện làm đoản mạch (court-circuit/ short-circuit) điốt
quang học. Dòng điện này có thể tạo nên sự đánh thủng làm phá huỷ đềtéctơ quang học nếu dòng diện đó không
được hạn chế bằng cách khác.
Đáp ứng của điốt quang dùng hiệu ứng nhân điện có một hệ số khuếch đại M tương tự như trong trường hợp
của đềtéctơ quang dẫn điện (với hệ số khuếch đại g), nhưng với một bản chất vật lý cơ bản hoàn toàn khác.
b) Đáp ứng thời gian
Tương tự như trong trường hợp của điốt quang p-n hay p-i-n đề cập ở trên, thời gian đáp ứng của một điốt

quang nhân điện phụ thuộc vào các hằng số thời gian tương ứng với thời gian chuyển động của các hạt quang tải
diện trong vùng hoạt tính, với thời gian sống của chúng trong vùng khuếch tán và với hằng số thời gian của mạch RC
của linh kiện. Sự khuếch đại bên trong các điốt quang nhân điện, dựa trên cơ chế ion hoá các nguyên tử bằng va
chạm của các hạt tải điện với mạng tinh thể, cung cấp thêm một giới hạn khác cho đáp ứng thời gian của linh kiện,
bởi lẽ sự thiết lập hệ số khuếch đại của điốt không thể xảy ra tức thời. Đối với các linh kiện mà sự ion hoá chỉ liên
quan đến một loại hạt tải điện, thì thời gian thiết lập hệ số khuếch đại bằng thời gian di chuyển cuả hạt tải xuyên
qua vùng nhân điện. Nhưng đối với các linh kiện mà trong đó cả hai loại hạt tải điện cùng tham gia vào cơ chế ion
hoá các nguyên tử, thì việc thực hiện nhiều "lộ trình khứ hồi" là cần thiết để có thể thu được một hệ số khuếch đại
nhất định và số "lộ trình khứ hồi" cần thiết này càng nhiều khi giá trị các hệ số α
n
và α
p
càng gần nhau.
Thời gian
thiết lập hệ số khuếch đại
như vậy tăng lên. Hằng số thời gian này đóng góp vào việc giới hạn độ rộng dải truyền
qua của điốt quang nhân điện. Tương tự như trong trường hợp của đềtéctơ quang dẫn điện, người ta thấy rằng,
trong một số điều kiện vận hành, tích số (hệ số khuếch đại × độ rộng dải truyền qua) của điốt quang nhân điện là
hằng số ; điều đó có nghĩa là người ta không thể làm tăng hệ số khuếch đại mà không làm suy giảm dải truyền qua
của linh kiện.
III.3.4 Điốt quang Schottky


Hình III.12 : Sơ đồ vận hành của một điốt quang Schottky : (a) Vận hành bằng cơ chế phát xạ bên trong vật liệu của một quang
điện tử khi hấp thụ một phôtôn có năng llượng hν > (Φ
m
-Χ
SC
) (rào thế Schottky) ; (b) Tạo cặp điện tử-lỗ trống bằng kích thích
quang học trong chất bán dẫn với phôtôn có năng lượng hν > E

g
; (c) Với hiệu thế phân cực ngược lớn, điốt quang Schottky có thể
vận hành như một điốt quang nhân điện (theo [4]).
________________________________________________________________________________
NGUYỄN CHÍ THÀNH - Đềtéctơ quang học bán dẫn – Lớp học chuyên đề Đồ Sơn – Tháng 11 năm 2004

248
Điốt quang dùng rào thế Schottky được cấu tạo từ một bộ tiếp giáp dị thể kim loại-bán dẫn. Bộ tiếp giáp này làm
xuất hiện ở mặt phân cách của hai vật liệu một rào thế năng eΦ
ms
bằng khoảng cách giữa mức năng lượng Fermi
của kim loại và đáy vùng dẫn của chất bán dẫn: eΦ
ms
= eΦ
s
- eχ
SC
; eΦ
s
là công thoát của kim loại và eχ
SC
là năng
lượng cần thiết để giữ điện tử bên trong chất bán dẫn. Nguyên lý vận hành của một điốt quang Schottky dựa trên cơ
chế
phát xạ bên trong vật liệu (émission interne/ internal emission)
của một quang điện tử từ kim loại sang vùng dẫn
của chất bán dẫn khi có kích thích quang học. Quá trình này được trình bày bằng sơ đồ trên hình III.12.a.
Điốt quang Schottky được cấu tạo từ một màng mỏng kim loại (hoặc một màng mỏng hợp kim kim loại-bán dẫn
có tính chất vật lý như một kim loại)) được phủ trên một đế bán dẫn. Một chùm tia sáng tới gồm các
phôtôn có

năng lượng hν > Φ
ms
được hấp thụ trong màng mỏng kim loại ; chùm tia này chuyển giao năng lượng của các
phôtôn cho các điện tử mà năng lượng ở dưới mức Fermi của kim loại. Các quang điện tử do đó được phát xạ vào
bên trong vật liệu bán dẫn bằng cách vượt qua rào thế năng eΦ
ms
= eΦ
s
- eχ
SC
. Các quang điện tử này xâm nhập
vào vùng dẫn của chất bán dẫn và đóng góp vào việc tạo thành dòng quang điện chảy qua điốt quang. Loại phát xạ
bên trong vật liệu này đòi hỏi một bước sóng cắt (longueur d'onde de coupure/ cut-off wavelength) bắt buộc, xác
định bằng:
(eV)Φ
1,24
(µm)λ
ms
c
= .
Sự hấp thụ các phôtôn trong màng mỏng kim loại là rất thấp, bởi vì trong kim loại các quang điện tử bị mất
năng lượng trên một đoạn đường di chuyển rất ngắn do bị va chạm: quãng đường tự do trung bình L
B
của các quang
điện tử chỉ từ 50 Å đến 100 Å trong phần lớn các kim loại. Hệ số hấp thụ của các kim loại được đo bằng tỷ lệ nghịch
của bề sâu hiệu ứng da δ (một vật liệu kim loại có điện trở suất 10µΩ.cm sẽ có một bề dày hiệu ứng da trong vùng
hồng ngoại chừng 200 Å và một hệ số hấp thụ α = 1/δ = 5.10
5
cm
-1

). Như vậy, người ta sẽ có một hệ số chuyển đổi
phôtôn thành quang điện tử trong kim loại có độ lớn bằng [1- exp(-αL
B
)]. Ngoài ra, không phải tất cả các quang điện
tử được kích thích năng lượng để vượt rào thế năng sẽ hoàn toàn xâm nhập được vào trong chất bán dẫn, bởi vì
phương chuyển động của các quang điện tử này không nhất thiết là phưong xâm nhập vào bên trong bán dẫn. Các
tính toán [1] cho thấy rằng hiệu suất lượng tử của loại đềtéctơ quang học này là rất thấp và có thể được viết dưới
dạng sau đây:
()








−ν
ν
−≈η
α−
2
ms
m
F
L
Φh
h8E
1
)e(1

B
(III.25)
Trong đó E
Fm
là mức năng lượng Fermi của kim loại.

Hình III.13 : (a) Cấu trúc của một điốt quang Schottky ; (b) Đường biểu diễn độ truyền suốt của màng mỏng kim loại (ở đây là
màng mỏng bằng vàng) theo độ dày trong trường hợp không có và có lớp chống phản xạ nhằm cải thiện độ truyền suốt (theo
[10]).
Mặc dù có hiệu suất lượng tử rất kém, điốt quang Schottky vẫn được sử dụng vì nhiều lý do:
• Trong công nghệ bán dẫn, người ta không thể tạo ra được với tất cả các vật liệu bán dẫn hai loại pha tạp kiểu p
và kiểu n. Bộ tiếp giáp Schottky đặc biệt có lợi trong trường hợp này. Trong cơ chế vận hành của điốt quang
Schottky, bước sóng cắt của đềtétơ không bị áp đặt bởi độ rộng vùng cấm của chất bán dẫn nhưng bởi chiều cao
của rào thế năng do tiếp xúc kim loại-bán dẫn tạo ra. Như vậy, người ta có thể sử dụng một vật liệu bán dẫn dễ chế
tạo để làm đế (substrat) cho linh kiện (chẳng hạn như silicium) và chọn lựa một kim loại thích hợp để tạo ra bước
sóng cắt mong muốn (thí dụ như cặp vật liệu bán dẫn Si loại p và kim loại PtSi cho một bước sóng cắt bằng 5,6 µm).
• Trong một bộ tiếp giáp Schottky, người ta cũng có thể thực hiện được cơ chế tạo cặp các hạt quang tải điện
như trong trường hợp của điốt quang dùng bộ tiếp giáp p-n (hình III.12.b) hay như trong trường hợp của điốt quang
nhân điện (hình III.12.c) để đo các sóng quang tới mà bước sóng có thể xuyên qua được màng mỏng kim loại để
xâm nhập vào trong chất bán dẫn.
• Đáp ứng thời gian của các điốt quang p-n và p-i-n một mặt bị giới hạn bởi thời gian sống của các hạt tải điện
trong các vùng khuếch tán nằm bên cạnh vùng ZCE và mặt khác bởi hằng số thời gian RC do điện dung và điện trở
của đềtéctơ áp đặt. Để giảm thiểu hằng số thời gian đầu tiên, người ta làm giảm bề rộng của vùng khuếch tán trên
một phần của bộ tiếp giáp. Nhưng việc giảm bớt bề rộng của vùng khuếch tán này không thể tránh được việc kéo
theo sự tăng điện trở nối tiếp của đềtéctơ, mà điều đó lại kéo theo việc tăng hằng số thời gian RC. Điốt quang
Schottky, ngược lại, cho phép thực hiện việc giảm thiểu này, vì lẽ điện trở của kim loại là rất thấp. Hơn nữa, cơ chế
quang dẫn điện trong điốt quang Schottky chỉ liên quan đến một loại hạt tải điện đa số duy nhất (là điện tử) mà độ
linh động thường khá lớn ; do đó loại đềtéctơ quang học này về bản chất có đáp thời nhanh hơn các linh kiện dùng