對於半導體材料或器件的光吸收，當光波的波長大於某個波長λc時光吸收係數急劇下降，此λc即稱為長波限。長波限主要決定於材料的禁地寬度。長波限對於光探測器具有重要的意義，長波限越長，則能夠探測的光波長也就越大。
基本介紹
- 中文名：半導體長波限
- 外文名：Long wavelength cutoff
- 運用領域：光學
- 相關：本徵波線
光電導效應,光子探測器,光敏半導體材料,
光電導效應
光電導效應一般分為本徵光電導和雜質光電導效應。前者對應帶間躍遷，產生自由的電子一空穴對；後者是指光子沒有足夠能量產生電子一空穴對，但能激發雜質中心形成自由電子(n型半導體)或自由空穴(p型半導體)。因為雜質濃度低，雜質光電導要比本徵光電導弱得多。
如果能量使用電子伏(eV)作為單位，而波長是以微米計時，本徵光電導(上式)與雜質光電導的長波限(下式)(單位
)分別是：
圖1
圖2光子探測器
光子探測器亦稱量子探測器，系基於光電效應而工作。其中基於外光電效應的叫外光電探測器或真空光電探測器；而基於內光電效應的又常有光電導(PC)探測器和光伏(PV)探測器之分。
外光電探測器的光電陰極是逸出功低的鹼金屬多元素複合物(如銀氧銫、銻化銫、銻鉀鈉銫等)或負電子親和勢材料，若入射光子的能量高於陰極材料的逸出功，則電子便脫離陰極表面，被電場拉向陽極。當外電路閉合時即產生光電流。
光電導(PC)探測器的工作物質多是半導體。當入射光子的能量不小於被輻照半導體的禁頻寬度或雜質電離能時，便在半導體內產生自由電子或空穴，使材料電導率上升。由於外加偏壓作用，輸出與入射能量相應的電信號。光電導效應有本徵型、非本徵型之分。例如PbS、InSb、HgCdTe屬本徵半導體，而鍺摻雜、矽摻雜者屬非本徵半導體。由於雜質的電離能遠小於本徵半導體的禁頻寬度，故雜質半導體的長波限比本徵型的要長。但由於雜質濃度低，故非本徵光電導效應比本徵型的弱得多。因光電導探測器的電阻對光敏感，故也稱為光敏電阻。
光伏(PV)探測器以光生電動勢原理來工作。當光照射p-n結時，P區、n區和結區都產生電子一空穴對，而P區的光生空穴和n區的光生電子被P-n結阻擋，不能進入結區。只有P區的光生電子可擴散到n區一側的結邊界，n區的光生空穴可擴散到P區一側的結邊界。同時，結區的光生電子一空穴對受結電場作用而分開，電子漂向n區，空穴漂向P區。上述過程的總效果是使P區、n區各自獲得光生正電荷和負電荷，使p-n結的勢壘高度降低。這種由光輻照而產生的勢壘變化稱之為光生電勢，這種現象叫光生伏打效應。
光生載流子在向結區擴散的過程中會有一部分被複合掉。離結區越遠，則擴散距離越長，複合機率就越高，相應的量子效率就越低。
肖特基勢壘光電探測器也是光伏探測器的一種。其製作方法是把金屬沉積在半導體表面。由於金屬和半導體中載流子所處能級的差異，它們會由高能級向低能級方向“轉移”，其結果是出現內建電場。由於此電場對上述“轉移”的抑制，很快就達到動態平衡，形成穩定的結區勢壘——肖特基勢壘(Sehottky—barrier)。當入射光輻照打破這種平衡時，就產生光伏效應。如表面鍍鉑的矽肖特基器件，其回響波段為(1～5μm)，可用於中紅外區的探測。因可利用成熟的矽工藝製備焦平面陣列，也很有發展前景。在這種器件中，勢壘就在半導體表面形成，光生載流子直接在勢壘區內(無須像p-n結那樣要經過擴散才能進入勢壘區)，這既省去了擴散時問，又減少了複合損失，使器件回響快、靈敏度高。但入射光需通過金屬層，有部分光能損失。
光敏半導體材料
半導體材料，如Si，Ge，GaAs和InSb等的價帶和導帶之間存在能級差
。當半導體材料從光子中吸收能量並將部分電子從價帶送至導帶後，其導電性就增強了。但這裡的能量
必須大於。圖3列出了一些半導體材料的值和長波限
。
圖3
圖3當給半導體材料摻雜後，在其禁帶中將弓1人附加的能級．若入射光子能電離摻雜原子，並使電子進入半導體的導帶，那么該半導體材料的導電性能也同樣會改變．這表明摻雜半導體的長波限將由摻雜原子的電離能所決定。圖4給出了一些典型摻雜半導體的電離能
和值． 顯然，表中的材料經冷卻後，可用作理想的紅外探測器。
圖4
圖4在可見區，固態探測器的QE值比PMT陰極的要高，但由於其噪聲大，所以DQE西值就不如PMT了。然而七十年代以來多元固態探測器的發展，使得它在天體物理的觀測中逐漸上升到主導地位。
