CAPITOLUL 6

186 ____________________________________________________________________

DISPOZITIVE CONVERTOARE

FOTON-ELECTRON

6.1 Introducere

Conversia foton–electron este necesară în prezent din cel puţin două

motive. În primul rând optoelectronica nu şi-a dezvoltat încă o

instrumentaţie de măsură proprie şi apelează, deocamdată, la această

conversie urmată de măsurări pur electronice. În al doilea rând în casele şi în

birourile noastre de lucru toate receptoarele funcţionează încă pe electroni

(telefon, radio, televizor, PC, … ) astfel încât informaţia primită pe fibră

optică pe purtătoare fotonică trebuie convertită pentru a fi compatibilă cu

aceste receptoare clasice.

Conversia foton-electron poate fi realizată cu două tipuri de

dispozitive:

- dispozitive termice în care absorbţia fluxului de fotoni este urmată

de creşterea temperaturii dispozitivului şi de modificarea unei proprietăţi de

material (de exemplu rezistivitatea sau starea de polarizaţie); aceste

dispozitive nu sunt selective şi în general au inerţie mare;

- dispozitive cuantice (electronice) în care absorbţia fluxului de

fotoni este însoţită de excitarea electronilor pe nivele energetice superioare

(fie din banda de valenţă în banda de conducţie, fie chiar de extragerea

electronilor din cristal în vidul dispozitivului); aceste dispozitive pot avea

inerţii foarte mici.

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 187

6.2 Dispozitive convertoare cuantice cu joncţiuni

semiconductoare

Fie o joncţiune semiconductoare pn la echilibru termodinamic

(fig. 6.1,a) cu regiunea de sarcină spaţială de dimensiune W şi câmpul intern

iE .

Aplicând un flux de fotoni o acestei structuri, o parte din acest flux

va fi reflectat ( oR unde R este coeficientul de reflexie depinzând de

lungimea de undă a radiaţiei), în semiconductor penetrând la x = 0 fluxul

o 1 R .

Dacă W , acest flux va fi absorbit în semiconductor generând

perechi electron – gol (fie α coeficientul de absorbţie).

Deci în adâncime rezultă:

x

ox 1 R e

(6.1)

WF

WC

WV

qVB

a

W

p n

q(VB – VL)

qVL

b

W

p n

0

x

Rλ Φ0 Φ0

Fig. 6.1. a – joncţiune pn la echilibru termodinamic şi structura zonelor

sale energetice

b – joncţiune pn sub acţiunea unui flux de fotoni Φ0 şi

strutura zonelor sale energetice

iE iE

CAPITOLUL 6

188 ____________________________________________________________________

Purtătorii de sarcină minoritari de neechilibru generaţi de o parte şi

de alta a zonei de sarcină spaţială de către x vor fi acceleraţi de către

câmpul intern spre regiunile cu purtători majoritari de acelaşi tip. Trecând

prin zona de sarcină spaţială, aceşti purtători determină apariţia unui curent

IL al cărui sens corespunde cu sensul curentului direct din joncţiune.

a

0

a

0L e1R1dxx~I (6.2)

unde: - randamentul cuantic de generare (numărul de perechi electron-

gol generaţi pe numărul de fotoni incidenţi);

a – adâncimea maximă de pătrundere a fluxului de fotoni în

semiconductor.

Electronii şi golurile de neechilibru

care tranzitează zona de sarcină spaţială

determină apariţia unui câmp electric orientat

în sens invers câmpului intern. Bariera de

potenţial qVB (unde q este sarcina

elementară) se va micşora cu qVL (figura

6.1,b), ca şi când joncţiunea ar fi polarizată

direct cu tensiunea VL (figura 6.2).

Închizând circuitul pe rezistenţa de sarcină RL rezultă:

VL = I RL (6.3)

Ls L

qVI I exp 1 I

kT

(6.4)

unde Is este curentul de saturaţie de întuneric.

În regim de gol 0LR ,I din (6.4) rezultă:

LL

s

IkTV ln 1

q I

(6.5)

Fig. 6.2. Joncţiune pniradiată închisă perezistenţa de sarcină RL

VL

p n

I

Φ0

RL

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 189

În regim de scurt (RL = 0, VL = 0) rezultă

LI I

Joncţiunea semiconductoare din figura 6.2 poate fi utilizată în trei

regimuri:

- polarizare directă, figura 6.3,a (neindicat deoarece curentul direct

al joncţiunii maschează curentul IL produs de fotoni);

- polarizare inversă, figura 6.3,b (regimul de fotodiodă);

- fără polarizare, figura 6.3,c (regimul de celulă solară).

6.3 Fotodiode semiconductoare

Dacă joncţiunea semiconductoare este polarizată cu tensiunea

inversă U (regim de fotodiodă) curentul prin joncţiune va avea expresia:

Ls L

qV qUI I exp 1 I

kT

(6.6)

U

p n

R

-+

Φ0

U

I

a

U

p n

R

- +

Φ0

U

I

b

I

U

p n

RL

Φ0

U

I

c

I

Fig. 6.3. Cele trei regimuri de funcţionare a unei joncţiuni pn iradiate:

a-polarizare directă;

b-polarizare inversă;

c-fără polarizare.

CAPITOLUL 6

190 ____________________________________________________________________

Alegând LVU şi kTqU expresia 6.6 devine:

s LI I I (6.7)

Dacă valoarea curentului de

întuneric Is tinde către zero, din relaţia 6.2

rezultă:

0L ~II (6.8)

relaţie de proporţionalitate care se

păstrează aproximativ 9 ordine de mărime.

Rezultă deci că o fotodiodă de

calitate trebuie alimentată cu o tensiune

inversă cât mai mare în valoare absolută

(aproape de limita de străpungere a joncţiunii) şi trebuie să aibă un curent de

întuneric cât mai mic. Acest ultim deziderat se asigură prin următoarele:

- folosirea unui semiconductor de înaltă puritate, fără defecte în

reţeaua cristalină în special în zona de sarcină spaţială, adică fără fenomene

de generare – recombinare în volumul acestei zone;

- pasivarea suprafeţelor libere ale joncţiunii semiconductoare, deci

reducerea la minim a conducţiei de suprafaţă.

Pentru o fotodiodă se defineşte responsivitatea monocromatică

0

L

SI

(6.9)

care din (6.2) devine:

ae1R1~S (6.10)

Pentru o responsivitate cât mai mare trebuie acţionat asupra celor trei

factori ai relaţiei (6.10).

Randamentul cuantic de generare , fără a lua măsuri deosebite,

este mai mare decât 0,9.

Is

Is+IL1

Is+IL2

Ф02

Ф01

Ф0=0I

U

Fig. 6.4. Dependenţacurent-tensiune a uneifotodiode

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 191

Din păcate coeficientul de reflexie Rλ este destul de mare

(aproximativ 0,3) din cauza indicelui de refracţie mare al materialelor

semiconductoare folosite. Pentru reducerea coeficientului de reflexie se

foloseşte, întotdeauna, un strat antireflectant (figura 6.5). Dacă se alege gro-

simea acestui strat

01

1

d4n

(6.11)

coeficientul de re-

flexie devine

22

1 0 2

min 22

1 0 2

n n nR

n n n

.

Impunând pentru stratul antireflectant un indice de refracţie

1 0 2n n n la lungimea de undă 0 rezultă Rmin = 0.

În jurul acestei lungimi de undă favorite coeficienţii de reflexie au

valori de ordinul

0,06 … 0,1.

Pentru a ob-

ţine rezultate şi

mai bune se pot

folosi două stra-

turi antireflectan-

te (figura 6.6).

Grosimile acestora se aleg :

01

1

d4n

(6.12)

strat antireflectant(AR)

semiconductor

Φ0

n0

n1

n2

d1

Rλ Φ0

Fig. 6.5. Strat antireflectant pesuprafaţa semiconductorului

strat antireflectant(AR1)

strat antireflectant(AR2)

semiconductor

Φ0

n0

n1

n2

n3

d2

d1

Rλ Φ0

Fig. 6.6. Strat antireflectant dublu pesuprafaţa semiconductorului

CAPITOLUL 6

192 ____________________________________________________________________

02

24d

n

(6.13)

pentru care coeficientul de reflexie devine:

22 2

1 3 2 0

min 22 2

1 3 2 0

n n n nR

n n n n

Alegând materialele straturilor astfel încât 2 2

1 3 2 0n n n n se obţine la

lungimea de undă 0 un Rmin=0. În jurul acesteia Rmin=0,04 … 0,06.

Tehnologia straturilor antireflectante, singura posibilă, este destul de

delicată în primul rând prin natura materialelor care să aibă indicele de

refracţie corespunzător (oxid, dioxid sau nitrură de siliciu, oxizi de

aluminiu, titan sau tantal) şi în al doilea rând prin grosimea riguros

controlată a stratului (sute de nanometri, relaţiile (6.11) … (6.13)).

Din relaţia (6.10) rezultă că responsivitatea monocromatică Sλ creşte

mult dacă semiconductorul ales are un coeficient de absorbţie mare pentru

lungimile de undă dorite

ale fasciculului de fotoni.

În figura 6.7 sunt

reprezentate grafic depen-

denţa coeficientului de

absorbţie de lungimea de

undă pentru semicon-

ductoarele Ge, Si, GaAs,

In0,7Ga0,3As0,64P0,36.

Pentru un semi-

conductor care are coefi-

cientul de absorbţie 5 110 cm (de exemplu: Ga As la 0 0,7 m ) dacă

zona de absorbţie este a = 1μm rezultă:

(cm-1)

105

104

103

102

10

0,4 0,8 1,2 1,6 λ0 (μm)

Ge

SiGa As

In0,

7 G

a 0,3 A

s 0,6

4 P

0,36

Fig. 6.7 Dependenţa coeficientului de absorbţie de

lungimea de undă pentru unele semiconductoare

folosite pentru fotodiode.

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 193

1e1e1 10a

Rezultă, deci, necesitatea ca zona de sarcină spaţială să fie cât mai

mare, ceea ce este în concordanţă cu tensiunea inversă mare aplicată

structurii pentru liniaritatea răspunsului.

O zonă de sarcină spaţială întinsă asigură şi un răspuns în frecvenţă

bun, absolut necesar în condiţiile în care fibrele optice asigură debite de zeci

de Gbit/s. Pentru a asigura o viteză de răspuns mare generarea perechilor de

purtători trebuie să aibă loc în regiunea de sarcină spaţială unde câmpul

imprimat de aproximativ 2·104 V/m asigură o viteză mare purtătorilor (de

exemplu în Siliciu cu viteza de drift de aproximativ 107cm/s, o zonă de

10μm este tranzitată în mai puţin de 10 ps. Purtătorii de sarcină generaţi de

fotoni în regiunile neutre difuzează cu viteză mică afectând răspunsul în

domeniul timp (pe distanţa de 10μm purtătorii difuzează în Siliciu în

aproximativ 40ns).

Din punctul de vedere al vitezei de răspuns zona de sarcină spaţială

trebuie să fie cât mai întinsă, astfel încât, să genereze în această zonă

perechi electron-gol. Acest deziderat poate fi îndeplinit pe două căi:

- o tensiune inversă cât mai mare în valoare absolută care măreşte

dimensiunea zonei de sarcină spaţială (în acelaşi timp îmbunătăţind şi

liniaritatea răspunsului);

- dotarea cât mai slabă a zonei semiconductoare în care se întinde

sarcina spaţială la limită chiar folosirea unui strat intrinsec între zonele

neutre p şi n (fotodiodele pin).

Funcţionarea în frecvenţă a fotodiodelor este de asemenea limitată de

valoarea constantei de timp RC

jonct . LR R R

0 AC

W

unde Rjonct. - rezistenţa joncţiunii;

CAPITOLUL 6

194 ____________________________________________________________________

A – suprafaţa zonei de sarcină spaţială;

Pentru micşorarea constantei de timp se lucrează cu rezistenţe de

sarcină mici (RL aproximativ 25 … 50 Ω), cu tensiuni de polarizare inversă

mari (w mare) şi cu suprafeţe A cât mai mici ( tehnologii de fabricaţie

MESA).

6.4 Structuri de fotodiode pe siliciu şi pe

monocristale AIII BV

Primele structuri de fotodiode

au fost realizate pe Siliciu pentru

fereastra 1 a comunicaţiilor pe fibră

optică.

Pe substrat n+ se creşte

epitaxial stratul intrinsec în care se

difuzează zona p+. Zona de sarcină

spaţială cuprinde stratul foarte subţire p+ şi aproape în întregime stratul

intrinsec (lărgimea acestei zone w=20…50μm).

Datorită lărgimii mari a benzii

interzise (1,1 eV) caracteristica spectrală

a unei fotodiode pe Siliciu (figura 6.9)

are maximul la aproximativ 0,85 μm cu

SλM = 0,5 … 0,6 A/w.

Pentru ferestrele 2 şi 3 ale fibrei

optice din SiO2 se foloseşte

semiconductoarele AIII

BV ternare sau

cuaternare.

i

Φ0 AR-

+

n+

substrat

p+ difuzat

Fig. 6.8 Structura unei fotodiode pe Siliciu

i

Sλ

0,7

SλM

0,8 0,9 1 λ0(μm)

Fig. 6.9 Caracteristica spectrală a

unei fotodiode pe Siliciu

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 195

În figura 6.10 sunt prezentate

lărgimile benzii interzise ale

compusului Gax In1-x Asy P1-y.

Pentru fereastra 2 (λ0 = 1,3 μm)

trebuie folosită o compoziţie cu

iW 0,955eV , iar pentru fereastra

3 (λ0 = 1,5 μm) o compoziţie cu

iW 0,822eV .

În figura 6.11 sunt

prezentate două structuri de

fotodiode AIII

BV, ambele

pornind de la un substrat

n+InP. Zona de sarcină

spaţială cuprinde stratul

foarte slab dotat n (pentru

semiconductoarele AIII

BV se

obţin tehnologic foarte greu

zone intrinseci). Datorită

substratului transparent de

InP fasciculul de fotoni

poate pătrunde în fotodiodă

atât prin partea superioară,

cât şi prin cea inferioară a

structurii.

Varianta MESA,

având o suprafaţă A a zonei

Φ01AR

-

+

Fig. 6.11 Structuri de fotodiode AIII BV :

a – varianta planară;

b – varianta MESA.

ARΦ02

a

n+ In P (substrat)

p+n In Ga As

n- In Ga As (zona

de sarcină spaţială)

n In P (buffer)

+AR

Φ02

-Φ01

AR

n+ In P (substrat)

p+ In Ga As P

n- In Ga As (zona

de sarcină spaţială)

b

Fig. 6.10. Lărgimea benzii interzise a

semiconductorului Gax In1-x Asy P1-y

0,5

0,5

1

1 xInP

GaP

Ga AsIn As

0,6

eV

0,8

eV

1 e

V

1,4

eV

1,8

eV

y

CAPITOLUL 6

196 ____________________________________________________________________

de sarcină spaţială mai mică poate funcţiona la frecvenţe modulatoare mari

(zeci de Gbit/s).

6.5 Fotodiode cu avalanşe

Fotodiodele sunt generatoare de curent, iar datorită valorii mici a

rezistenţei RL (pentru a obţine viteze mari), tensiunea de ieşire este mică

necesitând amplificare destul de puternică.

Din acest motiv este normală dorinţa de amplificare a semnalului

electric prin multiplicarea în avalanşă a purtătorilor generaţi de fluxul de

fotoni.

În acest scop, dispozitivul trebuie să conţină o regiune cu câmp

electric foarte intens pentru multiplicarea în avalanşă a purtătorilor de

sarcină fotogeneraţi. O structură posibilă este reprezentată în figura 6.12.

Zona p este o zonă îngropată obţinută obişnuit prin implantare

ionică.

Pentru a obţine o uniformitate a multiplicării în avalanşă a

purtătorilor trebuie asigurat un câmp suficient de mare în materiale

semiconductoare fără defecte.

i

Φ0-

+n+

Fig. 6.12. Structura unei fotodiode pin cu avalanşă realizată pe Siliciu şi

distribuţia câmpului electric pe verticala acestei structuri.

AR

p+

p

nn

W

z

zona de

drift

zona de

amplificare

E

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 197

Câmpul în zona de drift trebuie să fie şi el mare (pentru a obţine un

timp de tranzit mic), dar principala cădere de tensiune trebuie realizată pe

zona pn+ care asigură multiplicarea în avalanşe.

Factorul de multiplicare are expresia

n

str

1M

U1

U

(6.14)

unde Ustr - tensiune de străpungere inversă a structurii;

n – exponent empiric (n<1).

În figura 6.13 este

reprezentată dependenţa factorului

de multiplicare de tensiunea

inversă.

Pe structuri de Siliciu la

λ0 = 800 nm se obţin comod

responsivităţi de 60 A/W.

Nu trebuie neglijat faptul

că procesul de multiplicare în

avalanşă este un proces statistic însoţit de zgomot deci trebuie apreciat cu

rigurozitate avantajul unei multiplicări în avalanşă însoţită de zgomot faţă de

varianta unei fotodiode pin simple urmată de un amplificator electronic cu

zgomot caracteristic.

Pentru o fotodiodă cu avalanşă curentul de zgomot Izg poate fi

determinat cu relaţia:

2 2

zg s L sI 2q I I I M F M (6.15)

unde sI şi sI - componentele curentului de întuneric care nu sunt, respectiv

care sunt multiplicate;

LI - fotocurentul primar;

1000

M

U(V)

100

10

1

-100 -200 -300 -400

Fig. 6.13. Dependenţa factorului demultiplicare de tensiunea inversă.

CAPITOLUL 6

198 ____________________________________________________________________

F M -factorul de zgomot în exces depinzând de caracteristica

joncţiunii.

La folosirea fotodiodelor cu multiplicare în avalanşe nu trebuie

neglijat faptul că din dorinţa unui

factor de multiplicare cât mai mare

se lucrează aproape de tensiunea de

străpungere. Deşi se folosesc inele

de gardă, iar driverele sunt pro-

iectate cu grijă, pericolul distrugerii

fotodiodei prin străpungere rămâne

foarte mare.

6.6 Celule solare

Structura unei celule solare este prezentată în figura 6.15 împreună

cu caracteristica sa curent – tensiune.

Fasciculul de fotoni generează, în zona de sarcină spaţială, perechi

electroni-gol care sub acţiunea câmpului intern E conduc la apariţia unui

potenţial la borne.

20

F(M)

W(μm)

10

0 2 4 6 8

Fig. 6.14 Dependenţa factorului de

zgomot în exces de lărgimea zonei de

sarcină spaţială.

M=100

Φ0 I

AR

RL

U n

i

p

I

U

VL

IL arctg. RL

Fig. 6.15. Structura unei celule solare şi

caracteristica sa curent-tensiune

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 199

În gol (I = 0) acest potenţial are expresia 6.5

LL

s

IkTV 1

q I

Energia generată în gol nu poate depăşi energia benzii interzise

(figura 6.1,a):

L iqV W

Deci pentru Siliciu cu iW 1,1eV potenţialul în gol VL nu poate

depăşi aproximativ 1V pe celulă. Pentru a obţine potenţiale mai mari

celulele solare se înseriază.

Cel mai mare curent se obţine în regimul de scurtcircuit (V = 0)

situaţie în care I = -IL.

În regim de sarcină se urmăreşte pe caracteristica curent tensiune

(figura 6.15) un punct de funcţionare în cadranul IV pentru care se poate

obţine cea mai mare putere electrică la ieşire Pemax. . Se defineşte eficienţa

conversiei:

emaxe

0

P

Eficienţa este cu atât mai mare cu cât a1 R 1 e este mai

mare.

Primele celule solare au fost realizate pe Siliciu monocristalin, dar

eficienţa acestuia este în jur de 25% (cu lărgimea benzii interzise de1,1 eV

acesta nu foloseşte pentru conversie decât fotonii cu 0 1,13 m ). În plus,

preţul de cost este mare mai ales atunci când pentru curenţi mari sunt

necesare panouri solare cu suprafeţe mari.

Pentru scăderea preţului de cost se foloseşte Siliciul policristalin dar

datorită densităţii mari a defectelor eficienţa de conversie scade la

aproximativ 10% (Siliciul policristalin are lărgimea benzii interzise de

CAPITOLUL 6

200 ____________________________________________________________________

1,7eV, deci foloseşte din spectrul solar numai fotonii cu 0 0,73 m ).

Un material semiconductor mult cercetat este Cu In Se2 cu lărgimea

benzii interzise de 0,92eV (deci, folosind pentru conversie fotoni până la

lungimea de undă 1,35μm.

Bine înţeles că o soluţie foarte bună este utilizarea semicon-

ductoarelor ternare sau cuaternare AIII

BV , cu lărgimi ale benzii interzise

mai mici, deci folosind mai eficient întreg spectrul, însă preţul de cost al

acestora este prohibitiv deocamdată pentru bunuri de larg consum (se

folosesc, în prezent, pentru spaţiul cosmic prezentând şi o durată de viaţă

mult mai mare decât celulele solare pe siliciu).

6.7 Bibliografie

J. M. Senior. „Optical Fiber Communications”, New York,

Prentice Hall, 1992, Cap. 10: Optical amplification and integrated optics, p.

512-579.

*** „Ultrafast Pulse Amplification” In: J. Select. Topics Quantum

Electron, vol. 4, nr. 2, martie/aprilie 1998, p. 376-469.

P. Vavelink şi alţii. „Theoretical Analysis of the Photocurent

Dark Decay in Photorefractive Media”, In: IEEE J. Quantum Electron, vol.

36, nr. 6, iunie 2000, p. 692-697.

V. Boucher, A. Sharaiha. „Spectral Properties of Amplified

Spontaneous Emission in Semiconductor Optical Amplifiers”, In: IEEE J.

Quantum Electron, vol. 36, nr. 6, iunie 2000, p. 708-720.

D. Cassioli şi alţii. „A Time-Domain Computer Simulator of the

Nonlinear Response of Semiconductor Optical Amplifier”, In: IEEE J.

Quantum Electron, vol. 36, nr. 9, septembrie 2000, p. 1072-1080.

CAPITOLUL 6

__________________________________________________________________ 201

D. Ban, E. H. Sayent. „Influence of Nonuniform Carrier

Distribution on the Polarization Dependence of Model Gain in

Multiquantum-Well Lasers and Semiconductor Optical Amplifiers”, In:

IEEE J. Quantum Electron, vol. 36, nr. 9, septembrie 2000, p. 1081-1088.

J. M. Tang şi alţii. „Pump-Power Dependence of Transparency

Characteristic in Semiconductor Optical Amplifiers”, In: IEEE J. Quantum

Electron, vol. 36, nr. 12, decembrie 2000, p. 1462-1467.

E. S. Bjőrlin şi alţii. „Long Wavelength Vertical-Cavity

Semiconductor Optical Amplifiers”, In: IEEE J. Quantum Electron, vol. 37,

nr. 2, februarie 2001, p. 274-281.

S. Blaser şi alţii. „Characterisation and Modeling of Quantum

Cascade Laser Based on a Photon-Assistead Tunneling Transition” In: IEEE

J. Quantum Electron, vol. 37, nr. 3, martie 2001, p. 448-455.

H. A. Hans. „Optimum Noise Performance of Optical

Amplifiers”, In: IEEE J. Quantum Electron, vol. 37, nr. 6, iunie 2001, p.

813-823.

*** „Ultrafast Phenomena and Their Applications”, In: J. Select.

Topics Quantum Electron, vol. 7, nr. 4, iulie/august 2001, p. 501-744.

G. H. Duan, E. Georgiev. „Non-White Photodetection Noise at

the Output of an Optical Amplifier: Theory and Experiment”, In: IEEE J.

Quantum Electron, vol. 37, nr. 8, august 2001, p. 1008-1014.

P. Vavelink şi alţii. „An Electron-Hole Transport Model for the

Analysis of Photorefractive Harmonic Gratings”, In: IEEE J. Quantum

Electron, vol. 37, nr. 8, august 2001, p. 1040-1049.

J. Yu, P. Jeppesen. „Increasing Input Power Dynamic Range of

SOA by Shifting the Transparent Wavelength of Tunable Optical Filter”, In:

IEEE J. Lightwave Technol., vol. 19, nr. 9, septembrie 2001, p. 1316-1325.

CAPITOLUL 6

202 ____________________________________________________________________

M. Achtenhagen şi alţii. „Gain and Noise in Ytterbium-Sensitized

Erbium Doped Fiber Amplifiers: Measurements and Simulations”, In: IEEE

J. Lightwave Technol., vol. 19, nr. 10, octombrie 2001, p. 1521-1526.

L. Occhi şi alţii. „Intraband Gain Dynamics in Bulk

Semiconductor Optical Amplifiers: Measurements and Simulations”, In:

IEEE J. Quantum Electron, vol. 38, nr. 1, ianuarie 2002, p. 54-60.

E. S. Bjőrlin, J. E. Bowers. „Noise Figure of Vertical-Cavity

Semiconductor Optical Amplifiers”, In: IEEE J. Quantum Electron, vol. 38,

nr. 1, ianuarie 2002, p. 61-66.

E. V. Vanin şi alţii. „Spectral Functional Forms for Gain and

Noise Characterization of Erbium-Doped Fiber Amplifiers”, In: IEEE J.

Lightwave Technol., vol. 20, nr. 2, februarie 2001, p. 250-254.

P. Royo şi alţii. „Vertical Cavity Semiconductor Optical

Amplifiers: Comparison of Fabry-Perot and Ratte Equation Approaches”,

In: IEEE J. Quantum Electron, vol. 38, nr. 3, martie 2002, p. 279-284.

K. Dreyer şi alţii. „High Gain Mode-Adapted Semiconductor

Optical Amplifier with 12.4 dBm Saturation Output Power at 1550 nm”, In:

IEEE J. Lightwave Technol., vol. 20, nr. 4, aprilie 2002, p. 718-721.

H. Shi. „Performance Analysis on Semiconductor Laser

Amplifier Loops Mirrors”, In: IEEE J. Lightwave Technol., vol. 20, nr. 4,

aprilie 2002, p. 682-688.

A. Mosi şi alţii. „1.58 μm Broad-Band Erbium-Doped Tellurite

Fiber Amplifier”, In: IEEE J. Lightwave Technol., vol. 22, nr. 5, mai 2002,

p. 822-827.