这本关于电力电子的笔记的结构如下：
阅读这些教程的需要电气工程的基础知识。
入射到半导体晶体上的电磁辐射的能量有利于导电性，前提是构成辐射的光子的能量大于禁带εg。回想一下光子能量与频率的关系，然后用波长表示，可以得到电离条件如下：
其中能量单位为eV，波长单位为µm。对于硅和锗，我们有：
我们可以使用禁带较小的半导体来达到约6.9µm的波长。然而，我们是在可见光和远红外波段。图1显示了光电导体的基本示意图：电场E是由电池产生的，它在半导体上建立了电势差。
图1：光子通量撞击半导体
如果满足条件(1)，则电子-空穴对通过热和光子方式产生。因此，电流可以表示为这两个贡献之和：
其中iγ是光电流(由于光子产生的电荷)，it是热产生的分量。对于天文探测器中使用的光电导体来说，有必要将热贡献忽略掉，因为它是一个噪声源。这可以通过用低温技术冷却系统来实现。图1中所示的光子，即每单位时间和单位表面积(晶体的上表面)的光子数由下式给出：
假设均匀照射，通量可以被认为是恒定的。将概率η称为光子电离共价键量子效率，单位时间内产生的电荷数由下式给出：
其中S是晶体上表面的平面，a是一个常数因子，我们可以将其设置为等于2，因为每个光子以概率η释放两个电荷。回顾一下迁移率µ的定义，可以确定偏置电路中电子的流动(空穴的流动可以忽略不计，因为它们的迁移率较低)。通过与光子流的关系，我们得到光电导增益：
其中τ是电子的平均寿命。通过这种方式，光电导体的行为就像一个将光转换为电流的转换器，其效率为ηGpc。天体物理学中使用的典型值如下：
光电导体的光谱响应(或响应率)由下式给出：
其中Wγ是输入辐射功率。在分子中，我们必须考虑对电流的贡献(光子、温度)。在天体物理学中我们可以写：
在理想条件下，η不依赖于波长λ，因此响应率随λ线性增加，直至达到方程(1)给出的截止λmax。图2对此进行了说明。由于电流的热分量在接近截止的波长中占主导地位，响应率不断降低，因此我们预计会出现图3所示类型的趋势。
图2：光电导体的响应率，其中对电流的热贡献可以忽略不计
图3：光电导体响应率的可能趋势，其中对电流的热贡献不可忽略
我们研究了本征半导体的光电导率。下一步是由光子通量照射的pn结。我们可以注意到以下实验数据：一个反向偏压和发光的pn结被一个电流穿过，这个电流随着光子通量的增加而线性增加。
让我们考虑n型半导体，并假设n0，p0为平衡时电子和空穴的浓度。如果在某一时刻我们“照亮”晶体，上述浓度将经历相同的增加Δn=Δp>0。然而，由于半导体是n型，增加的百分比是非常不同的。确切地说：
当切换到p型半导体时，同样的论点也适用，其中上述角色显然已互换。
总之：光子通量几乎只作用于少数载流子。这可以表示为，辐射的行为就像少数载流子的注射器。
在pn结中，由于反向饱和电流是由n区和p区各自的少数载流子引起的，因此辐射有利于该电流的增加。让我们回顾一下电压-电流特性：
其中：i0>0是反向饱和电流，VT是温度的伏特当量，而v是施加的“la d.d.p.”，正向偏压时v>0，反之亦然。通过改变电流的符号，使i可以被绘制为v的函数|v|，当v<0时，我们有：
照射二极管会增加电流，因此我们需要添加iγ项：
当iγ=0时，我们得到“暗电流”，即典型的反向饱和电流，其图形穿过原点。反之，当v=0时，只有iγ在电路中循环，因此等式(13)的图形不经过原点。从相同的方程中，我们看到总电流随着施加相同的反向偏压而增加，增加了发光强度(因此是iγ)。简而言之，我们获得了如图4所示的一系列特性曲线。图5显示了光电二极管符号。
图4：光电二极管的电压-电流特性曲线
图5：光电二极管符号
关于正向偏压，最好讨论势垒。我们在上一期中看到，pn结具有内置电势V0，它对应于高度为eV0的势垒，e是电子电荷的绝对值。通过在开路中照射晶体，电磁能有利于将势垒降低一定量，该量除以e，返回电势Vγ(称为光伏电势)。这可以通过将等式(13)的第二边设置为零来分析看出。我们获得：
从方程(14)我们可以看出，Vγ随iγ呈对数增加，因此也随光通量呈对数增加。
LED使用与光电二极管特性相反的物理过程。事实上，后者吸收光能以返回电力，而LED则吸收电力以发光。原理上，是电子-空穴重组的过程提供能量。准确地说，我们必须提供能量(热能、光能)来电离共价键。在量子力学框架中，如果ΔE是空穴和电子各自占据的能级之差，则在重组过程中将发射出一个频率的光子：
(原文刊登于EDN姊妹网站Power Electronics News，参考链接：Scientific Notes on Power Electronics: Photodiodes and LEDs，由Ricardo Xie编译。)
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