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.