1、第十七章第十七章 集成光探測器 教教 師：劉永師：劉永E-mail: YongL集成光探測器 用于集成光路中的探測器必須具有 靈敏度高 響應時間短 量子效率大 以及功率消耗小的特點。 本章將討論一些具有這些特點的不同探測器結構 。 17.1耗盡層光電二極管 17.2特殊光電二極管結構 17.3改進光譜響應的方法 17.4限制集成光電探測器性能的因素 本章學習各種探測器的工作原理，重點掌握耗盡層光電探測器的工作原理17.1耗盡層光電二極管 集成光路和分立組件中最常用的半導體光探測器是耗盡層光電二極管。耗盡層光電二極管實質上是一個反向偏置的半導體二極管，它的反向電流受耗盡層內或耗盡層附近因吸收光子

2、而產生的電子-空穴對的調制。這種二極管一般是以所謂的光電二極管模式,工作須施加相當大的偏壓 17.1.1常規分立光電二極管 最簡單的耗盡層光電二極管是p-n結二極管。這種器件在反向偏壓Va作用下的能帶圖如圖17.1所示。耗盡層光電二極管的總電流由兩部分組成：一部分是漂移電流，由區域（b）中所產生的載流子引起；另一部分是擴散電流，在區域（a）和（c）中產生。 Fig.17.1 p-n結二極管在反偏壓Va作用下的能帶圖 區域（b）中產生的空穴和電子被反偏壓電場分開，空穴被掃向p區（c），電子被掃向n區（a）。n區產生的空穴或p區產生的電子有一定的概率擴散到耗盡層（b）邊緣，然后被電場掃過耗盡層。區

3、域（a）中的電子或區域（c）中的空穴是多數載流子，它們由于反向偏壓的作用各自處在原來的區域，不會被掃過耗盡層。 為了減小實際光電二極管的串聯電阻而仍保持最大耗盡層寬度，通常使一個區域的摻雜比另一個區域重得多。這樣，耗盡層幾乎全部形成在結的摻雜較輕的一邊，如圖17.2所示，這種器件稱為高-低突變結器件。 Fig.17.2 p+-n（高-低）結二極管在反偏壓Va作用下的能帶圖 在GaAs及其三元和四元合金中，電子遷移率一般比空穴遷移率大得多，因此常把p區做得比n區薄，且摻雜也比n區重得多。這樣，器件大部分都處于n型材料中，而p區實質上只作為一個接觸層。 對于圖17.2所示的高-低結形式的器件，其總

4、電流密度Jtot可由下式給出 ppnpWtotLDqpLeqJ00)1 (1 (17.1)式中， 0是總光子通量，單位是光子數/（cm2s），W是耗盡層寬度，q是電子電荷值，是帶間光吸收系數，Lp是空穴擴散長度，Dp是空穴擴散系數，Pn0是平衡空穴濃度。式(17.1)中最后一項表示反向漏電流（或稱暗電流），它由n型材料中的熱生空穴引起，這就解釋了為什么這一項不正比于光子通量0 。 式(17.1)的第一項表示光電流，它與0成正比，包含兩部分電流：一部分是耗盡層內產生的載流子的漂移電流；另一部分是耗盡層邊緣擴散長度Lp范圍內產生的空穴的擴散和漂移電流。 探測器的量子效率q，或者說，每個入射光子產生

5、的載流子數，由下式給出： (17.2)q可取0到1之間的任何值。！：式(17.1)和式(17.2)已作了散射損耗和自由載流子吸收小到可忽略不計的假設。 pWqLe11由式(17.2)可見，為了使q達到最大，須使W和Lp兩個乘積盡可能大。當W和Lp足夠大以致于q近似等于1時，由于暗電流一般小到可忽略，二極管電流就基本正比于0 。 如果帶間吸收系數與W和Lp相比太小，許多入射光子將完全通過二極管的有源層進入襯底，如圖17.3所示。只有在寬度為W的耗盡層內吸收的光子能以最大的效率產生載流子。從耗盡層邊緣到擴散長度Lp的深度范圍內吸收的光子對產生光生載流子也有些影響，在這區域內的空穴可擴散到耗盡層。

6、在被吸收之前穿透深度大于(W+Lp)的光子基本上無光生過程，因為要這些光子產生達到耗盡層并掃過耗盡層的空穴，其統計概率是非常低的。在半導體內部，光子通量(x)隨著距離表面的深度x的增加而指數下降，如圖17.4所示。因此，若不夠大，許多光子在吸收之前穿透太深，所產生的載流子（平均來說）在擴散到達耗盡層之前就已經復合了。 Fig.17.3常規臺面結構p+-n結光電二極管的光子深入情況圖 Fig.17.4 常規臺面光電二極管光吸收與距離表面深度的關系 半導體的帶間吸收是波長的強函數。不可能設計一個對所有波長都理想的二極管的耗盡層寬度W。 耗盡層光電二極管的性能，除了、W和Lp很難匹配好，引起量子效率

7、降低外，還受到其他一些限制，這些限制也是很重要的。因為W一般相當小（在0.11.0 m范圍），結電容通過熟知的RC時間常數限制高頻響應。而且，載流子在W和(W+Lp)之間擴散需要時間，這將限制常規光電二極管的高頻響應。下一節將討論波導耗盡層光電二極管，它能有效地減輕常規光電二極管的許多這些問題。17.1.2波導光電二極管 若把基本的耗盡層光電二極管與波導結合起來，如圖17.5所示，則可得到多方面性能的改進。此時光從橫向入射到探測器的有源區，而不是垂直射入結平面。二極管光電流密度可用下式表示：)1 (0LeqJ(17.3)Fig.17.5波導探測器示意圖 式中，L是光傳輸方向探測器的長度。因為W

8、和L是兩個獨立參量，可以選擇探測器體內載流子濃度和偏壓V，使耗盡層厚度W等于波導厚度，而L應足夠長以滿足使L1。只要調節長度L，對任何值能得到100%的量子效率。例如：若材料的吸收系數相當小，30 cm-1，只要取長度L3 mm，可得量子效率q0.99988。當然，式(17.3)中再次假定散射損耗和自由載流子吸收可忽略。 因為波導探測器可制作在很狹窄的通道波導中，即使L相對較大，電容也很小。這個電容值約為典型的常規臺面光電二極管電容的1/10。因此，高頻響應可以得到很大改進。 因為在波導光電探測器中所有入射光子都直接在耗盡層內吸收，不僅使q增大，而且可以消除載流子擴散所引起的時間延遲。這個結果

9、可進一步改善高頻響應。 與軸向結構常規臺面光電二極管相比，橫向結構波導探測器具有許多性能優點，可應用于分立組件及光集成回路中。 17.2 特殊光電二極管結構 有兩種很有用的光電二極管結構，既可做成波導形式，又可做成常規非波導形式: 肖特基（Schottky）勢壘光電二極管 PIN光電二極管 雪崩光電二極管17.2.1肖特基勢壘光電二極管 肖特基勢壘光電二極管也是一個簡單的耗盡層光電二極管，其中，金屬-半導體整流（阻塞）接觸代替了p-n結。例如：圖17.3和圖17.5所示的器件中的p型層被金屬所代替，形成對半導體的整流接觸，就構成了肖特基勢壘光電二極管。光電流仍由式(17.1)和式(17.3)給

10、出，器件實質上與p+-n結類似器件的特性相同。 圖17.6表示肖特基勢壘光電二極管在零偏壓和反偏壓作用下的能帶圖。由圖可見，耗盡層延伸進入n型材料，正如p+-n結的情形。勢壘高度 B取決于用什么金屬-半導體材料組合。 B的典型值約為1 V。 Fig.17.6 肖特基勢壘二極管能帶圖：（a）零偏壓（b）反偏壓Va 常規臺面器件常用薄的、光學上透明的肖特基勢壘接觸（而不用p+-n結），以消除發生在p+層的高能光子的強烈吸收，增強短波響應，但波導光電二極管則不需要用肖特基勢壘接觸來改善短波響應，這是因為光子是橫向進入有源區的。 然而，因為肖特基勢壘光電二極管易于制作，為集成應用的最佳選擇。例如：幾乎

11、任一種金屬（除了銀）在室溫下蒸鍍到GaAs或GaAlAs上，都會產生有整流效應的肖特基勢壘。常用的是金、鋁或鉑。透明導電氧化物如銦錫氧化物（ITO）和鎘錫氧化物（CTO）也也能夠用來消除接觸（面）層層的光子掩模效應，從而提高量子效率，詳細介紹見17.2.4節。蒸鍍時用光刻膠掩模來限定橫向尺寸，而不像擴散淺p+層那樣須小心控制時間和溫度。 PIN光電二極管 由于PN結耗盡層只有幾微米，大部分入射光被中性區吸收， 因而光電轉換效率低，響應速度慢。為改善器件的特性，在PN結中間設置一層摻雜濃度很低的本征半導體(稱為I)，這種結構便是常用的PIN光電二極管。 PIN光電二極管的工作原理和結構見圖3.2

12、0和圖3.21。中間的I層是N型摻雜濃度很低的本征半導體，用(N)表示；兩側是摻雜濃度很高的P型和N型半導體，用P+和N+表示。I層很厚， 吸收系數很小，入射光很容易進入材料內部被充分吸收而產生大量電子 - 空穴對，因而大幅度提高了光電轉換效率。兩側P+層和N+層很薄，吸收入射光的比例很小，I層幾乎占據整個耗盡層，因而光生電流中漂移分量占支配地位，從而大大提高了響應速度。另外，可通過控制耗盡層的寬度w，來改變器件的響應速度。 圖3. 21 PIN光電二極管結構抗反射膜光電極(n)PNE電極 PIN光電二極管具有如下主要特性： (1) 量子效率和光譜特性。 光電轉換效率用量子效率或響應度表示。量

13、子效率的定義為一次光生電子 -空穴對和入射光子數的比值 響應度的定義為一次光生電流IP和入射光功率P0的比值 式中， hf為光子能量， e為電子電荷。 量子效率和響應度取決于材料的特性和器件的結構。)13. 3(00ehfPIhfPeIPP入射光子數空穴對光生電子)14. 3()(0WAhfePIP假設器件表面反射率為零，P層和N層對量子效率的貢獻可以忽略，在工作電壓下，I層全部耗盡，那么PIN光電二極管的量子效率可以近似表示為式中，()和w分別為I層的吸收系數和厚度。由式(3.15)可以看到，當()w 1時，1，所以為提高量子效率， I層的厚度w要足夠大。量子效率的光譜特性取決于半導體材料的

14、吸收光譜()，對長波長的限制由式c=hc/Eg確定。)15. 3()(exp1w圖3-22 PIN光電二極管響應度、量子效應率與波長的關系1030507090GeInGaAs0.70.91.11.31.51.700.20.40.60.81.0m (W1)Si圖3.22示出量子效率和響應度的光譜特性，由圖可見，Si適用于0.80.9m波段，Ge和InGaAs適用于1.31.6 m波段。響 應 度 一 般 為0.50.6 (A/W)。 (2) 響應時間和頻率特性。 光電二極管對高速調制光信號的響應能力用脈沖響應時間或截止頻率fc(帶寬B)表示。對于數字脈沖調制信號，把光生電流脈沖前沿由最大幅度的1

15、0%上升到90%，或后沿由90%下降到10%的時間，分別定義為脈沖上升時間r和脈沖下降時間f。當光電二極管具有單一時間常數0時，其脈沖前沿和脈沖后沿相同，且接近指數函數exp(t/0)和exp(-t/0)，由此得到脈沖響應時間 =r=f=2.20 (3.16) 對于幅度一定，頻率為=2f的正弦調制信號，用光生電流I()下降3dB的頻率定義為截止頻率fc。當光電二極管具有單一時間常數0時， (3.17)35. 0210rcf PIN光電二極管響應時間或頻率特性主要由光生載流子在耗盡層的渡越時間d和包括光電二極管在內的檢測電路RC常數所確定。當調制頻率與渡越時間d的倒數可以相比時，耗盡層(I層)對

16、量子效率()的貢獻可以表示為()= (3.18)由()/(0)= 得到由渡越時間d限制的截止頻率2/)2/sin()0(dd21fc= （3.19）wvs42. 042. 00式中，渡越時間d=w/vs，w為耗盡層寬度，vs為載流子渡越速度， 比例于電場強度。由式(3.15)、（3.18）和式(3.19)可以看出， 減小耗盡層寬度w，可以減小渡越時間d，從而提高截止頻率fc，但是同時要降低量子效率。10100100010000100060020010060 40 20 1064200.10.20.30.40.50.60.70.80.91.01.06 mSi-PIN0.950.900.850.8

17、00.6328帶寬 / MHz內量子效率耗盡區寬度 / m400圖3.23 內量子效率、耗盡層寬度和帶寬的關系由電路RC時間常數限制的截止頻率)20. 3(21dtccRf式中，Rt為光電二極管的串聯電阻和負載電阻的總和，Cd為結電容Cj和管殼分布電容的總和。 )21. 3(WAcj式中，為材料介電常數，A為結面積，w為耗盡層寬度。 (3) 噪聲。 光電二極管的噪聲包括由信號電流和暗電流產生的散粒噪聲(Shot Noise)和由負載電阻和后繼放大器輸入電阻產生的熱噪聲。噪聲通常用均方噪聲電流(在1負載上消耗的噪聲功率)來描述。 均方散粒噪聲電流 i2sh=2e(IP+Id)B （3.22） 式

18、中，e為電子電荷，B為放大器帶寬，IP和Id分別為信號電流和暗電流。 式(3.21)第一項2eIPB稱為量子噪聲，是由于入射光子和所形成的電子 - 空穴對都具有離散性和隨機性而產生的。只要有光信號輸入就有量子噪聲。這是一種不可克服的本征噪聲， 它決定光接收機靈敏度的極限。 式(3.22)第二項2eIdB是暗電流產生的噪聲。 暗電流是器件在反偏壓條件下，沒有入射光時產生的反向直流電流，它包括晶體材料表面缺陷形成的泄漏電流和載流子熱擴散形成的本征暗電流。暗電流與光電二極管的材料和結構有關，例如Si-PIN， Id100nA。均方熱噪聲電流 式中，k=1.3810-23J/K為波爾茲曼常數，T為等效

19、噪聲溫度，R為等效電阻，是負載電阻和放大器輸入電阻并聯的結果。 因此， 光電二極管的總均方噪聲電流為i2=2e(IP+Id)B+ RKTB4RKTB4i2T= (3.23） 3.2.3雪崩光電二極管雪崩光電二極管(APD) 反向偏壓U光電流暗電流輸出光電流I00UB光電二極管輸出電流I和反偏壓U的關系示于圖3.24。 隨著反向偏壓的增加，開始光電流基本保持不變。當反向偏壓增加到一定數值時，光電流急劇增加，最后器件被擊穿，這個電壓稱為擊 穿 電 壓 UB。APD就是根據這種特性設計的器件。 圖 3.24 光電二極管輸出電流I和反向偏壓U的關系 根據光電效應，當光入射到PN結時，光子被吸收而產生電

20、子 - 空穴對。如果電壓增加到使電場達到200 kV/cm以上，初始電子(一次電子)在高電場區獲得足夠能量而加速運動。高速運動的電子和晶格原子相碰撞，使晶格原子電離，產生新的電子 - 空穴對。新產生的二次電子再次和原子碰撞。如此多次碰撞，產生連鎖反應，致使載流子雪崩式倍增，見圖3.25。所以這種器件就稱為雪崩光電二極管(APD)。 I0NPP(N)光 圖圖 3.25 APD載流子雪崩式倍增示意圖載流子雪崩式倍增示意圖 APD的結構有多種類型，如圖3.26示出的N+PP+結構被稱為拉通型APD。在這種類型的結構中，當偏壓加大到一定值后，耗盡層拉通到(P)層，一直抵達P+接觸層，是一種全耗盡型結構

21、。拉通型雪崩光電二極管(RAPD)具有光電轉換效率高、響應速度快和附加噪聲低等優點。 電極電極光抗反射膜NPP(P)E圖3.26 APD結構圖1. 倍增因子 由于雪崩倍增效應是一個復雜的隨機過程，所以用這種效應對一次光生電流產生的平均增益的倍數來描述它的放大作用， 并把倍增因子g定義為APD輸出光電流Io和一次光生電流IP的比值。 PIIg0)(0WAhfePIP響應度的定義為一次光生電流IP和入射光功率P0的比值 根據經驗，并考慮到器件體電阻的影響，g可以表示為： nBnBURIUUUIg/ )(11)/(100 式中，U為反向偏壓，UB為擊穿電壓，n為與材料特性和入射光波長有關的常數，R為

22、體電阻。當UUB時，RIo/UB1)是雪崩效應的隨機性引起噪聲增加的倍數，設F=gx，APD的均方量子噪聲電流應為 i2q=2eIPBg2+x (3.26b)式中， x為附加噪聲指數。 同樣，APD暗電流產生的均方噪聲電流為 i2d=2eIdBg2+x (3.27) 附加噪聲指數x與器件所用材料和制造工藝有關， Si-APD x=0.30.5， Ge-APD x=0.81.0， InGaAs-APD x=0.50.7。 當式(3.26)和式(3.27)的g=1時，得到的結果和PIN相同。 3.2.4光電二極管一般性能和應用 表3.3和表3.4列出半導體光電二極管(PIN和APD)的一般性能。

23、APD是有增益的光電二極管，在光接收機靈敏度要求較高的場合，采用APD有利于延長系統的傳輸距離。但是采用APD要求有較高的偏置電壓和復雜的溫度補償電路，結果增加了成本。因此在靈敏度要求不高的場合，一般采用PIN-PD。 Si-PIN和APD用于短波長(0.85m)光纖通信系統。InGaAs PIN用于長波長(1.31 m和1.55 m)系統，性能非常穩定，通常把它和使用場效應管(FET)的前置放大器集成在同一基片上，構成FET-PIN接收組件，以進一步提高靈敏度，改善器件的性能。這種組件已經得到廣泛應用。新近研究的InGaAs-APD的特點是響應速度快，傳輸速率可達幾到十幾Gb/s，適用于超高

24、速光纖通信系統。17.3 改進光譜響應的方法 在前面第14章中關于設計和制備單片激光器/波導結構所遇到的波長不兼容的基本問題，在波導探測器中也是很重要的問題。理想的波導在所用波長應有最小吸收，而探測器的作用取決于帶間吸收產生載流子，若把探測器與波導單片耦合，為增加對探測器體內通過波導傳輸的光子的吸收，須采取一些措施，這方面已證實有如下多種有效方法 。17.3.1 混合結構 為實現波長兼容，最直接的方法之一是采用混合結構，即把帶隙較窄材料制成的探測器二極管與帶隙較寬材料制成的波導耦合，這兩種材料的選擇原則是，所需探測波長的光子在波導中可自由傳輸，但在探測器中則被強烈吸收。例如：在Si襯底上制作玻

25、璃波導就是一種波導/探測器混合結構的類型。如圖17.9所示 Fig.17.9 玻璃波導與Si光電二極管耦合的波導/探測器混合結構在電阻率為5 cm的n型Si襯底上擴散硼深約1 m，制成二極管，熱生長厚1 m的SiO2層，用作擴散掩模，然后濺射沉積玻璃波導并蒸鍍銀電極，如圖所示。測得6328 波長的光總的波導損耗為0.8 dB/cm 10%。波導和探測器之間耦合效率為80%。然而，因光垂直結平面入射而不是平行結平面入射，這種波導探測器特殊結構沒有17.1.2節所描述的許多優點，但預期高頻響應很好。當反偏壓Va為10 V時，這種擴散二極管的電容僅為310-9 F/cm2。因此，若探測器二極管半徑約

26、10 m，與50 負載電阻連接，其RC時間常數約15 ps，能探測帶寬10 GHz以上的調制頻率。 雖然，為了獲得最佳吸收特性，混合結構探測器提供了選擇波導和探測器材料的可能性，但用單片制作技術能得到更好的耦合效率。單片制作波導探測器還有光橫向進入結平面而不是垂直入射進入的優點 17.3.2異質外延生長 波導和探測器單片集成最普遍的方法是在構成探測器的區域用異質外延生長帶隙相對窄的半導體。這種方法的一個例子是Stillman et al.22提出的InGaAs探測器與GaAs波導的集成，如圖17.10所示。在InxGa(1-x)As中，可以通過改變In原子份數x來調節帶隙，使對波長在0.93.

27、5 m范圍內的光產生強烈的吸收（見圖17.11）。 Fig.17.10 InGaAs探測器與GaAs波導單片集成 圖17.10所示的單片波導探測器結構將外延生長的載流子濃度減小型波導與鉑肖特基勢壘探測器制作在一起。波導厚520 m，在它上面熱分解沉積厚6000 的SiO2層作掩模，刻蝕直徑125 m的坑以生長InxGa(1-x)As探測器材料。在低偏壓下，波長1.06 m時測得這種探測器的量子效率為60%，波導損耗小于1 dB/cm。當偏壓大于40 V時可以觀察到雪崩倍增效應，倍增因子高達50。 In濃度x0.2，波長1.06 m時可得到最佳性能。這種器件的量子效率不能接近100%，最可能的原

28、因是由于肖特基勢壘二極管的耗盡層寬度小于最佳值。為了使W等于波導厚度，必須非常小心地控制波導中載流子的濃度。在GaAs-GaInAs界面缺陷中心伴隨產生的應力也會引起q減小。 一般來說，III-V族化合物半導體及其有關三元（和四元）合金給器件設計者提供了很寬的帶隙范圍和相應的吸收邊波長范圍。Kimura and Daikoku23給出了帶隙寬度、吸收邊波長和晶格常數之間的關系，如圖17.11所示。虛線對應于間接帶隙組份的范圍。Fig.17.11 選用的III-V族合金，其吸收邊波長、晶格常數與組份的關系對于波長比吸收邊短的光，直接帶隙材料的帶間吸收系數一般大于104 cm-1，而間接帶隙材料的

29、則要小幾個數量級。然而，也能用間接帶隙材料做有效的探測器，尤其是采用波導探測器結構可調節長度L以補償較小的。 制作波長范圍為1.01.6 m的探測器最常用的材料是GaInAsP 17.3.3 質子轟擊 第4章曾敘述過在半導體中用質子轟擊產生俘獲載流子的缺陷中心，引起載流子濃度降低和折射率增加，這是制作半導體光波導的方法。這樣制得的光波導在質子轟擊之后常需充分退火，以消除俘獲中心引起的光吸收。 對應這種光吸收的機理之一是載流子從陷阱中激發出來，掙脫俘獲并對光電流產生貢獻。因此，可通過在注入區上面形成肖特基勢壘結制得光電二極管，如圖17.15所示28（也可用淺p+-n結）。 Fig.17.15質子

30、注入光電探測器示意圖 加上反偏壓，由于二極管耗盡層中光激發所釋放的載流子被電場掃過而產生光電流。因為禁帶中有相當多的俘獲中心能級，半導體的有效帶隙減小，以致能量比帶隙小的光子也能被吸收而起產生載流子的作用。這樣，在給定半導體中制作的質子轟擊光電二極管能對該材料一般不吸收的光子響應。 例如：Stoll et al.28制作的GaAs探測器對1.15 m波長響應靈敏。這個光波導結構是在簡并摻雜n型襯底（n1.251018 cm-3）上生長的的3.5 m厚n型外延層（摻S，n106 cm-3）。質子注入前，測得1.15 m光衰減為1.3 cm-1，但在要制作探測器的區域以能量300 keV、劑量21

31、015 cm-2作質子注入后，增加到300 cm-1以上。在500 C作部分光損傷退火30分鐘，減少到15 cm-1，可使光在整個注入區長度內通過。然后，在注入區頂部蒸鍍Al肖特基勢壘接觸，器件才制作完畢。質子注入探測器的相對光譜響應作為波長的函數如圖17.16所示，圖中同時給出類似的不用質子注入的GaAs探測器的響應曲線。在波長大于9000 時，不用質子注入的GaAs探測器響應很小，可以略去；但質子轟擊探測器有一顯著的吸收尾，一直延伸到波長1.3 m。記住，在波長較長時即使相當小，探測器整個長度的總吸收仍相當大。 Fig.17.16 GaAs質子注入探測器的光響應17.3.4 電吸收 使單片

32、波導探測器的吸收邊位移到所需要的較長波長范圍的另一種方法是電吸收，或稱Franz-Keldysh效應。在半導體二極管上加反偏壓，耗盡層內建立起強電場，該電場可引起吸收邊向較長波長位移，如圖17.19所示。 圖中，曲線A表示載流子濃度為31016 cm-3的n型GaAs正常無偏壓時的吸收邊；曲線B表示1.35105 V/cm電場作用下計算所得吸收邊的Franz-Keldysh位移，這個電場大小相當于50 V反偏壓跨越寬度為3.7 m的耗盡層。波長9000 時這種Franz-Keldysh效應位移對應于從25 cm-1增加到104cm-1，這是很難忽略的效應！ Fig. 17.19由于Franz-Keldysh效應，GaAs吸收邊的位移（A）零偏壓情況；（B）反偏壓產生電場為1.35105 V/cmFig.17.20說明Franz-Keldysh效應的能帶圖。圖中示出強反偏壓作用下P+-n結（或肖特基勢壘結）的n區的能帶彎曲 Franz-Keldysh效應的物理基礎可從圖17.20所示簡單的能帶彎曲模型來理解圖中x表示離開結平面的距離。在遠離結的區域沒有電場，光子至少須具有帶隙能量E-E以產生電子躍遷，如圖中的（a）。但在電場很強的耗盡區內，如圖中（b）這種躍遷也