Глущенко А.Г., Головкина М.В. Физические основы волоконной оптики. Конспект лекций

Подождите немного. Документ загружается.

дисперсии. Это волокно оптимально для случая передачи одной

длины волны - одноканальной передачи. Однако волокно DSF

имеет ограниченные возможности при использованиях в систе-

мах многоканального волнового мультиплексирования WDM.

При передаче многоканального сигнала используются эрбиевые

оптические усилители. Оказалось, что именно длина волны ну-

левой дисперсии 1550 нм, попадая внутрь рабочего диапазона

эрбиевого усилителя, является источником нелинейных эффек-

тов (прежде всего, четырехволнового смешивания), что прояв-

ляется в резком возрастании шума при распространении много-

канального сигнала.

Для преодоления недостатков волокна DSF, проявляющихся

при работе с мультиплексным оптическим сигналом, было соз-

дано волокно с ненулевой смещенной дисперсией NZDSF. Дли-

на волны нулевой дисперсии такого волокна вынесена за преде-

лы полосы пропускания эрбиевого усилителя. Это уменьшает

нелинейные эффекты и улучшает характеристики волокна при

передаче WDM сигнала.

Выводы

Рассмотрены механизмы возникновения потерь в оптиче-

ских волокнах, способы их уменьшения и оптимальные рабочие

длины волн для оптического волокна.

Вопросы и задачи

12.1. Ознакомьтесь с видами потерь в оптическом волокне. Чем

определяются потери в длинноволновой области? Какие

примеси приводят с увеличению потерь вблизи длины

волны 1480 нм?

12.2. Что такое рэлеевское рассеяние?

12.3. Чем определяются кабельные потери?

12.4. Что такое длина отсечки волокна?

12.5. Какие рабочие диапазоны длин волн вы можете назвать?

Для каких длин волн оптимизированы современные опти-

ческие волокна, применяемые в высокоскоростных сетях?

111

ЛЕКЦИЯ 13

Источники излучения для оптической связи.

Излучение света в p-n – переходе.

13.1. Источники излучения

Оптический источник для оптоволоконной системы связи

должен удовлетворять нескольким основным требованиям:

• источник должен иметь высокую выходную яркость в

узкой полосе частот на требуемой длине волны в 850 нм,

1310 нм, 1550 нм,

• выходное излучение должно легко модулироваться,

• площадь излучающей поверхности не должна быть

больше сердцевины волокна,

• угловое распределение излучения должно быть согласо-

вано с волокном,

• источник должен иметь высокий КПД, большую надеж-

ность и стабильность выходной мощности,

• стоимость производства источника должна быть относи-

тельно невысокой.

В настоящее время используются два основных типа источника,

удовлетворяющие данным требованиям: светодиоды и полупро-

водниковые лазерные диоды.

13.2. Собственные и примесные полупроводники

Опишем свойства полупроводниковых материалов, которые

могут быть использованы для генерации света. Читатель, знако-

мый с зонной теорией твердого тела, данный раздел может про-

пустить.

Рассмотрим зонную диаграмму собственных полупровод-

ников (без примесей). В собственных полупроводниках при

температуре абсолютного нуля валентная зона (ВЗ) полностью

заполнена электронами, зона проводимости (ЗП) пуста (см. рис.

13.1, а). Между валентной зоной и зоной проводимости нахо-

дится запрещенная зона (ЗЗ), в которой отсутствуют разрешен-

ные энергетические уровни электронов. Если сообщить элек-

тронам валентной зоны энергию, равную ширине запрещенной

зоны, они могут перейти из валентной зоны в зону проводимо-

112

сти. При этом в валентной зоне образуются пустые уровни, ко-

торые можно интерпретировать как положительно заряженные

дырки. Ширина запрещенной зоны в полупроводниках доста-

точно велика (она достигает нескольких электроновольт). По-

этому в собственных полупроводниках при сообщении допол-

нительной энергии (например, при росте температуры) перехо-

ды электронов из ВЗ в ЗП происходят редко. Значит, собствен-

ная проводимость полупроводников очень мала.

ЗП

ВЗ

ЗП

ВЗ

ЗП

ВЗ

ЗЗ

а) б) в)

Рис. 13.1. Зонная диаграмма полупроводников. а) - собственный

полупроводник, б) - донорный полупроводник, в) - акцепторный

полупроводник.

На рис. 13.1.

- дно зоны проводимости, - потолок ва-

лентной зоны, - энергия уровня Ферми. Под уровнем Ферми

для полупроводников будем понимать уровень, вероятность за-

полнения которого равна 0,5. В собственном полупроводнике

уровень Ферми находится посередине запрещенной зоны.

Рассмотрим донорный полупроводник или полупроводник

n-типа - полупроводник, в который введена примесь, с валент-

ностью, на единицу большей валентности основного материала.

С точки зрения зонной теории при введении донорной примеси

внутри запрещенной зоны появляются дополнительные уровни,

заполненные электронами (рис.13.1,б). При соответствующем

выборе примеси эти уровни находятся ближе к зоне проводимо-

сти. При росте температуры электроны с донорных уровней лег-

113

ко переходят в зону проводимости. Таким образом, в донорных

полупроводниках имеются основные носители - электроны зоны

проводимости, и также неосновные носители - дырки в валент-

ной зоне, возникшие из-за наличия у полупроводника собствен-

ной проводимости.

В акцепторный полупроводник или полупроводник р-типа

введена примесь с валентностью на единицу меньшей валентно-

сти основного материала. С точки зрения зонной теории при

введении акцепторной примеси внутри запрещенной зоны появ-

ляются дополнительные незаполненные уровни (рис.13.1,в). При

росте температуры электроны валентной зоны легко переходят

на эти акцепторные уровни, при этом в валентной зоне образу-

ются дырки, являющиеся основными носителями. Неосновными

носителями в полупроводнике р-типа являются электроны зоны

проводимости, возникшие из-за наличия собственной проводи-

мости.

13.3. p-n - переход

Рассмотрим диаграмму энергетических уровней p-n - пере-

хода, находящегося в равновесном состоянии. Напомним, что в

полупроводнике n-типа уровень Ферми смещен от середины за-

прещенной зоны в сторону зоны проводимости, а в полупровод-

нике р-типа - в сторону валентной зоны (см. рис. 13.1, б), в)). В

равновесном состоянии p-n - перехода, то есть в отсутствие

внешнего напряжения, уровень Ферми будет одинаков в облас-

тях n- и p- типа (рис. 13.2).

Наличие потенциального барьера величиной мешает

электронам зоны проводимости переходить из област-и n в об-

ласть р-типа.

На рисунке 13.3 изображена диаграмма энергетических

уровней p-n - перехода при прямом включении (к переходу при-

ложено напряжение U). При этом состояние термодинамическо-

го равновесия нарушается, и вместо уровня Ферми необходимо

использовать понятие квазиуровней Ферми:

- квазиуровень

Ферми для электронов, - квазиуровень Ферми для дырок.

114

р-область

n-область

р-n

переход

Рис. 13.2. Диаграмма энергетических уровней p-n - перехода в

равновесном состоянии. - нижний уровень зоны проводимо-

сти, - верхний уровень валентной зоны, - величина по-

тенциального барьера..

q(U

-U)

р-область n-область

р-n

переход

Рис. 13.3. Диаграмма энергетических уровней p-n - перехода при

прямом включении.

115

Подача прямого напряжения U приводит к смещению ква-

зиуровней Ферми относительно равновесного положения и к

уменьшению высоты потенциального барьера до величины

. Снижение высоты потенциального барьера позволя-

ет основным носителям пересекать область p-n - перехода, соз-

давая значительный ток. Таким образом, электроны из зоны

проводимости n- области инжектируются в зону проводимости

р-области, дырки инжектируются из области р- в область n- ти-

па.

)UU(q

−

13.4. Инжекционная люминесценция

В результате включения p-n - перехода в прямом направле-

нии наблюдается значительный ток, созданный основными но-

сителями, и происходит рекомбинация электронов и дырок. Ре-

комбинация в p-n - переходе может сопровождаться нескольки-

ми независимыми конкурирующими процессами. Для нас важ-

ны различия между излучательными и безызлучательными про-

цессами рекомбинации. При безызлучательных переходах осво-

бодившаяся в результате рекомбинации энергия идет на нагре-

вание полупроводника. При излучательной рекомбинации энер-

гия рекомбинации преобразуется в энергию излученного кванта

света.

На рисунке 13.4 схематически изображены несколько про-

цессов рекомбинации. Наибольший интерес для нас представля-

ет прямой зона-зонный излучательный переход (рис. 13.4, а),

при котором и происходит излучение кванта света на рабочей

частоте. Основные конкурирующие безызлучательные переходы

идут через глубоко лежащие в запрещенной зоне ловушечные

уровни (рис. 13.4, в, г). Даже если при таких переходах с уча-

стием ловушечных уровней происходит излучение светового

кванта, частота его сильно отличается от рабочей частоты. При-

чиной появления этих ловушечных уровней могут быть примес-

ные атомы или дефекты кристаллической решетки, которые в

большом количестве встречаются на поверхности полупровод-

ника.

116

++ ++ ++ ++ +

+ +

---

E’

Зона проводимости

Валентная зона

1 2 3 1 2 3 1 2 3 4 5 6 1 2 3 4 5 6 1 2 3 4 5 6 1 2 3

а)

б)

в) г)

д)

е)

Заполненный донорный уровень

Пустой донорный уровень

Фотонное излучение

Фононное излучение

- Свободный электрон

Дырка

Пустой акцепторный уровень

Заполненный акцепторный уровень

Рис. 13.4. Механизмы электронно-дырочной рекомбинации (в

каждом случае отдельные стадии процесса следуют слева на-

право) а) - прямой зона-зонный излучательный переход; б) - из-

лучательный зона-зонный переход с участием одного или не-

скольких фононов энергии ; в) - переходы (возможно, безыз-

лучательные) с участием глубоких акцепторных ловушек; г) -

переходы (возможно, безызлучательные) с участием глубокого

донорного уровня; д) переходы (излучательные или безызлуча-

тельные) с участием неглубокого акцепторного уровня; е) - бе-

зызлучательный "сверлящий" рекомбинационный переход.

′

13.5. Спектры рекомбинационного излучения

Энергия кванта света, рождающегося в результате рекомби-

нации, то есть в результате перехода электрона с уровня с энер-

гией на уровень с энергией , определяется по формуле:

12ф

EEE −= . (13.1)

Чтобы выяснить распределение энергии рекомбинационного

излучения по энергиям, проведем следующее рассуждение [1].

117

Вероятность рекомбинации электрона с энергией и дырки с

энергией пропорциональна произведению , где

- концентрация электронов на уровне с энергией

- концентрация дырок с энергией . Вероятность излу-

чения фотона с энергией может быть найдена в результате

интегрирования произведения по всем значениям

. Таким образом, спектральная плотность мощности излуче-

ния может быть найдена следующим образом:

E )E(p)E(n

)E(n

2 2

)E(p

1 1

)E(p)E(n

∫

212ф

dE)E(p)E(n~)E(P . (13.2)

Рис. 13.5. Упрощенный вид функций распределения электронов и ды-

рок в соответствии с (13.3) и (13.4).

Энергия

электронов

-Е

Распределение

концентрации

n (E

)

Свободный электрон

p (E

)

Дырка

Концентрация электронов на уровне с энергией пропор-

циональна функции распределения Ферми-Дирака, аналогично с

использованием функции распределения Ферми-Дирака можно

найти и концентрацию дырок. Однако для наших вычислений

можно воспользоваться некоторыми упрощениями. Будем счи-

тать, что концентрация свободных электронов экспоненциально

118

уменьшается с удалением энергии электрона от нижнего

края зоны проводимости (см. рис. 13.5):

]kT/)EE(exp[A)E(n

c22

−−≈ . (13.3.)

Аналогично, концентрация дырок экспоненциально уменьшает-

ся при удалении энергии дырки от верхнего края валентной

зоны :

]kT/)EE(exp[B)E(p

1v1

−−≈ . (13.4)

Здесь А и В - некоторые константы.

Тогда спектральная плотность мощности излучения

1vc2

dE]

)EE(

exp[]

)EE(

[expK)E(P

−

−=

∫

. (13.5)

Здесь коэффициенты А и В заменены коэффициентом К, в кото-

рый входят вероятность перехода и радиационное время жизни

электронов. Таким образом

−

∫

dE]

)EE(

exp[]

)EE(

[expK)E(P

фv

=−=

∫

фv

фg

dE)

exp()

(expK (13.6)

]

[exp)EE(K

gф

−

−−=

где - ширина запрещенной зоны.

vcg

EEE −=

В результате приведенного анализа получаем, что теорети-

чески рассчитанное спектральное распределение мощности ре-

комбинационного излучения имеет вид рис. 13.6. Наблюдаемый

спектр всегда выглядит более симметрично (см. рис. 13.7).

119

Рис. 13.6. Спектральное распределение мощности излучении, рассчи-

танное по формуле (13.6).

Относительное спектральное

распределение

Рис. 13.7. Наблюдаемый спектр излучения диодов на основе

трех различных составов [1].

InGaAsP

0,4

0,8

0,2

0,6

1,0

1,2

1,4 1,6

, мкм

0,09

0,11

0,15

си

ел

сп

ен

си

ст

Искажение наблюдаемого спектра излучения по сравнению

с теоретическим определяется рядом обстоятельств. Во-первых,

в светоизлучающих диодах и лазерах обычно используются вы-

сокие концентрации донорных и акцепторных примесей, что

вызывает искажение края запрещенной зоны. Во-вторых, наряду

с излучением фотона может происходить взаимодействие с кри-

сталлической решеткой. В таком случае часть энергии рекомби-

нации может передаваться фонону, который является квантом

упругих колебаний кристаллической решетки. В-третьих, пере-

ход может идти в несколько этапов с участием одного из при-

месных уровней вблизи края зоны.

120