在科学上，每一条道路都应该走一走，发现一条走不通的道路，就是对科学的一大贡献。那种证明“此路不通”的吃力不讨好的工作，就让我来做吧。—爱因斯坦（A.Einstein）
光纤通信中，最常用的光探测器是PIN光电二极管和雪崩光电二极管（APD），以及高速接收机用到的波导光探测器（WG-PD）和行波光探测器（TW-PD）。严格地说，光电二极管是光子转变为电子的二极管，即光/电转换二极管。
一、光探测机理——吸收光子产生电子
光探测过程的基本机理是光吸收，假如入射光子的能量hν超过禁带能量Eg，只有几微米宽的耗尽区每次吸收一个光子，将产生一个电子-空穴对，发生受激吸收，如图7.1.1b所示。在PN结施加反向电压的情况下，在电场作用下，受激吸收过程生成的电子-空穴对，分别离开耗尽区，电子向N区漂移，空穴向P区漂移，空穴和从负电极进入的电子复合，电子则离开N区进入正电极。从而在外电路形成光生电流IP。当入射光功率变化时，光生电流也随之线性变化，从而把光信号转变成电流信号。为了比较，也画出了光的自发辐射图。吸收过程也遵守能量守恒，不同能量的光子，也产生不同种类的电子。
图7.1.1光的自发辐射和吸收
a）发光二极管——光的自发辐射b）光探测器——光的吸收
二、 响应度、量子效率和响应带宽
1. 响应度、量子效率和截止波长
光生电流IP与产生的电子-空穴对和这些载流子运动的速度有关，也就是说，直接与入射光功率Pin成正比，即
式中，R是光探测器响应度（用A/W表示），由此式可以得到
响应度R可用量子效率η表示，其定义是光信号产生的电子数与入射光子数之比，即
式中，q是电子电荷，h是普朗克常数，ν是入射光频率。由此式可以得到响应度
式中，λ=c/ν是入射光波长，c=3×108m/s是真空中的光速。式（7.1.4）表示光探测器响应度随波长增长而增加，这是因为光子能量hν减小时可以产生与减少的能量相等的电流。R和λ的这种线性关系不能一直保持下去，因为光子能量太小时将不能产生电子。当光子能量变得比禁带能量Eg小时，无论入射光多强，光电效应也不会发生，此时量子效率η下降到零，也就是说，光电效应必须满足条件。
式中，λ就是截止波长。图7.1.2表示各种探测器的响应度和截止波长。
图7.1.2各种光探测器的波长响应曲线
a）PIN光探测器b）APD光探测器
2. 响应带宽
光电二极管的本征响应带宽由载流子在电场区的渡越时间ttr决定，而载流子的渡越时间与电场区的宽度W和载流子的漂移速度υd有关。由于载流子渡越电场区需要一定的时间ttr，对于高速变化的光信号，光电二极管的转换效率就相应降低。光电二极管的本征响应带宽Δf的定义为：在探测器入射光功率相同的情况下，接收机输出高频调制响应与低频调制响应相比，电信号功率下降50%（3dB）时的频率，如图7.1.3b所示。Δf与上升时间τtr成反比
式中，上升时间τtr定义为输入阶跃光脉冲时，探测器输出光生电流最大值的10%～90%所需的时间。
与半导体激光器一样，光电二极管的实际响应带宽常常受限于二极管本身的分布参数和负载电路参数，如二极管的结电容Cd和负载电阻RL的RC时间常数，而不是受限于其本征响应带宽，所以为了提高光电二极管的响应带宽，应尽量减小结电容Cd。受RC时间常数限制的带宽为
图7.1.3 PN结光探测原理说明
a）反向偏置的PN结，在耗尽区产生线性变化的电场，入射光生电子-空穴对分别向N区和P区漂移，在外电路产生光生电流b）探测器的频率响应带宽
三、 PIN光电二极管
简单的PN结光电二极管具有两个主要缺点：一是它的结电容或耗尽区电容较大，RC时间常数较长，不利于高频接收；二是它的耗尽层宽度最大也只有几微米，此时长波长的穿透深度比耗尽层宽度W还大，所以大多数光子没有被耗尽层吸收，而是进入不能将电子-空穴对分开的电场为零的N区，因此长波长的量子效率很低。为了克服以上问题，人们采用PIN光电二极管。
PIN二极管与PN二极管的主要区别是：在P+和N-之间加入一个在Si中掺杂较少的I层，作为耗尽层，如图7.1.4a所示。I层的宽度较宽，为5~50μm，可吸收绝大多数光子。反向偏置的PN结，在耗尽区产生不变的电场。因耗尽区较宽，可以吸收绝大多数光生电子-空穴对，使量子效率提高。
图7.1.4PIN光电二极管
a)PIN光电二极管结构 b)PIN光电二极管等效电路
四、雪崩光电二极管——雪崩倍增效应使灵敏度提高
雪崩光电二极管是一种内部提供增益的光电二极管。其基本原理是光生的电子-空穴对经过APD的高电场区时被加速，从而获得足够的能量，它们在高速运动中与P区晶格上的原子碰撞，使晶格中的原子电离，从而产生新的电子-空穴对，如图7.1.5所示。这种通过碰撞电离产生的电子-空穴对，称为二次电子-空穴对。新产生的二次电子和空穴在高电场区里运动时又被加速，可能碰撞别的原子，这样多次碰撞电离使载流子迅速增加，反向电流迅速加大，形成雪崩倍增效应。APD就是利用雪崩倍增效应使光生电流得到倍增的高灵敏度探测器。
图7.1.5 APD雪崩倍增原理图
a) 离子碰撞过程释放电子-空穴对，导致雪崩
b) 具有能量的导带电子与晶格碰撞，转移该电子动能到原子价中的一个电子上，并激发它到导带上
雪崩倍增过程是一个复杂的随机过程，通常用平均雪崩增益M来表示APD的倍增大小，M定义为
式中，IP是初始的光生电流，IM是倍增后的总输出电流的平均值，M与结上所加的反向偏压有关。
五、波导光探测器——高速光纤通信系统接收器件
按光的入射方式，光探测器可以分为面入射光探测器和边耦合光探测器，分别如图7.1.6a和图7.1.6b所示。
图7.1.6 面入射光探测器和边耦合光探测器
a）面入射光探测器b）边耦合光探测器
在面入射光探测器中，光从正面或背面入射到光探测器的光吸收层中，产生电子-空穴对，并激发价带电子跃迁到导带，产生光电流。所以，在面入射光探测器中，如一般的PIN探测器（PIN-PD），光行进方向与载流子的渡越方向平行。PIN光探测器的响应速度受到PN结RC数值、I吸收层厚度和载流子渡越时间等的限制。在正面入射光探测器中，光吸收区厚度一般在2~3μm，而PN结直径一般大于20μm。这样最高光响应速率小于20Gbit/s。为此，提出了高速光探测器实现的解决方案——边耦合光探测器。
在（侧）边耦合光探测器中，光行进方向与载流子的渡越方向互相垂直，如图7.1.6b所示，吸收区长度沿光的行进方向，吸收效率提高了；而载流子渡越方向不变，渡越距离和所需时间不变，这样就很好地解决了吸收效率和电学带宽之间对吸收区厚度要求的矛盾。边耦合光探测器比面入射探测器可以获得更高的3dB响应带宽。边耦合光探测器分波导探测器和行波探测器。
面入射光探测器的固有弱点是量子效率和响应速度相互制约，一方面可以采用减小其结面积来提高它的响应速度，但是这会降低器件的耦合效率；另一方面也可以采用减小本征层（吸收层）的厚度来提高器件的响应速度，但这会减小光吸收长度，降低内量子效率，因此这些参数需折中考虑。
波导光探测器正好解除了PIN探测器的内量子效率和响应速度之间的制约关系，极大改善了其性能，在一定程度上满足了光纤通信对高性能探测器的要求。
图7.1.6b为波导探测器的结构图，光垂直于电流方向入射到探测器的光波导中，然后在波导中传播，传播过程中光不断被吸收，光强逐渐减弱，同时激发价带电子跃迁到导带，产生光生电子-空穴对，实现了对光信号的探测。在波导探测器结构中，吸收系数是本征层厚度的函数，选择合适的本征层厚度可以得到最大的吸收系数。其次，波导探测器的光吸收是沿波导方向进行的，其光吸收长度远大于传统型光探测器。波导探测器的吸收长度是探测器波导的长度，一般可大于10μm，而传统型探测器的吸收长度是InGaAs本征层的厚度，仅为1μm。所以波导探测器结构的内量子效率高于传统型结构PD。另外，波导探测器还很容易与其他器件集成。
但是，和面入射探测器相比，波导探测器的光耦合面积非常小，导致光耦合效率较低，同时也增加了和光纤耦合的难度。为此，可采用分支波导结构增加光耦合面积，如图7.1.7a所示。在图7.1.7a的分支波导探测器的结构中，光进入折射率为n1的单模波导，当传输到n2光匹配层的下面时，由于n2＞n1，所以光向多模波导匹配层偏转，又因n3＞n2，所以光就进入探测器的吸收层，转入光生电子的过程。分支波导探测器各层折射率的这种安排正好和渐变多模光纤（见3.1.3节）的折射率结构相反，渐变多模光纤是把入射光局限在纤芯内传输，于是分支波导探测器就应该把光从入射波导中扩散出去。在这种波导结构中，永远不会发生全反射现象。图7.1.7b是高速探测器光电混装模块。
图7.1.7增加光耦合面积的分支波导探测器
a）单模波导光经过光匹配层进入波导探测器吸收层b）高速探测器光电混装模块
