雪崩光电二极管的特性要点.docx
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雪崩光电二极管的特性要点
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。
雪崩光电二极管的介绍
物理12张常龙
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］
二0—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0.6〜0.9ym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（1.3yn1.55ym）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1.3ym和1.55yn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△Ev的存在，将使光生
空穴有所积累而影响到器件的响应速度，这时可在突变异质结的中间插入一层缓变层来减小
△Ev的影响）。
2.主要特性
主要特性①雪崩增益系数M（也叫倍增因子），对突变结
式中V为反向偏压，VB为体雪崩击穿电压；n与材料、图1结构示意图
器件结构及入射波长等有关，为常数，其值为
1〜3。
②增益带宽积，增益较大且频率很高时，
式中3为角频率；N为常数，它随离化系数比
缓慢变化；W为耗尽区厚度；Vs为饱和速度；an及
ap分别为电子及空穴的离化系数，增益带宽积是个常数。
要想得到高乘积，应选择大Vs,
小W及小an/a（即电子、空穴离化系数差别要大，并使具有较高离化系数的载流子注入
到雪崩区）。
③过剩噪声因子F，在倍增过程中，噪声电流比信号电流增长快，用F表示雪
崩过程引起的噪声附加F~Mxo式中x称过剩噪声指数。
要选择合适的M值，才能获得最
佳信噪比，使系统达到最高灵敏度。
④温度特性，载流子离化系数随温度升高而下降，导致
倍增因子减小、击穿电压升高。
用击穿电压的温度系数卢描述APD的温度特性。
3=
［蛍浮］xZ尸
%
式中VB及VB0分别是温度为T及TO时的击穿电压。
使用时要对工作点进行温控，要制造均匀的P-N结，以防局部结面被击穿。
3.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：
M=1/10
式中I为倍增输出电流，I。
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和空穴电离率:
-p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，电离率二与电场强度EJ近似
有以下关系：
式中，A，b，m都为与材料有关的系数。
假定\■•，可以推出
1
XD
1dx
$0
式中，XD为耗尽层的宽度。
上式表明，当
XD
:
dx—；1
0
时，M厂：
。
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，PN结上所加的反向偏压就是雪崩击穿电压Ubr
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
1
1-（UUBR）n
式中，指数n与PN结得结构有关。
对NP结，n2;MPN结，n4。
由上式可见,
当U>Ubr时，M—•,PN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PN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：
I2=2qlM2f
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由于信号电流按M倍增大，而噪声按M°2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。
4.等效电路模型
1.
PIN—APD电路模型
2.
对于反偏PIN结构，可采用如下载流子速率方程
Ni（Pi）为i区过剩（电子）
其中：
为Pn（Np）为n（p）区过剩空穴（电子）总数,
nrCpr）为i区电子（空
空穴总数，q为电子电荷，.p（.n）为n（p）区空穴（电子）寿命,
穴）复合寿命，nt（pt）为i区电子（空穴）漂移时间，Pg（Ng）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），NGi（=PGi）为入射光在i区的电子
-空穴对产生率，lp（ln）为n（p）区少子空穴（电子）扩散电流，：
n（P）为i区电子（空
穴）漂移速度，\（p）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（Un，©p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，R^Nj，方程（4）可省略，方程（3）可写为
F面给出几个重要关系式：
R—R）
Rg巴口-exp（-：
n哂）]
hv
Ng二Rnd-RgxpMnWn仙）]["%心卩叫）]
h
“Pn[（1一R）・exp（-an・W1）]7/.A/X1
NGi巴nn[1—exp（—：
j・W）]
hu
nt=W/n,pt=W/p
其中，Pin为入射光功率，R为n区端面反射率，h为光子能量，〉n、：
「、〉P分别为
n、i、p区的光功率吸收系数，Wn、Wj、Wp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,lnGaAs,lnP,lnGaAsP等族材料，可采用以下的形式
其中F为i区电场，F二Vj•Vbi/Wi,Vj为外加偏压，Vbi为二极管内建势，Fth为阈
值电场，Jn^lp）为i区电子（空穴）迁移率，：
sn（sp）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
n（F）pexpHbn/Fnp（F）二apexp[-（bn/F）Cp]
其中，an、bn、Cn、ap、bp、Cp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In047Ga0.53As,InAlAs为
Aso.74Po.26。
In0.48Al0.52As,InGaAsP为InoaGaoi
ai几种典型■亠旅材料越攪n代辜釵据
Tdb.1Impactionizationratesofwvcrsl1'V
marenal
[nP
InGaAs
lnAEAs
InGaAsP
doping/10Hcm_J
0-12
3
12
electricField/lO1Vcm_1
2*2—6*25
2,4—3-8
缶6—5,垃
5-3-7.7；
2.0—25
3,3—4.3
2+9S—3-85
fl./lQ1Vcm~J
2+99
11?
29.3
2-32
513
0.736
2460
^/10sVcm-1
6・師
和.1
26*4
8+46
19.5
5.62
32
1.6
1
1
2
1
2
1
Op/IQ1cm-1
2+22
47,9
16-2
no
0.157
215
\/10JVein'1
l+57
25+5
2hi
7-«9
22,0
4”的
30.7
L5
1
I
乎
]
9
£i
I
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
Ii=Vj；Rn,Ia=CnoVi（n-n，：
t：
p-p）
由于n，p两区的少子分布与Pin，Vn，Vp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
赖由斤，Vn，Vp来体现。
这样可由稳态结果得到In，Ip与Pn，5,V的关系:
In-V^'Rn^'npn'Ino，Ip二VP：
Rpd，-pPinTpo
Rnd二Rn[ch（Wp；Ln）-1]，Rpd二Rp[ch（g：
Lp）-1]
其中，Ln,Lp分别为p区电子，n区空穴的扩散长度。
APD的端电流为
其中，C^CsCj，Cs为寄生电容，Cj=；：
0；sAWi,；0为真空介电常数，；s为材料
相对介电常数，A为垂直电场方向器件的截面积，Vj为结电压。
Id为隧穿电流与其他寄生
漏电流之和，可写为
2m**”Eg・q3
42h2
r,・
02PIK--AFD卑協模型
qh
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。
m；为电子的
有效质量，为一个于隧穿势垒的形状有关的参数，对于带-带隧穿过程，接近1，h为Planek常数除以2，Eg为带隙，Rd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
'-n；'-pp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
表1腿!
鑒数
Modelparainsur
Modelparsmerer、峑hue
Model
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300
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I
075
<<
12
均的形式
-WWW
+%Wb..r
V--
Wb（WwWb）
Ww
Wb
'wWb、bWw
其中，W，b，'W，'b，WW，Wb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。
3.模拟实例
为验证模型，这里对一种in.4Ga0.5Asi
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
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
图4给出脉冲响应特性。
输入信号宽度为10ps峰值功率1mW勺Gauss形脉冲，偏压为50V,取样电阻
为50SZ，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Cs*pF和1.5pF两条模拟曲线，对应的半峰全宽（FWHM分别为150ps
和175ps，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1JW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。
量子效率迅速增大，对应80V的量子效率
I收＜4L揑主的:
型綁9姊•鹉基!
-玫
Revernrbiaj;vollac[c/'\r
当偏压小于55V时，量子效率基本保持为40%随偏压升高
图5不同光功率F比电建特性
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
FWHM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。
图G皓定功率下锻子隸宰与偏压笑界
4.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OEICCAA软件中采用。
Theequivalentcircuitandavalanche
photodiodesimulation
Abstract:
PNjunctionhasasingleconductivity,smallforwardresistanee,highresistaneereverse.Whenthereversevoltageincreasestoacertainvalue,thereversecurrentincreasessuddenly.Reverseelectricshock.Theavalanchebreakdownandzenerbreakdown（tunnelbreakdown）.AvalanchebreakdownisaPNjunctionreversevoltageisincreasedtoavalue,carriermultiplicationavalanchelike,increasemuchmorequickly,makinguseofthecharacteristicsofdiodeisavalanchediode.Avalanchebreakdownisundertheactionofelectricfield,carrierenergyincreases,weandcrystalatomscollide,covalentelectronstimulatetheformationoffreeelectronholepairs.Thenewgenerationofcarrierandthefreeelectronholepairisgeneratedbythecollision,whichisthemultiplicationeffect.12,24,likeanavalancheincreasesthecarrier.Keywords:
Avalanche；diode；equivalentcircuit；
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