Главная Случайная страница


Полезное:

Как сделать разговор полезным и приятным Как сделать объемную звезду своими руками Как сделать то, что делать не хочется? Как сделать погремушку Как сделать так чтобы женщины сами знакомились с вами Как сделать идею коммерческой Как сделать хорошую растяжку ног? Как сделать наш разум здоровым? Как сделать, чтобы люди обманывали меньше Вопрос 4. Как сделать так, чтобы вас уважали и ценили? Как сделать лучше себе и другим людям Как сделать свидание интересным?


Категории:

АрхитектураАстрономияБиологияГеографияГеологияИнформатикаИскусствоИсторияКулинарияКультураМаркетингМатематикаМедицинаМенеджментОхрана трудаПравоПроизводствоПсихологияРелигияСоциологияСпортТехникаФизикаФилософияХимияЭкологияЭкономикаЭлектроника






Квантовая электроника





 

Методическое пособие к лабораторным работам

 

 

Составители

Гостев В. А.

Мамкович В. В.

 

Редактор И. И. Куроптева

 

Оригинал-макет

и компьютерная верстка

А.А Тихомиров, В.С. Игнахин

 

Подписано в печать …… Формат 60 x 90 1/8

Бумага типографская. Офсетная печать.

Уч.-изд. л… Тираж 500 экз. Изд. № 122

 

 

Государственное образовательное учреждение

высшего профессионального образования

ПЕТРОЗАВОДСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ

 

Отпечатано в типографии Издательства ПетрГУ

185910, Петрозаводск, пр. Ленина, 33

 

Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования   ПЕТРОЗАВОДСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ   КВАНТОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА   Методическое пособие к лабораторным работам   Петрозаводск Издательство ПетрГУ    


 

           
 
  Печатается по решению Редакционно-издательского совета Петрозаводского государственного университета     621.37   Составители:   Канд. физ.-мат. наук, доцент В. А. Гостев   ст. преподаватель В. В. Мамкович     Рецензент:   канд. физ.-мат. наук А. А. Величко  
 
Государственное образовательное учреждение высшего профессионального образования   ПЕТРОЗАВОДСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ   КВАНТОВАЯ ЭЛЕКТРОНИКА   Методическое пособие к лабораторным работам   Петрозаводск Издательство ПетрГУ   Печатается по решению Редакционно-издательского совета Петрозаводского государственного университета     621.37   Составители:   Канд. физ.-мат. наук, доцент В. А. Гостев   ст. преподаватель В. В. Мамкович     Рецензент:   канд. физ.-мат. наук А. А. Величко   © Петрозаводский государственный университет, 2005 Содержание Введение…………………………………………………………4 Лабораторная работа 1…………………………………………..5 РУБИНОВЫЙ ЛАЗЕР…………………………………………..5 1. Введение…………………………………………………5 2. Теоретический анализ пичковой структуры…………12 3. Генратор оптический рубиновый ГОР-100М……......17 4. Экспериментальные задания и ход измерений………21 5. Содержание отчета……………………………………..21 6. Контрольные вопросы…………………………………21 7. Список литературы…………………………………….21 Лабораторная работа 2………………………………………...24 ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ЛАЗЕР………………………….23 1. Введение ……………………………………………….23 2. Элементарные сведения о полупрводниках………….25 3. Методы создания инверсной заселенности в полупроводниках………………………………………27 4. Условие создания инверсной заселенности………….29 5. Излучение p-n-перехода……………………………….33 6. Полупроводниковые лазеры………………………….37 7. Конструкция и характеристики инжекционного лазера ЛПИ-102………………………………………………...42 8. Экспериментальные задания и ход работы…………..43 9. Содержание отчета……………………………………..45 10. Контрольные вопросы………………………………...45 11. Список литературы…………………………………….46 Лабораторная работа 3…………………………………………47 ГЕЛИЙ НЕОНОВЫЙ ЛАЗЕР…………………………………47 1. Введение………………………………………………..47 2. He-Ne-лазер: схема энергетических уровней, принцип работы……...……………………………………….…..48 3. Модовая структура. Оценка величины дифракционных потерь для различных поперечных мод………………………………………………………57 4. Селекция мод…………………………….………………………...64 5. Расходимость лазерного излучения…………………..67 6. Экспериментальные задания и ход работы…………..72 7. Содержание отчета……………………………………..72 8. Контрольные вопросы………………………………....73 9. Список литературы………………………………….…74 Введение Квантовая электроника – это область физики, исследующая взаимодействие электромагнитного излучения с электронами, входящими в состав атомов и молекул, и создающая на основе этих исследований квантовые устройства различных диапазонов длин волн и различных назначений. Рождение квантовой электроники относится к 1954–1955 гг., когда в результате многолетних исследований независимо и почти одновременно в СССР Н. Г. Басовым и А. М. Прохоровым, а в США Дж. Гордоном, Х. Цайгером и Ч. Таунсом был запущен квантовый генератор на пучке молекул аммиака. Тем самым был открыт новый метод генерации и усиления электромагнитных волн, основанный на использовании индуцированного излучения квантовых систем в возбужденном состоянии. Знакомство с конструкцией лазеров и умение определять их характеристики необходимы специалистам разного профиля. Особенностью предмета является то, что важно не только прослушать определенный цикл лекций, но и выполнить ряд практических заданий. Предлагаемое пособие является практической частью курса «Квантовая электроника», читаемого на физико-техническом факультете ПетрГУ. В издании представлено описание трех двухчасовых лабораторных работ, проводимых на экспериментальных установках с использованием рубинового, полупроводникового и гелий-неонового лазеров. Пособие предназначено для студентов, обучающихся по специальностям «Физическая электроника», «Автоматизированные системы обработки информации и управления», «Информационно-измерительная техника и технологии» и «Физика», проходящих практику по курсу «Квантовая электроника». Во время практикумов студенты знакомятся с современной лазерной техникой, работают на лазерных установках, осваивают специализированную технику измерений параметров лазерного излучения. Лабораторная работа 1 РУБИНОВЫЙ ЛАЗЕР Цель работы. Изучение конструкции, режима работы и энергетических характеристик рубинового лазера. Приборы и оборудование. 1.Установка ГОР-100М. 2. ИКТ-1М. 3. Запоминающий осциллограф. 1. Введение   Лазер на рубине – это лазер, на котором впервые была осуществлена генерация и который все еще находит применение. Рубин, сотни лет известный как природный драгоценный камень, представляет собой кристалл Al2O3 (корунд), в котором некоторые ионы Al3+ замещены ионами Cr3. Концентрация хрома может быть различной: от сотых долей до нескольких процентов по весу. При увеличении концентрации Cr2O3 выше 8 % цвет смешанного кристалла изменяется от красного к зеленому, что объясняется появлением связей между ионами хрома. Ионный радиус хрома равен 0.63, что несколько превышает ионный радиус алюминия – 0.51. Вследствие этого при внедрении ионов хрома возникает деформация октаэдра, образованного из шести ионов кислорода O2– (рис. 1). Искажение октаэдра обусловливает понижение симметрии кристалла до.     Рис. 1: а - октаэдрическое окружение ионов Al3+ в решетке корунда; б - деформация октаэдра при замене Al3+ на Cr3+   Для генераторов обычно используются так называемые розовые рубины с весовой концентрацией Cr2O3 порядка 0.05 %, что соответствует абсолютной концентрации ионов хрома N = 1.6 × 1019 см–3. Атом хрома принадлежит к группе железа с недостроенной 3d-оболочкой. Нейтральный атом имеет конфигурацию основного состояния 1s2 2s2 2p6 3s2 3p6 3d5 4s 7S3. Трехкратно ионизованный атом хрома, теряя три внешних электрона, принимает конфигурацию 1s2 2s2 2p6 3s2 3p6 3d3 4F3/2, т. е. Во внешней оболочке Cr3+ находятся три эквивалентных d-электрона. Энергетические лазерные уровни – это уровни иона Cr3+ в решетке кристалла Al2O3. На рис. 2 приведены основные уровни, представляющие интерес для лазерной генерации. Генерация обычно происходит на переходе (линия R1, l1» 694.3 нм, красная).   Рис. 2. Диаграмма энергетических уровней рубинового лазера     Рубин имеет две основные полосы поглощения накачки 4F1 и 4F2 с центрами на длинах волн 0.55 мкм (зеленая) и 0.42 мкм (фиолетовая) соответственно. Эти полосы связаны быстрыми (~ 10–7 с) безызлучательными переходами с состояниями и. Поскольку эти два последних состояния также связаны друг с другом очень быстрой безызлучательной релаксацией (~ 10–9 с), их населенности термализуются, что приводит к более высокой населенности уровня. Расстояние между уровнями и по частоте (~ 29 см –1) мало по сравнению с kT/h, и, следовательно, населенности уровней и соизмеримы. Таким образом, можно получить генерацию также и на переходе ® 4А2 (линия R2, l2» 0.6928 мкм). Несмотря на усложнение, обусловленное этими двумя лазерными переходами, очевидно, что лазер на рубине работает по трехуровневой схеме (рис. 3).   Рис. 3. Трехуровневая схема работы квантового генератора   Спектр спонтанного излучения рубина (люминесценции) аналогичен спектру поглощения в области R-линии (2Е ® 4А2). Спектрограмма люминесценции R-линии рубина при комнатной температуре показана на рис. 4.     Рис. 4. Спектрограмма люминесценции R-линии рубина при комнатной температуре     Каждая из R-линий является дублетом, поскольку уровень 4А2 расщеплен, но при комнатной температуре это расщепление обнаружить нельзя из-за большой ширины R-линии – порядка 11 см–1. При понижении температуры кристалла R1- и R2-линии существенно сужаются и несколько перемещаются в коротковолновую сторону (;). При температуре жидкого азота проявляется дублетная структура R-линий, что хорошо видно на рис. 5.     Рис. 5. Дублетная структура R-линий   Следует отметить, что R-линии рубина имеют сверхтонкую изотопическую структуру в полном соответствии с четырьмя известными изотопами: Cr50 (4.3 %), Cr52 (83.8 %), Cr53 (9.6 %) и Cr54 (2.4 %); она отчетливо проявляется при гелиевой температуре (4.2 К). На рис. 5 положение изотопических линий и их относительные интенсивности показаны вертикальными линиями. Квантовый выход люминесценции рубина h при возбуждении в зеленой полосе равен 0.78, а энергетический – 0.62. Аналогичная ситуация и при возбуждении в синей полосе, в среднем h = 0.7. С понижением температуры h возрастает, достигая единицы при 77 К. Увеличение температуры выше комнатной приводит к резкому падению h. Помимо этих полос поглощения, в рубине имеется широкая полоса поглощения в ультрафиолете (2500). Однако квантовый выход люминесценции для этой полосы сравнительно мал (h = 0.4); поэтому в плане накачки ее роль незначительна. Отметим, что при возбуждении в R-линиях квантовый выход равен единице. Время жизни метастабильного состояния 2Е с понижением температуры растет. Так, если при T = 293 К порядка 3.4 × 10–3 с, то при Т = 78 К оно принимает значение 4.3 × 10–3 с. Оценим пороговую заселенность метастабильного уровня Е, при которой начинается генерация R-линии. Будем считать, что потери в резонаторе длиной L = 10 см и площадью поперечного сечения 1 см2 связаны только с коэффициентом отражения выходного зеркала r = 0.6 (второе зеркало глухое, т. е. r» 1). Зная параметры рубина (число ионов Cr3+ в единице объема n» 1.6 × 1019 см–3, распределение заселенностей по уровням при Т = 290 К: см–3, см–3 и см–3), а также энергию генерируемого кванта» 2.9×10–12 эрг, кванта накачки = 4.2 × 10–12 эрг; = f21 = A21 = 300с–1,» 150 эрг × с–1 × см3, скорость света в кристалле v» 1.7 × 1010 см×с–1, Dn = 10 см–1, h» 1, можно оценить минимальную энергию возбуждения, необходимую для создания порогового уровня инверсной заселенности, воспользовавшись соотношением     . (1) Подставив численные значения, получим Umin =50 Дж. Как видим, энергия, необходимая для создания инверсии, небольшая. Однако, поскольку квантовый генератор – система динамическая, то важна мощность накачки (В13r13), необходимая для поддержания инверсии на рабочих уровнях. Эту мощность накачки можно определить, исходя из времени жизни метастабильного состояния. По-видимому, минимальным требованием для поддержания стационарной заселенности на рабочем уровне (2) можно считать В13r13 = 5А21. Следовательно, необходимая поглощаемая мощность Wпогл = 5А21hnг × Dn × V будет порядка 7.5 × 103 Вт, что соответствует спектральной плотности мощности накачки (в предположении, что накачка осуществляется только за счет полосы) порядка 10 вт/см–1. Мощность же вынужденного излучения Wr можно приближенно оценить, исходя из тех обстоятельств, что она должна равняться разности между мощностью накачки Wн и мощностью спонтанной люминесценции Wл, т. е.: Wr = Wн – Wл. Очевидно, что» 4.5×103 Вт. Следовательно, Wr = 3 × 103 Вт. При этом спектральная плотность мощности излучения (ширина генерируемой R1–линии порядка 0.1 см–1) порядка 3 × 104 Вт×cм–1. Подчеркнем, что такого порядка и более спектральную плотность мощности излучения можно получить только с помощью квантовых генераторов. В действительности же мощность накачки, необходимая для создания генерации, значительно больше из-за потерь на поглощение (см-1), диэлектрических потерь см-1, не говоря уже о различного рода конструкциях и технологических несовершенствах, возникающих при изготовлении квантового генератора. Все это приводит к тому, что скорость накачки приходится до 10 и более А21, а аналогичные дефекты несколько уменьшают выход Wr. Вынужденного излучения, в принципе, можно достигнуть и на линии R2. Однако, как правило, все генераторы работают на R1-линии, поскольку для нее проще реализуются пороговые условия. Но если сконструировать резонатор так, чтобы его добротность для R2-линии была выше, чем для R1-линии, то можно получить генерацию на R2-линии. 2. Теоретический анализ пичковой структуры   Лазер на кристалле рубина работает обычно в импульсном режиме (хотя есть сообщения о непрерывном режиме генерации в специальных условиях), так как лампы, используемые в системе накачки лазера, импульсные. Различают два режима работы рубинового лазера: режим свободной генерации и режим с модуляцией добротности. Рассмотрим режим свободной генерации. Хотя работа рубинового лазера в этом режиме является импульсной, так как работа ламп-вспышек носит импульсный характер, но по существу получается квазинепрерывный режим, т. е. режим, в котором характеристики сигнала накачки меняются очень медленно по сравнению со всеми характерными временами, определяющими процессы установления в генераторе. Поэтому теорию лазера в режиме свободной генерации строят как теорию непрерывного режима. Генерация в рубиновом лазере состоит из серии отдельных импульсов ("пичков") и начинается не сразу по включении ламп-вспышек, а с довольно большой задержкой. Это связано с тем, что для возникновения генерации необходимо выполнить условие самовозбуждения, т. е. создать достаточную инверсную населенность (пороговую населенность) в системе рабочих уровней. Энергия лампы вспышки от момента ее включения до момента начала генерации расходуется именно на создание такой пороговой населенности. Работа рубинового лазера в режиме свободной генерации продолжается до тех пор, пока интенсивность излучения импульсной лампы не станет слишком малой и уровень инверсной населенности не упадет ниже порогового. Обычно стандартные рубиновые кристаллы длиной в несколько сантиметров при диаметре 1 см позволяют получить в этом режиме полную энергию в импульсе излучения порядка нескольких джоулей. Длительность самого импульса генерации при этом измеряется миллисекундами и, следовательно, средняя мощность излучения генератора невелика – несколько киловатт. Возникновение пичковой структуры качественно можно объяснить тем, что в начале индуцированного излучения метастабильный уровень опустошается быстрее, чем происходит возбуждение. На короткое время генерация прекращается, а затем возобновляется. Анализу кинетики излучения твердотельных лазеров посвящено много работ. В большинстве из них пичковая структура рассматривается как затухающий периодический процесс переходного типа, после которого наступает установившийся режим генерации. Это вытекает из рассмотрения нестационарных кинетических уравнений для заселенностей рабочих уровней. В случае 4-уровневой системы кинетика переходного процесса описывается уравнением для скорости изменения заселенности верхнего рабочего уровня. Для 3-уровневого лазера (типа рубинового) необходимо учитывать изменения заселенностей обоих рабочих уровней (Е2 и Е1) Рассмотрим 3-уровневую систему. Уравнение баланса для верхнего уровня Е2 имеет вид     , (2)     где М2 – скорость заселения верхнего уровня под действием накачки; r n – плотность энергии излучения в активной среде:     ; (3)     q – число излученных квантов; n – частота рабочего перехода (частота генерации); V – объем активного тела; Dn – полуширина линии спонтанного излучения; – коэффициент Эйнштейна для лазерного перехода; t21 – спонтанное время жизни; N2 и N1 – заселенности верхнего и нижнего рабочих состояний. В уравнении (1) первый член характеризует скорость заселения верхнего уровня за счет накачки с промежуточного уровня Е3. Член rnB21N2 характеризует скорость опустошения верхнего уровня за счет стимулированных переходов, а член rnB21N1 – заселение этого уровня благодаря резонансному поглощению (принимается, что g1 = g2 = 1). Наконец, член характеризует скорость опустошения верхнего уровня за счет спонтанного излучения. Для нижнего уровня     . (4)   Уравнение для инверсной заселенности D = имеет вид   . (5)     Введем следующие обозначения:     = М; = Bq, (6) Тогда   , (7)   Величина М имеет следующий физический смысл: она соответствует скорости нарастания D не только за счет заселения состояния Е2, но и в результате опустошения состояния Е1; пропорциональна мощности накачки. Величина В есть не что иное, как коэффициент Эйнштейна, рассчитанный на один квант и один тип колебаний (моду), т. е.   , (8)   где p – число типов колебаний в данном объеме заполненного резонатора (т. е. когда зеркала нанесены непосредственно на торцы активного тела):     . (9)   Действительно, как видно из (3) и (6),     .   При рассмотрении уравнения (7) необходимо иметь в виду, что q не является постоянной величиной. Число квантов внутри резонатора также является функцией времени:     , (10) где связано с добротностью резонатора. Уравнения (7) и (10) образуют нелинейную систему, точное аналитическое решение которой найти невозможно. Это удается сделать только методами приближенного численного интегрирования. Расчетные кривые для рубина показаны на рис. 6. Как видно, теория предсказывает систему затухающих пичков, которые регулярно наступают один за другим, стремясь к стационарному уровню. Интервал времени между соседними двумя пичками Тпичк и время затухания пульсаций tпичк приближенно выражаются формулами:   , (10) . (11)   Рис. 6. Релаксационные колебания в рубиновом лазере (расчетные кривые)     Приведенные результаты получены при следующих допущениях: а) режим лазера одномодовый; б) импульс накачки П-образный и подается в момент t = 0; в) активное тело и зеркала оптически однородны; г) возбуждение равномерно по всему объему активного тела. Наблюдаемая на опыте картина генерации не всегда соответствует упрощенной кинетической задаче. На практике часто получаются нерегулярные (хаотические) пички со случайными значениями амплитуд. Очевидно, это обусловлено нарушением исходных допущений. Однако следует подчеркнуть два важных момента, когда данные теоретические результаты качественно всегда согласуются с экспериментом: 1) частота пичков возрастает с увеличением мощности накачки; 2) время затухания пульсаций уменьшается с уменьшением потерь в резонаторе и при увеличении мощности накачки.   3. Генератор оптический рубиновый ГОР-100М 3.1. Назначение Генератор оптический рубиновый ГОР-100М предназначается для получения мощных монохроматических узконаправленных импульсов когерентного света. Прибор может применяться при различных исследованиях в области физики, химии, биологии, медицины, а также для пайки, сварки, обработки тугоплавких и сверхпрочных материалов. При использовании фокусирующих объективов прибор дает возможность получить на близко расположенных объектах очень высокую плотность энергии излучения. 3.2. Технические данные Длина волны излучения, мкм…………………………...……………………… 0,6940 Номинальное значение энергии излучения, Дж……………...………………………………………….90 Длительность импульса излучения на уровне 0,5 максимальной интенсивности излучения, мс………………..………………………………………….1 Угол расхождения лучей на уровне 0,5 кривой углового распределения энергии излучения, менее …………………………………………………………..….1' Максимальная электрическая энергия накачки, Дж ……………………..…………………………………..14500 Размеры рубинового стержня, мм: длина.……………………………………………………240 диаметр………….………………………………от 14 до 1б Фокусное расстояние сменных фокусирующих объективов, мм………………………...…50, 100, 250, 500, 750, 1000 Режим работы……………..одиночные импульсы с минимальным интервалом 3 минуты. 3.3. Устройство и работа генератора 3.3.1. Принцип действия Принцип действия прибора основан на явлении вынужденного и упорядоченного излучения фотонов возбужденными ионами хрома, находящимися в избытке на метастабильном уровне, при их переходе на основной уровень. Избыток ионов хрома на метастабильном уровне создается в результате поглощения активным элементом – цилиндрическим стержнем из монокристалла синтетического рубина (монокристалла окиси алюминия, содержащего около 0,05% окиси хрома) интенсивного света двух импульсных ламп. Процесс образования избытка возбужденных ионов хрома на метастабильном уровне в результате поглощения активным элементом света импульсных ламп называется оптической накачкой. Условия для генерации узконаправленного монохроматического когерентного излучения возникают благодаря тому, что рубиновый стержень помещен в резонатор, образованный двумя зеркалами. Коэффициент отражения одного зеркала близок к 100%. Вторым зеркалом является плоскопараллельная стеклянная пластина. Возбужденные ионы хрома, переходя с метастабильного уровня на основной, излучают фотоны. Так как зеркала и торцы рубинового стержня устанавливаются параллельно друг другу, то в резонаторе благодаря явлению вынужденного излучения будет увеличиваться количество тех фотонов, направление распространения которых совпадает с осью резонатора. При этом в результате многократных отражений от зеркал резонатора число фотонов будет возрастать лавинообразно. 3.3.2. Оптическая схема Оптическая схема прибора показана на рис. 7. Рубиновый стержень 1 располагается между зеркалами 2 и 3, которые образуют резонатор. Зеркало 2 имеет многослойное диэлектрическое покрытие с коэффициентом отражения 99,5% для света с длиной волны 0,6940 мкм (для увеличения стойкости покрытия зеркала в процессе эксплуатации прибора оно обращено к торцу рубинового стержня стороной без покрытия). Зеркалом 3 служит плоскопараллельная стеклянная пластина. Торец рубинового стержня, обращенный к зеркалу 2, обработан на сферу большого радиуса для коррекции оптической неоднородности материала стержня.   Рис.7. Оптическая схема   Оптическая накачка рубинового стержня осуществляется импульсными лампами 4. Для более полного использования светового потока лампы и рубиновый стержень помещены в камеру–отражатель с зеркальной внутренней поверхностью (на рис. 7 не показана).   3.3.3. Конструкция Генератор ГОР–l00M (рис. 8) состоит из четырех отдельных узлов: оптической головки 1, пульта управления 2 и двух блоков накопительных конденсаторов 3.   Рис. 8. Конструкция генератора ГОР-100М 1 – оптическая головка; 2 – пульт управления; 3 – блоки накопительных конденсаторов. 4. Экспериментальные задания и ход измерений   1. Включить установку ГОР-100М. Перевести осциллограф в запоминающий режим. 2. Перенести пички генерации с экрана осциллографа при разных режимах и уровнях накачки (от 2 кВ до 3.25 кВ), а также метки времени на кальку. Каждый раз измерять энергию генерации. Вычислить для каждого измерения энергию накачки (емкость батареи конденсаторов C = 1200 мкФ). 3. Вычислить среднюю мощность за импульс (осциллограммы прилагаются к отчету). 4. Проанализировать зависимость пичковой структуры от режима накачки (построить график зависимости энергии излучения от энергии накачки и вычислить экстраполированием пороговую энергию накачки).   5. Содержание отчета   Отчет по работе должен содержать следующие пункты: цель работы, описание экспериментальной установки, экспериментальные результаты (осциллограммы импульсов, рассчитанные для каждой энергии накачки значения КПД и средней мощности импульса, график зависимости энергии излучения от энергии накачки), выводы.   6. Контрольные вопросы   1. Устройство рубинового лазера. 2. Режимы работы рубинового лазера. 3. Режим свободной генерации.     7. Список литературы   1. Микаэлян А. Л. Оптические генераторы на твердом теле. / А. Л. Микаэлян, М. Л. Тер-Микаэлян, Ю. Г. Турков. М.: Советское радио, 1967. 2. Ищенко Е. Ф. Оптические квантовые генераторы / Е. Ф. Ищенко, Ю. М. Климков. М.: Советское радио, 1968. 3. Оптические квантовые генераторы: новейшие исследования и применения оптической квантовой электроники: [Сб. статей] / Под ред. Ф. В. Бункина. М.: Мир, 1966. 4. Методы расчета оптических квантовых генераторов / Под ред. Б. И. Степанова. Т. 2. Минск: Наука и техника, 1968. 5. Салькова Е. Н., О механизме автосрыва генерации рубинового ОКГ / Е. Н. Сальникова, М. С. Соскин, П. П. Погорецкий. – Квантовая электроника. Вып. 3. Киев: Наукова думка, 1969. С. 3. 6. Технические описания приборов.   Лабораторная работа 2 ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ЛАЗЕР Цель работы Ознакомиться с принципом действия и конструкцией полупроводникового инжекционного лазера типа ЛПИ-102. Изучить его основные характеристики. Приборы и оборудование 1. Полупроводниковый лазер типа ЛПИ-102. 2. Осциллограф С1-70. 3. Вольтметр импульсный цифровой В4-13. 4. Генератор импульсов Г5-54. 5. Источник питания ТЕС 18. 6. Измеритель для лазерной дозиметрии ИЛД-2М. 1. Введение   Первые полупроводниковые лазеры были созданы в 1962 г. почти одновременно несколькими группами исследователей на основе p–n-перехода арсенида галлия (GaAs). Впоследствии были использованы не только другие материалы, но и другие методы возбуждения полупроводниковых лазеров (оптическая накачка, возбуждение электронным пучком). Характерной особенностью полупроводниковых лазеров является то, что в них используются переходы не между дискретными уровнями, а между зонами разрешенных энергий с высокой плотностью состояний. В связи с этим коэффициенты усиления могут быть соразмерными с коэффициентами фундаментального поглощения (102-105 см-1), и все энергетические потери (основные внутренние потери в полупроводниках связаны с поглощением свободных носителей) могут быть скомпенсированы на длине порядка микрона. Высокая концентрация активных атомов позволяет получать генерацию в очень малых объемах рабочих тел. C практической точки зрения наиболее существенны следующие достоинства полупроводниковых лазеров: 1) компактность, обусловленная гигантским коэффициентом усиления в полупроводниках; 2) большой КПД, обусловленный высокой эффективностью преобразования подводимой энергии в лазерное излучение при накачке достаточно совершенных полупроводниковых монокристаллов электрическим током; 3) широкий диапазон длин волн генерации, обусловленный возможностью выбора полупроводникового материала с шириной запрещенной зоны, соответствующей излучению на переходах зона - зона практически в любой точке спектрального интервала от 0.3 до 30 мкм; 4) плавная перестройка длины волны излучения, обусловленная зависимостью спектрально-оптических свойств полупроводников и, прежде всего, ширины запрещенной зоны от температуры, давления, магнитного поля и т. д.; 5) малоинерционность, обусловленная малостью времен релаксации и практически безынерционностью создания неравновесных электронов и дырок при накачке электрическим током, приводящая к возможности модуляции излучения изменением тока накачки с частотами, достигающими 10 ГГц; 6) простота конструкции, обусловленная возможностью накачки постоянным током и приводящая к совместимости полупроводниковых лазеров с интегральными схемами полупроводниковой электроники, устройствами интегральной оптики и волоконных оптических линий связи. Недостатки полупроводниковых лазеров являются, как это часто бывает, продолжением их достоинств. Малые размеры приводят к низким значениям выходной мощности или энергии. Кроме того, полупроводниковые лазеры, как и все приборы полупроводниковой электроники, чувствительны к перегрузкам (разрушаются при потоках оптического излучения в несколько мегаватт на квадратный сантиметр) и к перегреву, приводящему к резкому повышению порога самовозбуждения и даже к необратимому разрушению при нагреве свыше некоторой характерной для каждого типа лазера температуры. Лазерная генерация получена при использовании многих различных полупроводниковых материалов, общим числом в несколько десятков. Эти материалы, кроме обычного требования чистоты и монокристалличности, должны обладать высокой оптической однородностью и малой вероятностью безызлучательной рекомбинации электронов и дырок. Длина волны генерации полупроводниковых лазеров может меняться при изменении химического состава лазерного полупроводникового материала. Все это позволяет, используя полупроводниковые лазеры, непрерывно перекрыть частотный диапазон, соответствующий спектральному интервалу длин волн 0.32 ¸ 32 мкм. Полупроводниковые лазеры могут генерировать как в импульсном, так и в непрерывном режиме.   2. Элементарные сведения о полупроводниках   Полупроводники могут быть монокристаллическими, поликристаллическими, аморфными и жидкими веществами. Наибольший интерес представляют полупроводниковые монокристаллы. Известно, что энергетический спектр идеального полупроводникового кристалла (кристалл без дефектов и примесей) состоит из широких полос разрешенных состояний электронов – зоны проводимости и валентной зоны, разделенных зоной запрещенных состояний (запрещенная зона). И в валентной зоне и в зоне проводимости энергетические состояния электронов образуют практически непрерывный спектр. В идеальном полупроводниковом кристалле при температуре абсолютного нуля все электроны находятся в валентной зоне (она полностью занята электронами). Зона проводимости полностью свободна (в ней нет электронов). В этом случае полупроводник не может проводить электрический ток и является изолятором. При ненулевой температуре часть электронов за счет теплового движения переходит из валентной зоны в зону проводимости, а в валентной зоне в результате такого перехода появляются свободные места – дырки. Дырка эквивалентна частице с положительным зарядом. Чем выше температура полупроводника, тем больше электронов в зоне проводимости и тем больше дырок в валентной зоне. Если теперь (идеальный полупроводник при ненулевой температуре) к полупроводнику приложить напряжение, то через него потечет электрический ток.   Рис. 1. Энергетический спектр и схема излучательных переходов в полупроводнике В образовании тока принимают участие не только электроны в зоне проводимости, но и дырки, так как они позволяют электронам менять свое положение в валентной зоне, не переходя в зону проводимости (в валентной зоне происходит движение дырок). Поэтому и электроны, и дырки называют носителями заряда. Отметим, что в идеальном полупроводниковом кристалле число электронов в зоне проводимости и число дырок в валентной зоне равны. В полупроводнике, у которого часть атомов исходного вещества заменена атомами других элементов (так называемый примесный полупроводник), картина заметно отличается от описанной ранее, так как существенную роль начинают играть примеси. Во-первых, кроме валентной зоны и зоны проводимости появляются дополнительные энергетические уровни, лежащие в пределах запрещенной зоны. Примеси и соответствующие им энергетические уровни делятся на донорные и акцепторные. Доноры – это примеси, энергетические уровни которых расположены близко к валентной зоне. Акцепторы легко захватывают электроны из валентной зоны, оставляя там дырки. Как правило, уровни примеси локализуются вблизи соответствующего центра, тогда как энергетические состояния в зонах принадлежат всему полупроводнику. Энергетический спектр примесного полупроводника представлен на рис. 1, где кроме зоны проводимости и валентной зоны показаны пунктиром три примесных уровня. Во-вторых, в примесном полупроводнике число носителей заряда определяется, в основном, примесями. Так, при наличии в полупроводнике донорной примеси электроны с энергетических уровней её переходят в зону проводимости, причем число таких электронов гораздо больше числа электронов, переходящих в зону проводимости из валентной зоны, и тем больше, чем выше температура полупроводника. Основными носителями заряда в таком полупроводнике являются электроны в зоне проводимости, а сами полупроводники называются полупроводниками n-типа. В полупроводниках с акцепторной примесью наиболее вероятным является переход электронов из валентной зоны на акцепторные уровни. В результате в валентной зоне появляется много дырок (а в зоне проводимости электронов очень мало), которые и являются здесь основными носителями заряда. Такие полупроводники называются полупроводниками p-типа. 3. Методы создания инверсной заселенности в полупроводниках   Все сказанное ранее относилось к полупроводнику, в котором носители находились в состоянии теплового равновесия. Например, в рассуждениях о появлении в идеальном полупроводнике тока (или проводимости) при температуре выше абсолютного нуля основную роль играло появление электронов в зоне проводимости за счет теплового движения, т. е. по существу за счет установления теплового равновесия между зонами. Для создания лазеров полупроводники в состоянии теплового равновесия непригодны. В полупроводнике необходимо создать такие условия, чтобы носители в нем находились в неравновесном состоянии. Существует несколько методов создания инверсной заселенности состояний в полупроводниках: 1) метод инжекции неравновесных носителей через p-n-переход вырожденных полупроводников; 2) оптическое возбуждение (когерентное и некогерентное); 3) возбуждение пучком быстрых электронов; 4) возбуждение однородных полупроводников импульсами электрического поля (лавинная ионизация). Основным механизмом генерации в полупроводниках является индуцированная излучательная рекомбинация электронно-дырочных пар. В частности, в инжекционных лазерах используется рекомбинационное излучение, возникающее при инжекции носителей в прямом направлении через p-n-переход. Рассмотрим процесс излучательной рекомбинации в полупроводнике с неравновесной концентрацией носителей. Вообще говоря, энергия, освобождающаяся при рекомбинации, реализуется в виде одного из трех основных процессов: рождения фотона (излучательная рекомбинация), нагревания решетки (образование фононов), увеличения кинетической энергии свободных носителей (рекомбинация Оже). Лазерное излучение связано с первым из этих процессов, т. е. с излучательной рекомбинацией. Обратимся снова к рис. 1. Излучательная рекомбинация в полупроводнике может происходить в результате межзонных переходов (стрелка 1) и переходов из зоны на примесный уровень (стрелки 2). На рисунке показана рекомбинация через акцепторный уровень. При этом электрон совершает излучательный переход на акцепторный уровень, а затем рекомбинирует с дыркой в валентной зоне. Кроме того, рекомбинация может идти через донорный уровень, когда электрон из зоны проводимости переходит на донорный уровень, а оттуда совершает переход в валентную зону. Наконец, излучательная рекомбинация может идти через оба примесных уровня (стрелки 3). 4. Условие создания инверсной заселенности   Наличие спонтанной излучательной рекомбинации свидетельствует о возможности создания лазера. Для того чтобы в спектре излучения спонтанной рекомбинации возникло усиление, вынужденное испускание фотонов должно преобладать над их поглощением. Необходимым условием для этого является наличие инверсии населенностей. В полупроводниковых лазерах, следовательно, должна существовать инверсия на переходах излучательной рекомбинации. Рассмотрим условия получения такой инверсии. Анализ условий получения инверсии требует знания уровней энергии, сечений их возбуждения, времен релаксации и т. д. При общем рассмотрении такого широкого класса лазерных активных сред, какими являются полупроводники, этот путь нерационален, даже если и возможен. К счастью, достаточно общие термодинамические соображения, учитывающие вместе с тем специфику статистики электронов в полупроводниках, могут дать общие условия инверсии в этих материалах. Независимо от конкретного механизма излучательной рекомбинации возникающие при этом фотоны подчиняются общим законам теории излучения. Скорость заполнения фотонами частоты w некоторой радиационной моды объема V составляет dNw/dt = (A + B Nw)/V, (1)   – число фотонов, имеющихся в моде. Первый член в (1) обусловлен спонтанным испусканием, второй соответствует разности скоростей вынужденного испускания и поглощения фотонов. В рассматриваемом случае излучательной рекомбинации в каждом акте испускания фотона одна электронно-дырочная пара исчезает, а в каждом акте поглощения одна такая пара возникает. Связь коэффициентов спонтанного А и вынужденного В испусканий можно найти из термодинамических соображений. При температуре Т в соответствии со статистикой Бозе – Эйнштейна равновесное число заполнения моды (для двух поляризаций) составляет   , (2)   При равновесии, следовательно, в силу (1) имеем   , (3) Дальнейший анализ требует учета специфики полупроводников. Выделим в спектре электронных состояний два уровня с энергиями Е2 > Е1. Скорость излучательной рекомбинации на переходе Е2 ® Е1 пропорциональна произведению концентраций электронов на уровне Е2 и дырок на уровне Е1. Электроны, как известно, подчиняются статистике Ферми – Дирака. Вероятность того, что электрон находится в состоянии с энергией Е, задается распределением Ферми:   , (4)   где m – энергия (уровень Ферми). Вероятность найти на уровне энергии Е дырку равна вероятности того, что этот уровень не занят электроном и составляет, следовательно,   . (5)   Тогда скорость спонтанной рекомбинации, пропорциональная числу электронов на уровне Е2 и числу дырок на уровне Е1, может быть представлена в виде   , (6)   где А0 – коэффициент пропорциональности. Аналогично величина В, определяющая в (1) разность скоростей вынужденного излучения и поглощения, составляет   , (7)   где В1 и В2 – коэффициенты пропорциональности. Подставляя эти выражения для А и В в (3) и учитывая равновесные распределения (2) и (4), получаем уравнение   . (8)   По предположению фотоны с энергией возникают в результате прямозонной излучательной рекомбинации, происходящей между уровнями Е2 и Е1; значит, = Е2 – Е1. Тогда уравнение (8) всегда удовлетворяется, если В2 = В1 = А0 / 2. Это означает, что   . (9)   Следовательно, разность между скоростями вынужденного испускания фотонов на переходе зона – зона при излучательной рекомбинации и поглощения фотонов на том же переходе положительна при условии f(E2) > f(E1), (10)   если f(E) – распределение Ферми (4), представленное на рис. 2, то для пары уровней Е2 > Е1 при термодинамическом равновесии это условие не выполняется.   Рис. 2. Распределение Ферми (m – уровень Ферми) Вспомним теперь, что уровни Е2 и Е1 разделены запрещенной зоной и находятся соответственно в зоне проводимости и в валентной зоне. Неравновесные носители, т. е. неравновесные электроны в зоне проводимости и дырки в валентной зоне, создаваемые каким-то источником накачки, обладают конечными временами жизни в зонах. На протяжении этого времени термодинамическое равновесие не соблюдается, и, следовательно, единого уровня Ферми для всей системы в целом не существует. Однако если в электронном и дырочном газах в отдельности за время, меньшее времени жизни носителей в зонах, устанавливается свое квазиравновесное состояние фермиевского типа, но с одной и той же температурой для всей системы, а равновесие между этими газами отсутствует, то можно ввести так называемые квазиуровни Ферми отдельно для электронов в зоне проводимости mn и дырок в валентной зоне mp. Допустимость введения отдельных квазиравновесных функций распределения для дырок и электронов в валентной зоне и в зоне проводимости соответственно априорно не очевидна. Она оправдывается тем, что по крайней мере в нескольких полупроводниках время термализации электронов в пределах зоны (0.1 пс) на три – четыре порядка меньше характерного времени межзонной термализации (1–10 нс). Вернемся к условию инверсии (10). Представив в соответствии с проведенным выше обсуждением f(E2) и f(E1) в виде   , (11)   где mn – квазиуровень Ферми для электронов, а mр – для дырок, из неравенства (10) легко получить эквивалентное ему, но более наглядное условие: Fn – Fp > E2 – E1. (12)   Так как минимальное значение Е2 – Е1 равно ширине запрещенной зоны Eg, условие инверсии приобретает простой вид: mn – mp > Eg. (13)   Следовательно, накачка, создающая неравновесность, должна быть достаточно сильной для того, чтобы квазиуровни Ферми оказались внутри соответствующих разрешенных зон энергии. Это означает, что электронный и дырочный газы вырождены, при этом все уровни в валентной зоне с энергией Е1 > mр практически полностью не заселены, а все уровни в зоне проводимости с энергией Е2 < mn практически полностью заселены электронами. Тогда фотоны, энергия которых лежит в интервале   , (14)   не могут вызвать переходы валентная зона – зона проводимости и поэтому не поглощаются. Обратные переходы зона проводимости – валентная зона возможны. Вынужденная излучательная рекомбинация на этих переходах как раз и создает лазерное излучение. Неравенства (14) определяют ширину полосы соответствующего усиления. 5. Излучение p-n-перехода   Наиболее распространенным способом создания инверсной населенности является возбуждение полупроводников постоянным током, осуществляющим инжекцию электронов и дырок в область p–n-перехода полупроводникового диода. Создаваемые таким образом так называемые инжекционные (или диодные) полупроводниковые лазеры получили наибольшее распространение в силу своей простоты, надежности и высокого кпд. Самый простой полупроводниковый лазер – полупроводниковый лазерный диод – состоит из соединенных вместе веществ n- и p-типа. Диаграммы энергетических уровней для полупроводников n- и p-типа показаны на рис. 3. Статистическое распределение носителей описывается функциями Ферми:   , (15) , (16)   где mn и mp – квазиуровни Ферми; Eg – ширина запрещенной зоны. (Равновесное распределение поддерживается в результате взаимодействия носителей с кристаллической решеткой. Если, например, в определённый момент времени некоторые носители получат дополнительную внешнюю энергию и число носителей с большей энергией станет превышать норму, то через короткое время (10 - 11 – 10 - 13 с) статистическое распределение восстановится.) У вырожденных полупроводников квазиуровни Ферми находятся внутри зон. Если n- и р-типы полупроводника привести в контакт, то произойдет встречная диффузия и рекомбинация электронов из n-области и дырок из p-области1 до наступления равновесия, когда квазиуровни Ферми совместятся: mn = mp = Ef (рис. 3, а). При этом возле границы электронно-дырочного перехода в n- области останется связанный положительный объемный заряд ионизированных доноров, а в p- области в результате отхода дырок останется отрицательный объемный заряд ионизированных акцепторов. Эти пространственные заряды образуют двойной электрический слой (запорный слой), электрическое поле которого препятствует дальнейшей диффузии и рекомбинации электронов и дырок. Устанавливается равновесие. Падение напряжения на границах p- и n- областей называется потенциальным барьером p-n-перехода. Потенциальный барьер не дает электронам проникнуть в p-область.   Рис. 3. Энергетическая диаграмма вырожденного p–n-перехода: а – внешнее напряжение отсутствует; б – внешнее напряжение приложено в прямом направлении   Если к образцу приложить внешнее напряжение в прямом направлении, т. е. напряжение, создающее поле, противоположное направлению контактного поля, то потенциальный барьер уменьшится. При достаточно большой величине приложенного внешнего напряжения энергетическая диаграмма вырожденного p–n-перехода принимает вид, показанный на рис. 3, б Теперь электронный квазиуровень Ферми в n-области лежит выше дна зоны проводимости в p-области. Поэтому электроны из n-области могут переходить в зону проводимости р-области, т.е. происходит инжекция электронов в р-область. Затем инжектированные электроны рекомбинируют с дырками в валентной зоне с излучением фотонов с энергией, примерно равной ширине запрещенной зоны. Естественно, может происходить и переход дырок из р-области через p–n-переход в n-область. Тогда рекомбинация происходит в n–области p–n-перехода. Излучение называется рекомбинационным свечением. Если мы достигли достаточной инверсной населенности в области перехода (электронов в зоне проводимости больше, чем дырок в валентной зоне), то рекомбинация может быть стимулированной и возможна генерация. В случае нестимулированного излучения устройство называется светодиодом. Светодиоды (СД) используются в индикаторах и дисплеях вместо газоразрядных индикаторных трубок и других высоковольтных индикаторных элементов, так как они рассчитаны на низкое напряжение и очень экономичны. Излучение самых доступных для промышленного производства светодиодов лежит в красном и оранжевом участках спектра. Большинство полупроводниковых лазеров излучают в инфракрасной области. Длина волны перехода определяется шириной запрещенной зоны. Потенциальная энергия, необходимая для забрасывания электрона с верхнего уровня валентной зоны (так называемый потолок валентной зоны) на нижний уровень зоны проводимости (дно зоны проводимости), должна быть равна энергии фотона, излучаемого при рекомбинации. Если Vg – электрический потенциал, необходимый для возбуждения электрона в зону проводимости, а e – заряд электрона, то соответствующая потенциальная энергия равна eVg. Следовательно, имеем   E = hn = eVg. (17)   Длина волны рекомбинационного свечения   lрек = с/n = hc/eVg. (18)   Если подставить в это выражение численные значения величин (выразив для удобства константу h в электронвольтах в секунду; h = 4.14 × 10–15 эВ × с), то для лазера с длиной волны излучения 890 нм получим напряжение для преодоления запрещенной зоны, равное 1.4 В. При сравнительно низких напряжениях на p–n-переходе и, следовательно, небольших значениях тока через переход число инжектируемых носителей, а также число рождаемых в результате излучательной рекомбинации фотонов невелико. На выходе образца наблюдается излучение широкой (порядка kT) линии люминесценции, причем излучение имеет слабую направленность. 8. Полупроводниковые лазеры   Если выполнить необходимые для получения генерации условия, светодиод может начать генерировать когерентное оптическое излучение. Активная среда уже имеется – это область перехода, поэтому следует просто увеличить ток, чтобы создать инверсную заселенность, и добавить зеркала для обеспечения обратной связи. Одним из факторов, упрощающих лазерные диоды по сравнению с другими лазерами, является отсутствие внешних зеркал. Полупроводниковый кристалл скалывают вдоль естественных кристаллических плоскостей и обеспечивают, таким образом, параллельность отражающих плоскостей. Дальнейшей обработки и полировки этих плоскостей уже не требуется. Из-за разности показателей преломления на границе кристалл – воздух получается достаточно высокий коэффициент отражения. Как правило, полупроводниковые лазеры, работающие при комнатной температуре, являются импульсными. Чтобы использовать преимущества быстрого времени возбуждения, возможного в полупроводниковых лазерах, нужно применять специально сконструированные импульсные схемы. Они похожи на электрические схемы питания и поджига импульсных ламп твердотельных лазеров, поскольку энергия лазерного импульса обеспечивается разрядом конденсатора. Между импульсами источник питания заряжает конденсатор через цепь заряда, которая может состоять из единственного сопротивления. Во время зарядного цикла разряд конденсатора предотвращается с помощью кремниевого управляемого диода – твердотельного полупроводникового переключателя с тремя выходами, который проводит ток только при подаче запускового импульса на управляющий электрод. Во включенном состоянии управляемый диод проводит ток до тех пор, пока конденсатор не разрядится. Импульсы тока, создаваемого в такой цепи, могут быть порядка 50 А, длительность импульса 100 нс, при этом мощность лазера достигает приблизительно 10 Вт.   Рис. 4. Спектр излучения полупроводникового лазера и светодиода, работающего на уровне ниже порогового Процесс установления генерации в светодиоде происходит не так эффектно, как в газовом лазере. При увеличении тока в светодиоде до порогового значения резко возрастает интенсивность направленного излучения, уменьшается угол расходимости пучка и ширина спектра излучения (рис. 4). Пороговый ток срабатывания лазера сильно зависит от температуры диода. При переходе от комнатной температуры (~300 К) к температуре жидкого азота (~77 К) пороговый ток уменьшается более чем на порядок. За счет охлаждения увеличивают эффективность излучения лазерного диода на GaAs более чем в 7 раз по сравнению с эффективностью при комнатной температуре и получают более высокую среднюю мощность, так как коэффициент заполнения импульса (доля времени, в течение которого лазер излучает) может вырасти в 40 раз. С охлаждением связано и увеличение ширины запрещенной зоны, что приводит к сдвигу линии излучения с 900 до 850 нм – в область, где детекторы чувствительней. В каждом конкретном случае для определения режима работы диода (с охлаждением или без него) нужно взвесить все выгоды, получаемые от увеличения мощности и эффективности при охлаждении, и затраты на систему охлаждения и ее эксплуатацию. Все излучение сосредоточено в узкой области перехода, поэтому из-за малых размеров пучка дифракция приводит к большой расходимости луча. Свет с длиной волны l, пройдя через щель шириной а, дифрагирует на угол q, такой, что sin q = 0.15 или q = 8.6°. Такая угловая расходимость очень велика по сравнению с расходимостью лазеров других типов. Веерный пучок характерен для всех полупроводниковых лазеров и является препятствием для широкого их применения. Конструкция простого полупроводникового лазера показана на рис. 5. Излучение ограничено областью перехода. Небольшая ширина области перехода приводит к значительной расходимости луча q.   Рис. 5. Устройство полупроводникового лазера.   Лазеры изготавливают, наращивая полупроводниковую пленку n–типа на подложку p+-типа, или наоборот – пленку р+ на подложку n-типа (p+ означает сильнолегированный полупроводник р-типа, который обеспечивает хороший омический контакт). Во время наращивания или после него необходима термическая обработка для того, чтобы некоторая доля примеси р-типа диффундировала в область n-типа и образовалась слаболегированная р-область. В результате получается структура р+–р–n-типа. Электроны инжектируются из n- в р- область, где они рекомбинируют с дырками и излучают свет. Полупроводниковые лазеры, изготовленные из полупроводника одного сорта, например GaAs, называются гомолазерами. Гомолазеры имеют некоторые недостатки по сравнению с гетеролазерами, которые изготавливают из различных веществ. И в тех, и в других лазерах для эффективного возбуждения стимулированного излучения инжекция электронов и излучение света должны ограничиваться областью перехода. В гомолазерах ограничение излучения областью перехода является следствием наличия в ней свободных электронов и дырок. Они увеличивают показатель преломления, в результате чего генерируемое излучение испытывает полное внутренне отражение и не выходит из области перехода. Хотя такой механизм удержания излучения работает достаточно хорошо и обеспечивает возможность генерации в гомолазере, для этого требуется более высокая пороговая плотность тока, а эффективность получается низкая. Какая-то доля света выходит из области перехода, и количество света, участвующего в создании стимулированного излучения, уменьшается. Электроны, прежде чем они рекомбинируют, проходят в р-области различные расстояния. Существенно более высокой эффективности генерации и низкой плотности тока достигают, если для образования перехода используют два полупроводника. Такие два вещества, как арсенид галлия и он же с примесью алюминия (GaAlAs), имеют различные показатели преломления и ширину запрещенной зоны. Скачок показателя преломления заставляет генерируемый свет опять отражаться в область перехода, приводя к высокой эффективности генерации. Разница в размерах ширины запрещенной зоны удерживает носители в области перехода, и поэтому уменьшается пороговая плотность тока. Существуют гетеролазеры двух основных типов: с двусторонней и односторонней гетероструктурой. Односторонние гетероструктуры получают путем наращивания пленки р+-типа соединения AlxGa1–xAs (0 < x < 1) на подложку n-типа из GaAs. Двойные гетероструктуры состоят из трех компонент: р-область из GaAs находится между р+- и n-областями из AlxGa1–xAs. Эту трехкомпонентную структуру часто крепят на подложке из GaAs с электронной проводимостью, а сверху помещают для обеспечения электрического контакта образец из GaAs с дырочной проводимостью. Работа такого двойного гетероперехода показана на рис. 6, на котором изображена полосковая структура перехода, составленного из n-области AlxGa1–xAs и р-области GaAs, а также перехода из р-области GaAs и р+-области AlxGa1–xAs.     Рис. 6. Схема энергетических зон лазера с двойным гетеропереходом. n–p–гетеропереход слева создает барьер, препятствующий перемещению дырок в n–область. р–р+–гетеропереход справа препятствует инжекции электронов в р+–область. Оба перехода, тем не менее, позволяют легко проходить другим носителям заряда в область перехода.   В р–р+-гетеропереходе увеличение ширины запрещенной зоны в AlxGa1–xAs по сравнению с шириной запрещенной зоны в GaAs создает потенциальный барьер, который отражает инжектируемые электроны; n–p-гетеропереход мешает дыркам переходить в область n–типа, что в свою очередь, не позволяет электронам инжектироваться в область перехода. Эта структура делает эффективную ширину перехода больше и ограничивает рекомбинационное излучение областью перехода. Пороговая плотность тока в двусторонних гетероструктурах уменьшается приблизительно до 2000 А/см2, в то время как в односторонних гетероструктурах она равна 8000 А/см2, а в гомолазерах 40000 А/см2. Благодаря строгому ограничению зоны излучения только активной областью, с уменьшением пороговой плотности тока связано увеличение эффективности мощности. Некоторые выпускаемые промышленностью лазеры на гетероструктурах работают в непрерывном режиме при комнатной температуре и могут иметь мощность излучения 5 мВт на длине волны 820 нм при пороговом токе менее 300 мА. 7. Конструкция и характеристики инжекционного лазера ЛПИ-102     Рис. 7. Электрическая схема лазера     В данной работе изучается лазер ЛПИ-102 – полупроводниковый инжекционный многомодовый лазер импульсного режима работы. Конструктивно лазер представляет собой герметичный металлостеклянный корпус, в котором размещены лазерный диод Д2, два динистора Э1 и Э2, два накопительных конденсатора С1 и С2 и зарядный диод Д1. Диод на основе GaAs2 (Д2) служит источником оптического излучения при прохождении через него импульсного тока определенной амплитуды. Динисторы Э1 и Э2 на основе GaAs выполняют роль ключа, переходя под действием запускающего импульса из закрытого состояния с большим сопротивлением в открытое состояние с малым сопротивлением. Электрическая принципиальная схема лазера представлена на рис. 7. При подаче напряжения питания и запускающего импульса на лазер разрядный ток конденсаторов С1 и С2, проходя через лазерный диод Д2, вызывает оптическое излучение. Основные характеристики лазера: длина волны генерации – г = (800 - 950) нм, ширина линии генерации – не более 10 нм. Предельно допустимые режимы эксплуатации: Uпит = (19.5 20.5) В, Uзап = (10 21.5) В, зап = (2 6)10 7 с, зап = 1 7 103 Гц. Внимание! При работе с лазером категорически запрещается: изменять полярность питающего напряжения, наблюдать излучение незащищенным глазом. 8. Экспериментальные задания и ход работы   1. Получить импульсы генерации лазера на осциллографе. Определить по осциллограмме период следования импульсов и длительность импульса по уровню 0.5.   Рис. 8. Схема установки для определения угла расходимости лазерного излучения 2. Определить угол расходимости лазерного излучения. Для этого необходимо снять зависимость амплитуды сигнала ИЛД-2М от координаты х (характеристические кривые) при разных положениях ИЛД-2М (0, 1, 2, 3), расстояние между которыми 5 мм. Дальнейшее же нахождение угла расходимости связано с определением тангенса угла наклона прямых, проходящих через точки характеристических кривых, соответствующие U = 0.5 отн. ед.   Рис. 9. Построение диаграммы направленности 3. Отключить блок питания лазера. 4. а). Калибровка ИЛД-2М. На измерительном приборе переключить кнопку "изм/поиск" в положение "поиск". Нажать кнопку "калибр Дж/Вт" и, удерживая ее, потенциометром вывести стрелку прибора на красную риску. Нажать кнопку "сброс". Перевести кнопку "изм/поиск" в положение "изм". б). Компенсация фона. Нажать кнопку "Вт" на блоке преобразования и регистрации (БПР) и на измерительной головке (ИГ). Потенциометрами для канала А "грубо" и "плавно" на ИГ вывести стрелку БПР в "0". На БПР и на ИГ нажать кнопку "Дж". в). Диапазон длительностей измеряемого импульса на БПР и ИГ должен быть в положении "10–8...10–6 с". Предел измерений для канала А на БПР – "3 × 10–8 Дж". г). Если требуется, нажать кнопку "сброс Дж/Вт" на БПР для того, чтобы вернуть стрелку в начало шкалы прибора. д). Включить блок питания лазера, снять отсчет энергии при разных положениях кнопки "мгн/макс". 9. Содержание отчета   Отчет по работе должен содержать следующие пункты: цель работы, описание экспериментальной установки, экспериментальные результаты (осциллограммы импульсов, рассчитанные значения периода следования и длительности импульсов, угла расхождения, измеренные значения энергии), выводы.   10. Контрольные вопросы  
  1. Перечислите достоинства и недостатки полупроводниковых лазеров.
  2. Энергетический спектр идеального полупроводникового кристалла.
  3. Методы создания инверсной заселённости в полупроводниках.
  4. Излучательная рекомбинация.
  5. Энергетическая диаграмма вырожденного p-n перехода.
  6. Чем определяется длина волны перехода?
  7. Чем определяется вид спектра полупроводникового лазера и светодиода, работающего на уровне ниже порогового.
  8. Устройство полупроводникового лазера.
  11. Список литературы   1. Довгий Я. О. Оптические квантовые генераторы. Киев: Высшая школа, 1977. 2. Ярив А. Квантовая электроника и нелинейная оптика. М.: Советское радио, 1973. 3. Базаров В. К. Полупроводниковые лазеры и их применение. М.: Энергия, 1969. 4. Зи С. М. Физика полупроводниковых приборов. М.: Энергия, 1973. 5. Технические описания приборов. Лабораторная работа 3 ГЕЛИЙ-НЕОНОВЫЙ ЛАЗЕР   Цель работы 1. Ознакомиться с принципом действия и конструкцией гелий-неонового лазера. 2. Исследовать зависимость структуры поля излучения гелий-неонового лазера с полуконфокальным резонатором от юстировки резонатора. Осуществить простейшую селекцию поперечных мод. 3. Исследовать связь между модовой структурой и углом расхождения лазерного луча. 4. Измерить угол расхождения и диаметр луча гелий-неонового лазера при генерации на разных поперечных модах. Экспериментальные результаты сопоставить с теоретическими. Приборы и оборудование 1. Гелий-неоновый лазер типа ЛГ-36А с блоком питания. 2. Набор светофильтров или ослабителей. 3. Линза (F = 75 мм). 4. Линейка. 5. Штангенциркуль. 1. Введение   Газовые лазеры чаще всего используются в лазерной технологии. Семейство газовых лазеров включает как мощные технологические системы на двуокиси углерода, так и He–Ne-лазеры малой мощности. Они могут работать в непрерывном и импульсном режимах; их рабочие частоты занимают диапазон от ультрафиолетовой до инфракрасной области спектра. В зависимости от природы активной среды можно разделить газовые

Date: 2015-05-18; view: 609; Нарушение авторских прав; Помощь в написании работы --> СЮДА...



mydocx.ru - 2015-2024 year. (0.009 sec.) Все материалы представленные на сайте исключительно с целью ознакомления читателями и не преследуют коммерческих целей или нарушение авторских прав - Пожаловаться на публикацию