- •Раздел I
- •В.Г. Беспалов, в.Н. Крылов, в.Н. Михайлов основы оптоинформатики
- •Раздел I
- •Введение
- •Глава 1, глава 2 и Приложения написаны в.Г. Беспаловым, глава 3 написана в.Н. Крыловым и глава 4 написана в.Н. Михайловым.
- •§2. Предельные возможности элементной базы электронной компьютерной техники
- •§3. Оптические технологии в информатике
- •§4. Аналоговые оптические вычисления и процессоры
- •§5. Оптический процессор Enlight256
- •§6. Голографические методы обработки информации
- •§7. Цифровые оптические процессоры
- •Глава 2. Теория информации для оптических систем §1. Основы теории информации
- •§ 1.1. Количество информации в системе равновероятных событий. Подход Хартли.
- •§1.2. Количество информации в системе событий с различными вероятностями. Подход Шеннона
- •§1.3. Обобщенная схема информационной системы
- •§1.4. Основные характеристики информационной системы
- •§1.5. Дискретизация и теорема отчетов (Котельникова)
- •§1.6. Пропускная способность канала при наличии белого теплового шума
- •§1. 7. Избыточность информации
- •§2. Теория информации в оптике
- •§2.1. Число пространственных степеней свободы когерентных оптических сигналов
- •§2.2. Теоремы д. Габора
- •§2.3. Число степеней свободы частично когерентных оптических сигналов
- •§ 2.4. Информационная емкость голограмм
- •Глава 3. Источники излучения для оптоинформатики
- •§1. Физические основы работы лазеров
- •§1.1. Оптическое усиление
- •§1.2. Взаимодействие излучения с веществом.
- •1.2.1. Излучение абсолютно чёрного тела.
- •1.2.2. Статистика Больцмана
- •1.2.3. Коэффициенты Эйнштейна.
- •§1.3. Поглощение и усиление
- •1.3.1. Инверсная населённость.
- •§1.4. Принципы лазерной генерации
- •1.4.1. Методы создания инверсной населённости.
- •Трёхуровневая система.
- •Четырёхуровневая система.
- •Методы накачки активных лазерных веществ.
- •§1.5. Основные типы лазеров: классификация лазеров по агрегатному состоянию активного вещества
- •§1.6. Твердотельные лазеры
- •§1.5. Газовые лазеры
- •§1.5. Жидкостные лазеры
- •§2. Полупроводниковые лазеры §2.1. Физические основы работы полупроводникового лазера
- •§2.2. Полупроводники
- •§2.3. Прямозонные и непрямозонные полупроводники
- •§2.4. Полупроводниковые светодиоды
- •§2.5. Основные параметры полупроводниковых лазеров
- •§2.6. Полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур
- •§2.7. Квантоворазмерные структуры
- •§2.8. Безопасность лазеров
- •§3. Источники излучения фемтосекундной и аттосекундной длительности §3.1. Предельно короткие импульсы света и сверхсильные поля
- •3.2. Методы генерации сверхкоротких, в том числе фемтосекундных импульсов
- •3.2.1. Электрооптический затвор на основе эффекта Поккельса.
- •3.2.2. Работа лазера в режиме синхронизации мод.
- •§3.2. Генерация аттосекундных импульсов электромагнитного излучения
- •Глава 4. Локальная и распределенная запись информации §4.1. Локальная (побитовая) запись
- •§4.2. Голографическая (распределенная) запись
- •§4.3. Оптические дисковые системы записи и хранения информации
- •§4.4. Голографические системы записи информации
- •§4.5. Быстродействие оптических устройств записи и хранения информации
- •Список литературы
- •Приложения Параметры и свойства оптических материалов
- •Механизмы поглощения оптического излучения в полупроводниках
- •Эффект Франца-Келдыша (электроабсорбционный эффект) в полупроводниках
- •Квантово-размерный эффект Штарка
- •Кафедра фотоники и оптоинформатики
Эффект Франца-Келдыша (электроабсорбционный эффект) в полупроводниках
Данный эффект обусловлен искривлением энергетических зон монокристаллического полупроводника в присутствии внешнего электрического поля. При отсутствии внешнего электрического поля, фотон с энергией hν>Eg (Eg – ширина запрещенной зоны полупроводника) может поглотиться электроном валентной зоны, что приведет к переходу этого электрона в зону проводимости и образованию электронно-дырочной пары. Такой процесс приводит к появлению фундаментальной полосы поглощения на спектре поглощения полупроводника. Искривление энергетических зон полупроводника в присутствии электрического поля приводит к тому, что возникает возможность межзонных переходов при поглощении фотонов с энергией hν<Eg (рис.1). Этот эффект связан с процессом туннелирования возбужденного электрона между состояниями
Р ис.1 Межзонные оптические переходы в полупроводнике в отсутствие (Е=0) и при наличии (Е≠0) внешнего электрического поля
валентной зоны и зоны проводимости через треугольный потенциальный барьер, возникающий при наклоне энергетических зон в присутствии электрического поля. Высота этого треугольного потенциального барьера ΔЕ (см. рис.1) равна:
ΔЕ = e·E·Δx = Eg + ħ2k2/2m – hν
здесь e – заряд электрона; Е – напряженность приложенного электрического поля; k – волновой вектор электрона; m – приведенная масса электронно-дырочной пары.
Для прямых межзонных переходов при энергии фотона hν<Eg зависимость коэффициента поглощения K от напряженности электрического поля задается следующим приближенным выражением:
На рис.2 показан спектр поглощения полупроводника вблизи края фундаментальной полосы поглощения в отсутствие и при наличии
электрического поля. Из рисунка видно, что для фиксированной энергии фотона hν0 (hν0<Eg) увеличение электрического поля приводит к увеличению поглощения.
Рис.2. Эффект Франца-Келдыша в полупроводнике
Таким образом, электрооптический эффект Франца-Келдыша приводит к амплитудной модуляции излучения. Данный эффект является практически безынерционным, что позволяет использовать его в быстродействующих оптических переключателях. Времена переключения оптического сигнала в таких устройствах определяются, в основном, быстродействием управляющей электроники и могут составлять 10-10 с. Для обеспечения сильной модуляции оптического сигнала напряженность электрического поля в полупроводнике должна достигать 105 В/см. Однако, в планарных волноводах, благодаря их малой толщине, управляющее напряжение может составлять всего 5-10 В. Основным недостатком оптических переключателей на основе эффекта Франца-Келдыша является узкая спектральная область их функционирования – вблизи края фундаментальной полосы поглощения полупроводникового материала.
Квантово-размерный эффект Штарка
В полупроводниковых наноструктурах наблюдается еще один электрооптический эффект, сопровождающийся увеличением коэффициента поглощения - квантово-размерный эффект Штарка. Квантово-размерные эффекты возникают при размерах кристалла полупроводника не превышающих боровского радиуса экситона:
з десь μ – масса экситона; ε – диэлектрическая проницаемость; n = 1, 2, 3…
Для большинства полупроводников величина боровского радиуса экситона лежит в интервале 1-10 нм. При таких размерах полупроводниковых кристаллов в них возникает дополнительное расщепление энергетических уровней, увеличение ширины запрещенной зоны, а также «голубой» спектральный сдвиг экситонных полос поглощения. Данные эффекты широко используются в оптических устройствах на основе полупроводниковых наноструктур с квантовыми ямами. Двумерная квантовая яма представляет собой слой монокристаллического полупроводника, с толщиной, не превышающей боровский радиус экситона, с двух сторон окруженный полупроводниковыми слоями с большей шириной запрещенной зоны. В энергетическом смысле такая структура является потенциальной ямой для электронов, находящихся в центральном слое. При малой толщине центрального слоя движение электронов в такой потенциальной яме становится квантованным в направлении перпендикулярном слою, а разрешенные энергетические уровни, соответствующие движению в этом направлении – дискретными.
Рис.3. Изменение эффективной ширины запрещенной зоны квантовой ямы под действием внешнего электрического поля. На рисунке также показаны волновые функции электронов (в зоне проводимости) и дырок (в валентной зоне) для двух значений энергии
Внешнее электрическое поле, приложенное перпендикулярно такому слою, приводит к смещению энергетических уровней в квантовой яме (рис.6.8), что соответствует уменьшению эффективной ширины запрещенной зоны (квантово-размерный эффект Штарка).
З ависимость эффективной ширины запрещенной зоны от напряженности электрического поля задается выражением:
здесь Eg(0) – ширина запрещенной зоны при отсутствии электрического поля (Е=0), L – ширина квантовой ямы, m – масса экситона.
Уменьшение ширины запрещенной зоны проявляется в сдвиге полосы поглощения квантовой ямы (рис.6.9) и увеличении коэффициента поглощения для фотонов с энергией hν0<Eg(0).
Таким образом, квантово-размерный эффект Штарка в полупроводниковых квантовых ямах позволяет осуществлять амплитудную модуляцию излучения. Данный эффект, как и эффект Франца-Келдыша, является безынерционным, поэтому он может использоваться в быстродействующих оптических переключателях с временами переключения до 10-10 с. Высокая крутизна края полосы поглощения квантовой ямы позволяет получить высокий коэффициент модуляции излучения при малых управляющих напряжения. При изготовлении переключателя в виде планарного волновода, управляющее напряжение может составлять единицы вольт.
Д остоинством электрооптического эффекта в квантовых ямах, по сравнению с эффектом Франца-Келдыша, является возможность варьирования рабочей спектральной области в широких пределах, путем
Рис.4. Спектральный сдвиг полосы поглощения квантовой ямы
при квантово-размерном эффекте Штарка
изменения ширины квантовой ямы. Наиболее часто полупроводниковые структуры с квантовыми ямами изготавливаются на основе эпитаксиальных слоев GaAs и тройных соединений типа GaAlxAs, GaInxAs, а также на основе ZnSe и тройных соединений ZnSxSe. Изменение стехиометрии соединений позволяет изменять глубину квантовой ямы.
В 2007 году СПбГУ ИТМО стал победителем конкурса инновационных образовательных программ вузов России на 2007–2008 годы. Реализация инновационной образовательной программы «Инновационная система подготовки специалистов нового поколения в области информационных и оптических технологий» позволит выйти на качественно новый уровень подготовки выпускников и удовлетворить возрастающий спрос на специалистов в информационной, оптической и других высокотехнологичных отраслях экономики.