9. Лазеры

Лазером называют генератор электромагнитного излучения оптического диапазона, основанный на использовании вынужденного излучения. В лазерах используется вещество, в котором в процессе накачки может быть создана активная лазерная среда, обладающая способностью усиления электромагнитного излучения на частоте квантового перехода. В зависимости от агрегатного состояния лазерного вещества различают газовые, твердотельные, полупрозрачные и жидкостные. Система накачки лазера должна обеспечивать передачу энергии от внешних источников питания к активному веществу для создания инверсии населенностей уровней. Положительная обратная связь в лазере создаётся с помощью оптического резонатора 1.

Полупроводниковые лазеры отличаются от газовых и твердотельных тем, что излучающие переходы происходят в полупроводниковом материале не между дискретными энергетическими состояниями электрона, а между парой широких энергетических зон. Поэтому переход электрона из зоны проводимости в валентную зону с последующей рекомбинацией приводит к излучению, лежащему в относительно широком спектральном интервале и составляющему несколько десятков нанометров, что намного шире полосы излучения газовых или твердотельных лазеров.

9.1. Создание инверсной населенности в полупроводниках

Рассмотрим собственный полупроводник. В условиях термодинамического равновесия валентная зона полупроводника полностью заполнена электронами, а зона проводимости пуста. Предположим, что на полупроводник падает поток квантов электромагнитного излучения, энергия которых превышает ширину запрещенной зоны hv>Eg. Падающее излучение поглощается в веществе, так как образуются электронно-дырочные пары. Одновременно с процессом образования электронно-дырочных пар протекает процесс их рекомбинации, сопровождающийся образованием кванта электромагнитного излучения. Согласно правилу Стокса - Люммля энергия излученного кванта меньше по сравнению с энергией генерирующего кванта. Разница между этими энергиями преобразуется в энергию колебательного движения атомов кристаллической решетки. В условиях термодинамического равновесия вероятность перехода с поглощением фотона (валентная зона - зона проводимости) равна вероятности излучательного перехода (зона проводимости - валентная зона).

Предположим, что в результате какого-то внешнего воздействия полупроводник выведен из состояния термодинамического равновесия, причем в нем созданы одновременно высокие концентрации электронов в зоне проводимости и дырок в валентной зоне. Электроны переходят в состояние с некоторой энергией Fn вблизи потолка валентной зоны. Рассматриваемая ситуация иллюстрируется диаграммами, приведенными на рис. 9.1. Так как все состояния вблизи дна зоны проводимости заполнены электронами, а все состояния с энергиями вблизи потолка валентной зоны заполнены дырками, то переходы с поглощением фотонов, сопровождающиеся увеличением энергии электронов становятся невозможными. Единственно возможными переходами электронов в полупроводнике в рассматриваемых условиях являются переходы зона проводимости - валентная зона, сопровождающиеся рекомбинацией электронно-дырочных пар и испусканием электромагнитного излучения. В полупроводнике создаются условия, при которых происходит усиление электромагнитной волны. Иными словами, коэффициент поглощения получается отрицательным, а рассматриваемая ситуация отвечает состоянию с инверсной плотностью населенности.

Рис. 9.1

Поток квантов излучения, энергия которых находится в пределах от hv=Ec-Ev до hv=Fn-Fp, распространяется через возбужденный полупроводник беспрепятственно.

Для реализации процесса излучательной рекомбинации необходимо выполнить два условия. Во-первых, электрон и дырка должны локализоваться в одной и той же точке координатного пространства. Во-вторых, электрон и дырка должны иметь одинаковые по значению и противоположно направленные скорости. Иными словами, электрон и дырка должны быть локализованы в одной и той же точке k-пространства. Так как импульс образующегося в результате рекомбинации электронно-дырочной пары фотона значительно меньше по сравнению с квазиимпульсими электрона и дырки, то для выполнения закона сохранения квазиимпульса требуется обеспечить равенство квазиимпульсов электрона и дырки, участвующих в акте излучательной рекомбинации.

Оптическим переходам с сохранением квазиимпульса соответствуют вертикальные в k-пространстве (прямые) переходы. Сохранение квазиимпульса в процессе излучательного перехода может рассматриваться как квантомеханическое правило отбора (в том случае, когда в акте излучательной рекомбинации не принимают участие третьи частицы, например, фононы или атомы примесей). Невертикальные в k-пространстве (непрямые) переходы имеют значительно меньшую вероятность по сравнению с прямыми переходами, так как в этом случая требуется сбалансировать некоторый разностный квазиимпульс dk (рис. 9.2).

Таким образом, для получения излучательной рекомбинации необходим прямозонный полупроводник, например, GaAs. Вообще, придерживаясь строгой теории можно доказать, что инверсная населенность возможна лишь при условии Ec-Eg<Fn-Fp.

Широко используемыми на практике способами создания инверсной населенности являются: 1) возбуждение за счет инжекции неосновных носителей через p-n - переход; 2) возбуждение электронным лучом; 3) возбуждение в сильном электрическом поле.

Рис. 9.2

9.2. Лазеры на гетеропереходах

Наиболее легко и эффективно инверсия населенности достигается в p-n-переходах за счет инжекции электронов.

Известно, что в сильнолегированных (вырожденных) полупроводниках, когда одному и тому же значению энергии соответствуют различные электронные или дырочные состояния, в p- и n-областях уровни Ферми находятся в пределах разрешенных зон и при тепловом равновесии эти уровни для электронов и дырок совпадают (рис. 9.3, а).

Рис. 9.3,а

В области p—n-перехода образуется потенциальный барьер, не позволяющий переходить основным носителям из зоны в зону. Если же к переходу приложить напряжение U в прямом направлении, то потенциальный барьер в области p—n-перехода уменьшается на значение энергии, соответствующей этому напряжению. Как правило, это напряжение оказывается приложенным к переходу, вследствие чего равновесие носителей тока нарушается. Если при тепловом равновесии распределение электронов и дырок можно было описать с помощью квазиуровня Ферми, то при наличии приложенного электрического поля заполнение состояний нужно рассматривать отдельно для зоны проводимости и отдельно для валентной зоны. При включении прямого смещения возникает диффузионный поток электронов через p—n-переход, который стремится поднять квазиуровень Ферми Fn для электронов в p—n-области до его уровня в n-области. Инжектированные электроны после диффундирования на небольшое расстояние, определяемое диффузионной длинной, рекомбинируют с дырками; в результате возникает стационарное состояние, при котором скорость рекомбинации электронов в точности сбалансирована скоростью их инжекции. Совершенно аналогичны рассуждения и для дырок в валентной зоне. При наличии стационарного состояния положение квазиуровней Ферми для двух типов носителей в области перехода меняется (рис. 9.3, б).

Рис. 9.3,б

Основные носители вытягиваются из контакта, чтобы обеспечить условие нейтральности. В настоящее время лазерные диоды в основном изготовляют из GaAs или Ga1-xAlxAs. Структура лазерного диода на p—n-переходе представлена на Обычно p—n-переход формируется путем эпитоксиального выращивания слоя p-типа на подложке n-типа. Электрический ток является источником энергии накачки, необходимой для создания инверсии населенности в активной зоне, примыкающей к p—n-переходу. Две параллельные торцевые поверхности изготавливаются путем скола по кристаллографической оси для работы в качестве зеркал резонатора и создания положительной оптической обратной связи, необходимой для генерации излучения. В силу большого показателя преломления полупроводникового материала коэффициент отражения от граней составляет 30—35%. Боковые грани лазерного кристалла имеют неровности, для того чтобы подавить поперечное нежелательное распространение света.

К основным параметрам лазерного диода относятся спектр частот излучения (оптические моды), пороговый ток, выходная мощность излучения и эффективность работы. Когда ток проходит через лазерный диод , то свет генерируется за счет инверсии населенности посредством спонтанного и стимулированного излучений. Вследствие отражения от торцов свет многократно проходит через активную область и преимущественно усиливается стимулированным излучением. Внутри лазерного диода устанавливается стоячая волна с целым числом полуволн между торцевыми поверхностями. Модовое число m задается числом полуволн

m = 2Ln/Lw ,

где L — расстояние между торцами; n — показатель преломления; Lw —длинна волны излучения в вакууме. Модовое разделение можно установить, взяв производную dm/dLw . Тогда

dm/dLw=-2Ln/ Lw2+(2L/ Lw)(dn/ dLw).

При dm=-1, что соответствует потере одной полуволны в резонаторе, получим выражение для модового разделения:

dLw= dLw2/{2L[n- Lw(dn/ dLw)]}.

Спектр излучения лазерного диода показан на рис. 8.4. Обычно существует несколько продольных мод, имеющих длины волн вблизи пика спонтанной эмиссии.

 

Рис. 9.4

Модовое разделение для полупроводникового лазера на основе GaAs составляет dLw = 0.3 нм. Для того чтобы лазер работал в одномодовом режиме, необходимо каким-либо способом подавить нежелательные боковые моды, оставив основную центральную.

Лазерный диод не сразу начинает излучать при приложении к нему напряжения от внешнего источника. При малом токе имеет место спонтанное излучение (рис. 9.4) с шириной спектра излучения в несколько сот микрометра. По мере нарастания тока накачки в области p—n-перехода создается высокая степень инверсии населенности и излучается больше света. Отдельные фотоны многократно проходят строго в плоскости p—n-перехода и перпендикулярно к торцам диода усиливаются. С возрастанием тока накачки испускаемое диодом излучение существенно сужается одновременно по ширине спектра и по пространственной расходимости. Когда возникает индуцированное излучение, интенсивность излучения увеличивается за счет образования большого количества электронно-дырочных пар в единицу времени. Спонтанное излучение подавляется вследствие того, что образовавшиеся первоначально фотоны повторяют себя при прохождении через активную область. Излучение лазерного диода, полученное при плотностях тока выше порогового, являются когерентными. При этом форма кривой спектрального распределения резко изменяется от широкой кривой распределения спонтанной эмиссии 1 к кривой с несколькими узкими модами 2 (рис. 9.5).


Рис. 9.5

Значение порогового тока в зависимости от природы материала и геометрических параметров можно получить из следующих рассуждений. Пусть в области p—n-перехода существует светоизлучающий слой толщины D, который больше толщины d слоя с инверсной населенностью. Тогда можно предположить, что из всех существующих электронно-дырочных пар только часть d/D остается в активной области и может участвовать в индуцированном излучении.

Положим, что световая волна распространяется в кристалле и на каждую торцевую поверхность падает световой поток мощностью Ps , а коэффициент отражении от торца p. При наличии лазерного излучения произведение pPs экспоненциально увеличивается в зависимости от длины активной зоны L. Существующие потери световой волны значительно перекрываются лазерным усилением за счет индуцированного излучения. Каждый торец диода излучает свет мощностью Pвых/2=(1-p)Ps.. Если µ [см-1[см-1] — коэффициент потерь для волны при ее распространении в кристалле, а H [см-1] — коэффициент усиления, то мощность в зависимости от пройденного волной расстояния вдоль активной области будет

P=pPsexp[H(d/D)-µ]z.

Усиление волны происходит только в области с инверсной населенностью, поэтому величину Н необходимо умножить на d/D, в то время как потери имеют место по всему объему и поэтому коэффициент µ не имеет такого множителя. Тогда при прохождении кристалла длинной L будем иметь:

P=pPsexp[H(d/D)-µ]L;

ln(1/p)=[H(d/d)-µ]L.

Таким образом, условие лазерного излучения имеет вид

H(d/D)=µ+(1/L) ln(1/p). (9.1)

Коэффициент усиления H связан с плотностью инжектированного тока. Выражение для величины Н будет

H=gLw2 I/(8en2dV), (9.2)

где для GaAs при комнатной температуре квантовая эффективность g=0.7, длина волны излучения в вакууме Lw=9.0·10-6 см, показатель преломления n=3.34 при Lw; V — ширина полосы спонтанного излучения, V=1.5·1013 c-1; e — заряд электрона; d —толщина активной области, d=10-4 см; I — плотность инжектируемого тока.

Выражение (9.2) справедливо для допорогового тока. Подставляя (9.2) в (9.1), поучим

(gLw2I)/(8en2VD)=µ+(1/L) ln(1/p). (9.3)

Левая часть в выражении (9.3) описывает усиление волны за один проход, а правая часть — потери. Из (9.3) нейдем значение порогового тока, достаточное для покрытия потерь:

I=(8en2VD)/(gLw2I)(µ+(1/L) ln(1/p)). (9.4)

Слагаемое (1/L) ln(1/p) определяет потери на излучение. Коэффициент отражения может быть выражен через коэффициент пропускания T=1-p, и тогда разложение ln[1/(1-T)] в ряд имеет вид

(1/L) ln(1/p)=(1/L) ln[1/(1-T)]=(1/L) [T-(T2/2)+ (T3/3)- (T4/4)+...].

Пренебрегая членами высокого порядка по Т, найдем

(1/L) ln(1/p)=T/L.

Тогда выражение (9.4) представим в виде

I=(8en2VD)/(gLw2I)(µ+T/L). (9.5)

Формула (9.5) справедлива для приближенных расчетов. Из формулы (9.5) также следует, что для уменьшения I необходимо уменьшать D и наиболее оптимальным условием будет D=d. Но практически это условие трудно осуществить на обычном лазерном диоде, так как генерируемая в окрестности p—n-перехода световая волна распространяется не только в активной области, но и за ее пределами, где не выполняются условия инверсности населенности. Еще одной причиной является то, что часть инжектируемых электронов, обладая большой длиной свободного пробега, протаскивает активную часть p—n-перехода и не участвует в образовании электронно-дырочных пар. По этим причинам необходимо ограничить зону распространения генерируемого света и инжектируемых электронов и обеспечить условия, чтобы эти процессы протекали только в активной области. Желаемые свойства оптического ограничения могут быть получены на гетеропереходных структурах. Самым простым из них является лазер с одинарным гетеропереходом (ОГ), представленный на рис. 9.6,a. Излучающий p—n-переход образуется между GaAS и Ga(1-x)AlxAs посредством специальной технологической обработки. Если концентрации примесей примерно одинаковы на обеих сторонах p—n-перехода, то инжекционный ток будет существовать за счет электронов, инжектируемых в слой p-типа, поскольку эффективная масса электронов почти на порядок меньше эффективной массы дырок. Поэтому слой с инверсной населенностью будет находится в p-GaAs, толщина которого соизмерима с длинной диффузии инжектирумых электронов. Таким образом, область инверсии населенности ограниченна толщиной, где в основном и происходит рекомбинация электронов с последующим излучением.


Рис. 9.6, а

В ОГ-лезере оптическое ограничение происходит с одной стороны, отсюда желаемый результат т. е. повышение эффективности работы гетеролазера, реализуется частично, а поэтому у ОГ-лазера значение порогового тока выше, чем у лазера с двойной гетероструктурой (рис. 9.6, б). Поскольку удалось уменьшить значение порогового тока у ОГ-лазера, это дало возможность использовать его работу пи комнатной температуре, но только в импульсном режиме накачки. В непрерывном режиме накачки при комнатной температуре работают лазеры с двойной гетероструктурой (ДГ).

Толщина активного слоя ДГ-лазера составляет не менее 1 мкм. При этом по всему слою создается инверсная населенность. Если в ОГ-лазерах толщина активного слоя соизмерима с длинной диффузии инжектируемого электрона, то в ДГ-лазерах толщина меньше этой длины. Кроме того, в ДГ-лазерах обеспечивается оптическое ограничение с двух сторон активной зоны. Эти обстоятельства приводят к тому, что ДГ-лазеры являются высокоэффективными приборами и характеризуются минимальным пороговым током, что позволяет осуществлять непрерывную накачку электрическим током при комнатной температуре.

Для улучшения выходных характеристик гетероструктурного лазера в процессе получения гетероструктуры создают условия, обеспечивающие ограничение носителей заряда в активной области. Для структуры, изображенной на рис. 9.6, б, диаграмма энергитических зон приведена на рис. 9.7. Из-за того, что ширина запрещенной зоны у полупроводника больше в области с увеличением концентрацией атомов Al, возникают смешения в зоне проводимости на p—p+ переходе (dEc) и в валентной зоне на n—p- и n+—p-переходах (dEv).

Когда к такой структуре прикладывается прямое напряжение смещения, электроны инжектируются из n- в p-область. Скачок зоны проводимости на p—p+-границе раздела на dEc обеспечивает энергетический барьер для инжектируемых электронов, производя тем самым ограничение их в p-области и увеличивая вероятность их рекомбинации с дырками. Скачок валентной зоны на n—p-переходе dEc повышает уже существующий потенциальный барьер, препятствующий инжекции дырок в n-область, улучшая тем самым инжекционную эффективность. Таким образом, у двойной гетероструктуры имеет место тенденция ограничения как основных, так и инжектируемых неосновных носителей в активной зоне. Это обеспечивает хорошие условия для получения более эффективной инверсной населенности. Значит ДГ-лазеры обеспечивают более высокие выходные характеристики по сравнению с ОГ-лазерами, и тем более по сравнению с гомопереходными лазерами. Сравнение технических характеристик показывает, что если у гомостктурного лазера пороговая плотность тока равна 104 А/см2 при квантовой эффективности 10%, то у ОГ-лазеров пороговая плотность тока равна 103 А/см2 при квантовой эффективности 40%. Эти лазеры работают только в импульсном режиме. У ДГ-лазеров пороговая плотность тока равна 700— 800 А/см2 , а квантовой эффективность составляет 55%. Эти лазеры работают в непрерывном режиме.

Однако у ДГ-лазеров большая угловая расходимость луча (20— 40°) в плоскости, перпендикулярной к плоскости перехода, из-за дифракции света в тонком активном слое, в то время как у гомоструктурных и ОГ-лазеров угловая расходимость составляет 15— 20°. У всех рассмотренных типов лазеров угловая расходимость луча в плоскости перехода составляет не более 10°.

9.3. Открытый оптический резонатор

Открытым оптическим резонатором называют систему, состоящую из двух обращённых друг к другу отражающих поверхностей, в которой могут возбуждаться электромагнитные колебания оптического диапазона. Отражающими поверхностями могут быть зеркала различной формы (плоские, сферические, параболические), грани призм полного внутреннего отражения, границы раздела сред с различными показателями преломления. Простейшим открытым оптическим резонатором является система из двух параллельных зеркал, находящихся на определённом расстоянии друг от друга. Эффективное взаимодействие электромагнитного поля с активной средой осуществляется при помещении её в резонатор, который должен быть таким, чтобы можно было разместить внутри него достаточное количество активного вещества. Активное вещество может заполнять рабочий объём резонатора частично или полностью.

Задача резонатора лазера – обеспечить, чтобы возникающее внутри него вынужденное излучение многократно проходило через активную среду, способную усиливать проходящее через неё излучение. Таким образом, с помощью резонатора получается положительная обратная связь. Для вывода полезного излучения из резонатора его зеркала делаются частично прозрачными (полупрозрачными).

Резонатор во многом определяет основные свойства выходного излучения: степени монохроматичности и когерентности, направленность и мощность. Нормальные типы колебаний (моды) резонатора можно рассматривать как результат интерференции плоских волн, распространяющихся от одного зеркала к другому. В результате в резонаторе образуются стоячие волны.

Нормальные типы колебаний открытого резонатора обозначают Тmnq, чтобы показать, что векторы электрического и магнитного полей в большинстве случаев перпендикулярны продольной оси резонатора. Индексы m,n,q – целые числа; q равно числу полуволн, укладывающихся вдоль оси резонатора между его зеркалами.

Типы колебаний с различными m и n называют поперечными. Они отличаются друг от друга распределением амплитуды и фазы поля на поверхностях зеркал, а также дифракционными потерями. Типы колебаний, имеющие одни и те же значения m и n, но разное q, называют продольными. Они отличаются друг от друга резонансной частотой. Интервал между частотами двух соседних, различающихся по величине q на единицу, продольных колебаний в резонаторе с плоскими параллельными бесконечно протяженными зеркалами, составляет

где c – скорость света; L – расстояние между зеркалами.

В лазерах сначала применялись резонаторы с плоскими зеркалами. В настоящее время такие резонаторы используются в твердотельных и полупроводниковых лазерах. Одним из достоинств резонаторов с плоскими зеркалами является максимальная направленность выходного излучения.

Резонаторы, образованные двумя сферическими зеркалами с равной кривизной, находящимися друг от друга на расстоянии радиуса кривизны, называются конфокальными резонаторами.

Часто используются полусферические резонаторы, у которых одно зеркало плоское, а второе – сферическое. Длина такого резонатора равна половине радиуса кривизны сферического зеркала. Резонатор имеет низкие потери и мало критичен к изменению расстояния между зеркалами. Открытые резонаторы по сравнению с закрытыми тех же размеров имеют значительно более разряжённый спектр собственных частот.

Условия самовозбуждения, как обычно, включают в себя баланс фаз и баланс мощностей.

Рассмотрим резонатор на рис.9.7, полностью активной средой. Обозначим через Г1 и Г2 комплексные коэффициенты отражения от зеркал, L – расстояние между зеркалами. Предположим, что в некоторый момент времени вблизи зеркала 1 возникло спонтанное излучение, которое распространяется к зеркалу 2. Поле А 1 при движении внутри резонатора взаимодействует с веществом и у зеркала 2 будет иметь вид где ixp = ik - постоянная распространения; xа – показатель усиления активной среды; k – фазовая постоянная; аа – показатель потерь активной среды, учитывающий потери вследствие рассеяния излучения на неоднородностях после отражения от зеркала 2.

.

Здесь коэффициент x учитывает дифракционные потери при отражении от зеркала. После А¢ 2 при обратном распространении к зеркалу 1 вновь усиливается в активной среде и после отражения от зеркала 1 можно записать

(9.6)

Рис. 9.7

Из (1) получаем условие стационарности колебаний

(9.7)

комплексные коэффициенты отражения представим в виде, где Г1, Г2 – модули коэффициентов отражения; D j и D j 2 - изменение фазы волны при отражении от зеркал. Подставляя Г1, Г2 и Xp в (9.7) и учитывая, что k = 2 P / l , после разделения действительной и мнимой частей (9.7) получаем соответственно условия баланса фаз и амплитуд:

(9.8)

(9.9)

Условие (9.8) означает, что волны, пройдя путь 2L в резонаторе и дважды отразившись от зеркал, получают фазовый сдвиг, кратный целому числу периодов. В генераторе создаётся положительная обратная связь. Условие баланса фаз определяет частоту лазерного излучения. Так как (9.8) выполняется на любой резонансной частоте оптического резонатора, то на каждой из этих частот может быть генерация, если будет выполнено условие баланса амплитуд.

Согласно (9.9) колебания в лазере будут существовать лишь в том случае, если усиление в активной среде компенсирует все потери в резонаторе. Логарифмируя (9.9) , получаем

(9.10)

Второе слагаемое в (9.10) учитывает потери в зеркалах, в том числе на полезное излучение. Мощность генерации Рген в стационарном режиме, определяемая из баланса мощностей, равна сумме мощностей потерь в среде и зеркалах и пропорциональна (аа + а3). Если пренебречь рассеянием и поглощением в зеркалах, то мощность потерь будет равна мощности излучения, выходящего из резонатора через зеркало. Последнюю назовём мощностью излучения Ризл.

Pизл/ Pген= a 3 / ( a а+ a 3 ) .

Выходящая из резонатора мощность Ризл зависит от коэффициентов пропускания зеркал и при увеличении а3 растёт, достигая максимума, а затем уменьшается до нуля, когда потери станут настолько большими, что условие самовозбуждения не выполняется. Таким образом, можно подобрать оптимальный режим работы лазера.

9.4. Характеристики излучения в оптическом диапазоне

Одной из характеристик оптического излучения является ширина спектра, т.е. область частот, в которой происходит излучение. Ширину спектра можно оценить с помощью понятия степени монохроматичности излучения

m =D v/ v0 (9.11)

где v0 - центральная частота; D v - ширина спектра, взятая на уровне половинной мощности. Гармоническое колебание называется монохроматическим, если оно определяется выражением

a(t)= A sin(2P v0t+j ),

где амплитуда А, круговая частота 2P v0 и начальная фаза j 0 не зависят от времени.

Монохроматическое излучение характеризуется значением m =0, если даже m < < 1 , то излучение почти монохроматическое или, иначе, квазимонохроматическое.

Уточним теперь понятие когерентности излучения. Различают пространственную и временную когерентность. Если существует согласованность между фазами колебаний, излучаемых одним и тем же источников различные моменты времени в одной и той же точке, то говорят о временной когерентности этих колебаний. Пространственная когерентность - это наличие связи между фазами колебаний в разных точках пространства в один и тот же момент времени.

При сложении когерентных колебаний возникает устойчивая интерференция, если колебания некогерентны, то разность фаз двух колебаний непрерывно меняется, причём за достаточно большое время принимает равновероятно всевозможные значения от 0 до 2П и интерференция не наблюдается. В общем случае связь (корреляция) колебаний в точке пространства будет наблюдаться только в некотором интервале времени, называемом временем когерентности. Расстояние, проходимое светом за время когерентности, называют длиной когерентности.

Длина когерентности в лазерах из-за большого времени когерентности на много порядков больше, чем в обычных источниках света. Пространственная когерентность характеризует форму волнового фронта излучения. В лазерах излучение имеет высокую направленность, определяемую свойствами оптического резонатора.

Высокая степень временной когерентности излучения определяет применение лазеров в системах передачи информации, измерения расстояний и угловых скоростей и в квантовых стандартах частоты. Высокая степень пространственной когерентности (направленности) позволяет эффективно передавать световую энергию и фокусировать световой пучок в пятно очень малого размера.

9.5. Газовые лазеры

Газовыми лазерами называются оптические квантовые генераторы, в которых активной средой является газ, смесь нескольких газов или смесь газа с парами металла. В зависимости от того, состояния каких частиц используются для получения инверсии населённостей, различают атомные, ионные и молекулярные лазеры.

Газовые лазеры являются наиболее распространенным в настоящее время типом лазеров. Они излучают на волнах от ультрафиолетового до инфракрасного диапазона (0,15 – 699, 5 мкм) и обладают самой высокой степенью когерентности выходного излучения по сравнению со всеми остальными источниками света. Газовая среда обладает хорошей оптической однородностью, поэтому можно получить наименьший угол расхождения пучка.

9.6. Гелий-неоновый атомный лазер

Активной средой является смесь двух газов – гелия Не и неона Ne, а лазерными уровнями – энергетические уровни возбуждённых атомов неона. Для создания инверсии населенностей используют электрическую накачку путём создания тлеющего разряда в газоразрядной трубке. При разряде вследствие неупругих соударений со свободными электронами происходит возбуждение атомов гелия. Энергия возбуждённых атомов Не передаётся далее атомам неона. Атомы гелия являются посредниками при передаче энергии от быстрых электронов к атомам неона. Поэтому гелий можно назвать вспомогательным, а неон – основным, или рабочим, газом. С ростом общего давления в смеси увеличивается концентрация атомов гелия и неона и растут населенность возбуждённых уровней и выходная мощность. Однако при высоком давлении, когда концентрация частиц в разряде становится большой, уменьшается длина свободного пробега электрона и соответственно уменьшается энергия, приобретаемая электроном на этом пути в электрическое поле. Последнее приводит к уменьшению энергии, передаваемой атомам гелия, и к снижению мощности излучения. Оптимальное давление примерно 100 Па.

9.7. Ионные лазеры

В этих лазерах используются энергетические переходы между уровнями возбуждённых ионов. Применяются чистые инертные ионы: аргон, криптон, ксенон, неон, а также ионизированные пары различных химических элементов (селена, цинка, йода). Энергетические уровни основного и возбуждённого состояний иона расположены гораздо выше уровней возбуждённых состояний нейтральных атомов, поэтому вероятность прямого возбуждения этих уровней очень мала. Наиболее распространенным из ионных лазеров является аргоновый лазер, работающий на квантовых переходах между возбуждёнными состояниями иона Ar + в видимой части спектра.

Мощность излучения ионных лазеров выше, чем лазеров, работающих на атомных переходах.

9.8. Молекулярные лазеры

Недостатком атомных и ионных лазеров является их низкий КПД, который объясняется тем, что верхний рабочий уровень расположен очень высоко над основным состоянием и поэтому в процессе возбуждения принимает участие лишь малая доля общего числа электронов. Для повышения КПД можно использовать колебательные возбужденные состояния молекул, энергетические уровни которых расположены значительно ближе друг к другу, чем электронные. Это облегчает генерацию колебаний и позволяет получить излучение в инфракрасном диапазоне. Для возбуждения молекулярных лазеров используются различные способы накачки: электрический разряд, химическая, оптическая и тепловая накачки. Наиболее распространенным молекулярным лазером является лазер на углекислом газе СО2, который имеет очень хорошие параметры: высокие выходную мощность и КПД как в непрерывном, так и в импульсном режимах. Используется смесь рабочего углекислого газа с азотом N2, в которую добавлен гелий. Гелий добавляют для увеличения теплопроводности смеси и улучшения отвода тепла от центра к стенкам газоразрядной трубки, что способствует уменьшению населенности нижних рабочих уровней и повышению мощности лазера.

Особенностью лазера на СО2 является необходимость постоянного движения газа через газоразрядную трубку, так как число молекул постоянно уменьшается в результате диссоциации на кислород и окись углерода: 2СО2 2СО+О2. Если не восполнить убыль СО2, мощность лазера через некоторое время заметно уменьшится. Конструкции лазеров на СО2 и гелий-неоновой смеси имеют много общего. Дополнительные требования связаны с большей выходной мощностью лазеров на СО2 – это необходимость охлаждения и повышенная термостойкость окон и зеркал. Наибольшая мощность излучения получена в лазере с прокачкой газовой смеси вдоль оптической оси резонатора. Достигнута максимальная мощность 8,8 кВт в непрерывном режиме работы, при этом КПД составил 15 –20% . импульсный режим работы лазера облегчает решение проблемы теплоотвода. В импульсном лазере при длине трубки 3м и длительности импульса 90нс достигнута максимальная импульсная мощность излучения около 100 Мвт.

9.9. Газодинамический лазер

Советскими учёными В.К. Конюховым и А.М. Прохоровым в 1966 году был предложен инфракрасный газодинамический лазер на углекислом газе в смеси с азотом, с охлаждением в сверхзвуковом сопле. Такой лазер был создан в 1970 году. Инверсия населённостей уровней возникает в газодинамическом лазере при быстром (сверхзвуковом) расширении предварительно нагретой газовой смеси. При сжигании топлива в камере сгорания получается углекислый газ, который здесь же смешивается в определённой пропорции с азотом и водяным паром, образуя высокотемпературную плазму. Газовая смесь под давлением 1700Па со сверхзвуковой скоростью проходит через сопло 1(2, 3-полупрозрачное и отражающее зеркала резонатора) и за ним расширяется и охлаждается.

Рис. 9.8

Вследствие относительно большого времени жизни верхнего уровня молекулы СО2 и малого времени прохождения газа через сопло населённость возбужденного при нагреве газа верхнего уровня сохраняется за время движения молекул от камеры сгорания до оптического резонатора. Значительно меньше время жизни частицы на нижнем уровне приводит к тому, что населённость нижнего уровня оказывается много меньше населённости верхнего уровня уже на расстоянии нескольких сантиметров от сопла. Таким образом, создаётся инверсия населённостей уровней, и газ поступает в резонатор, состоящий из двух зеркал, параллельных потоку. Мощность излучения газодинамического лазера определяется расходом вещества и энергией, запасённой при нагревании газа. В газодинамическом лазере тепловая энергия газа в форме колебательного движения молекул непосредственно превращается в направленное когерентное электромагнитное излучение. В непрерывном режиме получена мощность излучения несколько сотен киловатт (500 кВт) при пока малом КПД (0, 5 – 1%).

9.10. Лазеры на твёрдом теле

Твердотельными называют лазеры, в которых активной средой являются кристаллические и аморфные диэлектрики (стёкла), легированные ионами хрома или редкоземельных элементов. Концентрация активных частиц в твёрдом материале намного превышает концентрацию частиц в газовых средах. Поэтому можно получить большую населённость уровней, а, следовательно, и большую мощность излучения на единицу объёма, чем в газовых лазерах, или ту же мощность при малой длине активной среды. Однако длина активных элементов твердотельных лазеров ограничивается имеющимися оптическими неоднородностями вещества, приводящими к рассеиванию излучения и понижению добротности резонаторов. Обычно длина активных элементов несколько десятков элементов.

В первом твердотельном лазере (1960 год) использовался рубин. Рубин – это корунд Al2O3, в кристаллической решётке которого часть ионов алюминия замещена ионами Cr с зарядом 3+. в зависимости от процентного содержания примеси корунд окрашивается от розового до тёмно-красного. В твёрдых телах сильное взаимодействие частиц приводит к существенному увеличению ширины энергетических уровней. Инверсия населённостей создаётся по трёхуровневой схеме.

Рис. 9.9

Производится оптическая накачка путём облучения мощной ксеноновой лампой. Ионы хрома поглощают излучение и переходят из основного состояния 1 на два широких уровня 3. Подуровни 2 являются метастабильными (время жизни около 3·10 с). Время жизни уровней 3 определяется безызлучательными релаксационными переходами на подуровни 2. Это много больше времени жизни, связанного со спонтанными излучательными переходами. Вследствие безызлучательных переходов происходит быстрое уменьшение населенности подуровней 3 и заселение метастабильных подуровней 2. Поэтому населенность подуровней 2 может стать больше населенности основного уровня 1. Так как разрешены переходы в основное состояние с верхнего и с нижнего подуровней 2 , то возможна генерация в красной области спектра с длинами волн l = 0 , 6 9 3 и 0 , 6 9 2 9 мкм.

Рубиновые лазеры могут работать как в импульсном, так и в непрерывном режимах. Система оптической накачки содержит лампу и элементы, обеспечивающие концентрацию светового потока на активный стержень.

Импульсный режим работы ламп обеспечивается разрядом конденсаторов, предварительно заряжаемых от источника напряжением до нескольких киловольт. Для работы в непрерывном режиме используются специальные дуговые капиллярные лампы и лампы накаливания.

При использовании в качестве активных частиц ионов редкоземельных элементов (неодима, диспрзия, самария, эрбия, гольмия и празеодима) инверсия населенностей создаётся по четырёхуровневой схеме. Здесь нижний уровень лазерного перехода находится на достаточно большом расстоянии от основного уровня. В этом случае населенность нижнего уровня оказывается небольшой даже при комнатной температуре. Наиболее распространенным лазером такого типа является лазер на стекле, активированном неодимом. Длина излучения такого лазера l = 1 , 0 6 мкм.

Рассмотрим ещё один лазер, перспективный для использования в оптических системах связи. Это лазер на иттрий-алюминиевом гранате (YAG) Y3Al5O12. Инверсия населённостей создаётся по четырёхуровневой системе. Иттрий-алюминиевый гранат с примесью неодима является уникальным материалом, обладающим хорошей теплопроводностью, большой твёрдостью и удовлетворительными оптическими свойствами.

Стержень Nd: YAG 1 c длинной 5 мм и толщиной 0, 5 мм накачивается с торца GaAlAs- светодиодом 2(3- пластина для теплоотвода).

Для лазера используются кристаллы неодим-пентафосфат NdP5O14. Накачка осуществляется светодиодом при l = 1 , 0 5 мкм. Лазер имеет низкий порог накачки – примерно 1 мВт. Малые размеры лазера позволяют его называть микролазером.

Рис. 9.10

9.11. Жидкостные и химические лазеры

Жидкостные лазеры. Жидкостным называют лазер с жидкостной активной средой. В этих лазерах можно обеспечить примерно такую же концентрацию активных частиц, как в твёрдотельных, и, следовательно, получить высокий энергосъём с единицы объёма активной средой. Важным преимуществом жидкой активной среды является отсутствие потерь излучения из-за неоднородности структуры активного вещества. Нет технологических трудностей, связанных с изготовлением стержней, необходимых для твердотельных лазеров. Легко решается проблема отвода тепла: для этого достаточно применить циркуляцию жидкости в резонаторе.

В лазерах на неорганических соединениях используются растворы солей неодима Nd в окислохлориде селена SeOCl2 . свойства иона неодима в растворе подобны свойствам этого иона в кристаллической решётке. Используются те же уровни, что и в твердотельных лазерах на стёклах с примесью неодима. Недостатком раствора на основе SeOCl2 является его токсичность и высокая коррозионная активность.

Конструкция жидкостного лазера подобна конструкции твердотельного с тем отличием, что вместо стержня в резонатор помещается кювета с раствором. Инверсия, как и в твердотельном лазере, осуществляется с помощью оптической накачки от импульсных ламп. Лазеры на основе неорганических сред работают только в импульсном режиме. Средняя мощность излучения достигает 380Вт, а импульсная 50 МВт (в режиме модуляции добротности). В лазерах на основе органических красителей используются растворы родамина, пиронина, трипафламина. Растворителями служат вода, спирты, глицерин и т.д. Лазеры на красителях обладают большим коэффициентом усиления и невысоким порогом накачки. Это позволяет создавать малогабаритные лазеры с перестраиваемой длиной волны.

Химические лазеры. Химическими называют лазеры, в которых инверсия создаётся во время химической реакции, приводящей к образованию атомов или молекул в возбуждённом состоянии. Химические лазеры можно разделить на три группы в зависимости от способа осуществления химической реакции. Это либо фотодиссоциация молекул, либо диссоциация молекул при электрическом разряде в газе, либо взаимодействие соответствующих молекул и атомов и их соединений.

В первой группе при достаточно высокой энергии фотонов внешнего излучения молекула распадается на атомы, при этом один из атомов распавшейся молекулы может оказаться в возбуждённом состоянии, пригодном для получения инверсии населенностей.

Рассмотрим теперь лазеры второй группы. Здесь диссоциация молекул происходит при электрическом разряде в газе. Например в смеси неона и кислорода Ne-O2 путём передачи энергии от метастабильных атомов неона к молекуламО2 происходит возбуждение молекул кислорода, которые, будучи энергетически неустойчивыми, диссоциируют на атомы кислорода, один из которых будет находиться в возбужденном состоянии. Происходит излучение с длиной волны l = 0 , 8 4 4 6 мкм.

Интересны химические лазеры, работающие на прямом преобразовании энергии химических реакций в энергию когерентного оптического излучения. Желательно, чтобы при этом не требовались дополнительные внешние источники света. Лазер состоит из камеры предварительного смешивания реагентов, зоны химической реакции, которая может одновременно являться и активной зоной генерации вынужденного излучения.

9.12. Полупроводниковые лазеры

Рис. 9.11

Общие сведения. В полупроводниковых лазерах используется инверсия населённостей, получаемая в полупроводниках с одним или с различными типами проводимости (p-n-переход).

Идеальным было бы состояние (рис. 9.11), когда верхние уровни в области 2 полностью была бы заполнены электронами проводимости, а нижние в области 1 полностью свободны от валентных электронов, т.е. полностью заполнены дырками. В этом случае инверсия населённости была бы наибольшей.

Формально полупроводник, в котором большинство уровней в области 2 зоны проводимости занято электронами, а в области 1 валентной зоны – дырками, можно назвать вырожденным одновременно для электронов и дырок, в то время как обычно удаётся создать либо электронные, либо дырочные вырожденные полупроводники. Предположим, что в такой полупроводник попадает фотон с энергией hv, большей ширины запрещённой зоны D x , соответствующей границам областей 2 и 1, заполненных электронами и дырками:

D x 0< hv < D x . (9.12)

При этом условии будут происходить вынужденные переходы из области 2 в область 1 с испусканием новых фотонов. Если энергия падающего фотона hv> D x , то начнётся поглощение квантов и возникнут переходы из области 3 валентной зоны, где есть валентные электроны, на свободные уровни области 4 зоны проводимости.

В вырожденном электронном полупроводнике верхняя граница заполненной электронами области 2 в зоне проводимости приблизительно совпадает с уровнем Ферми для электронов x , а в вырожденном дырочном нижняя граница заполненной дырками области 1 в валентной зоне – с уровнем Ферми для дырок x Fp.

Поэтому

D x = x F n- x Fp (9.13)

и условие (11.12) дла получения вынужденного излучения запишем

D x 0< hv< ( x Fn- x Fp) .

Вынужденное излучение будет появляться при воздействии фотонов с энергией, заключенной в пределах hvmin=D x 0 до hvmax=D x =x Fn-x Fp. Такие фотоны всегда есть в полупроводнике вследствие процесса рекомбинации электронов и дырок. Рекомбинационное излучение имеет спонтанный характер, т. е. фотоны распределены хаотически по времени, направлению и поляризации. “Спонтанные” фотоны вызывают вынужденное излучение, однако для получения самовозбуждения необходимо обеспечить многократное прохождение излучения через среду с инверсией населенности. Достигается это созданием отражающих поверхностей на торцах полупроводника.

В полупроводниковых лазерах можно получить очень большие инверсию населенностей и усиление на единицу длины вследствие высокой концентрации частиц в твердом теле. Поэтому длину образца полупроводника можно уменьшить до долей миллиметра, а требования к коэффициенту отражения зеркал снизить.

В полупроводниках возможны следующие методы получения инверсии населенностей: инжекция носителей через p-n переход (инжекционные лазеры), электронная накачка и оптическая накачка. Наибольшее распространение получил метод инжекции носителей.

9.13. Инжекционный лазер

Рис. 9.12

В инжекционных лазерах используется p-n переход, образованный вырожденными полупроводниками с разным типом проводимости. На рис. 9.12, а показана энергетическая диаграмма такого p-n перехода в состоянии равновесия, т. е. при отсутствии внешнего напряжения, а следовательно, и тока через переход. Уровни Ферми x Fn и x Fp в обеих областях совпадают. Приближенно можно считать, что в n-области электроны проводимости располагаются на уровнях между “дном” зоны проводимости x пр и уровнем Ферми x Fn, а в p-области дырки – между “потолком” валентной зоны x в и уровнем Ферми x Fn. Энергетическая диаграммы для случая, когда к p-n переходу приложено прямое напряжение U0, показано на рисунке 9.12 б. Понижение потенциального барьера на величину U0 увеличивает поток электронов из n-области и поток дырок из p-области через переход. Через p-n переход течет ток, и вблизи перехода установится некоторое распределение концентрации неравновесных носителей заряда.

Известно, что при неравновесном состоянии теряет смысл понятие уровня Ферми. Однако для определения полной концентрации носителей в неравновесном состоянии можно воспользоваться прежними формулами, если вместо уровней Ферми ввести квазиуровни Ферми для электронов и дырок. Вдали от перехода (рис. 9.12, б), где сохраняется равновесное состояние, применимы обычные уровни Ферми x Fn и x Fp. В области перехода, где имеются неравновесные носители, существуют два квазиуровня Ферми – для электронов x ’Fn и для дырок x ’Fp. Обычно предполагают, что в пределах перехода до пересечения линии x Fn с границей зоны проводимости величины x Fn и x ’Fn мало отличаются.

Аналогичное предположение дают и для уровней x Fp и x ’Fp. Далее кривая квазиуровня электронов x ’Fn опускается и сливается с уровнем Ферми x Fp. Соответственно, кривая квазиуровня для дырок x ’Fp поднимается и сливается с уровнем Ферми x Fn.

В некоторой области перехода с шириной d одновременно велико число электронов проводимости в группе уровней D x пр и дырок в группе уровней D x в. Поэтому в области d распределение носителей зарядов подобно распределению их на рисунке 9.12, и в ней можно получить инверсию населенностей. В этой области перехода наблюдается наиболее интенсивная рекомбинация электронов и дырок, так как скорость рекомбинации пропорциональна произведению концентраций электронов и дырок, а они в рассматриваемой области велики. Рекомбинация электронов и дырок в переходе сопровождается спонтанным излучением с энергии, большей ширины запрещенной зоны hn > D x 0.

С увеличением внешнего напряжения U0 растут концентрации электронов и дырок в области d перехода, увеличивается инверсия населенности. При некотором пороговом напряжении, когда вынужденное излучение, вызванное спонтанным излучением, достаточно для компенсации потерь света в материале полупроводника и в отражающих поверхностях, наступит генерация. Таким образом, p-n переход при малых токах является источником спонтанного (рекомбинационного) излучения (светодиод), а при токах более порогового – источником когерентного излучения (лазер).

Пороговый ток сильно зависит от температуры и концентрации примесей. Понижение температуры облегчает вырождение полупроводника и, следовательно, уменьшает пороговый ток. Лазеры на арсениде галлия работают при температуре жидкого гелия 4,2 К или жидкого азота 77 К. В настоящее время появились инжекционные лазеры, работающие при комнатной температуре. Экспериментально установлено, что измерение температуры от 4,2 К до комнатной может привести к увеличению плотности порогового тока до 100 раз. При комнатной температуре необходима плотность порогового тока 105 А/см2.

Распространение получил инжекционный лазер на основе вырожденного арсенида галлия GaAs, конструкция которого показана на рисунке 9.13. Две грани полупроводника перпендикулярны плоскости p-n перехода, чтобы не создавать в этом направлении условий для самовозбуждения. Размеры сторон полупроводника – порядка нескольких десятых долей миллиметра. Излучение выходит из узкой области p-n перехода перпендикулярно параллельным граням полупроводника.

Рис. 9.13

Изучение инжекционного лазера имеет большую угловую расходимость вследствие дифракционных явлений в резонаторе. Пусть толщина области p-n перехода, в которой происходит генерация, d = 1 мкм, а расстояние между зеркалами L = 0,1 мм. Тогда число Френеля при l = 1 мкм N = 10-2. При таком малом числе Френеля потери велики, а угловая расходимость составляет 5-6 градусов. Однако в другой плоскости (плоскости p-n перехода) угловая расходимость меньше

(примерно 1 градус), т. к область излучения здесь примерно на порядок больше.

Спектр излучения инжекционного лазера зависит от выходной мощности, которая, в свою очередь, определяется плотностью тока через р-n переход. Когда плотность тока незначительно превышает пороговую плотность тока, имеется только одна мода с шириной линии излучения около 0.5 А, и длинной волны λ=0.84 мкм (8400А),

Соответствующий ИК-диапазону. С ростом плотности тока число мод увеличивается. Частота генерируемых мод зависит от температуры, так как последняя влияет на коэффициент преломления кристалла и ширину запрещенной зоны. При измерении температуры возможен перескок от одной моды к другой. Поэтому долговременная стабильность частоты оказывается гораздо меньше, чем у газовых лазеров. Следует отметить, что излучение инжекционных лазеров поляризовано.

Обычно инжекционные лазеры работают в импульсном режиме, при этом максимальная мощность в импульсе ограничивается перегревом кристалла и зависит от рабочей температуры, и длительности импульса. Наибольшая импульсная мощность при температуре жидкого азота в лазерах на GaAs составила 100 Вт, при длительности импульсов примерно несколько микросекунд и частоте следования до 10 кГц. Основным достоинством инжекционных лазеров является возможность модуляции излучения изменением напряжения на p-n переходе.

Коэффициент полезного действия инжекционных лазеров ограничивается в основном следующими причинами. Во-первых ,часть электронов, двигающихся в p-n переходе вследствие большой длинны свободного пробега проходит активную область, не участвуя в создании вынужденного излучения. Во-вторых, генерируемое световое излучение распространяется не только в активной области, но и рядом с ней, где отсутствует инверсия населённости, и, следовательно, происходит поглощение излучения. Кроме этих причин имеется потеря мощности источника питания, связанная с прохождением тока, через области и контакты. Поэтому КПД инжекционных лазеров, на основе GaAs обычно составляет несколько процентов, хотя при оптимальных условиях может достигать десятки процентов.

Советскими учёными Ж. И. Алфёровым и другими предложены инжекционные лазеры на основе гетеропереходов (гетеролазеры), имеющие высокий КПД. В этих лазерах используют полупроводниковые материалы, с различной шириной запрещённой зоны.

Полупроводниковая структура гетеролазеров (рис. 9.14, а) состоит из области GaAs n-типа, узкой областью GaAs p-типа, области тройного соединения AlxGa1-xAs p-типа. Активной является средняя область, где создается инверсия населённости. На границе средней и правой области создаётся потенциальный барьер, который ограничивает длину свободного пробега электронов, инжектируемых из левой области, и повышает эффективность образования вынужденного излучения.

Рис. 9.14

Кроме этого, одновременно уменьшается поглощение света в правой неактивной области, так как из-за различия в коэффициентах преломления в средней и правой областях (рис.9.14, б) наблюдается полное внутреннее отражение света на их границе (волноводный эффект). В СССР разработаны гетеролазеры, с полным внутренним отражением света с обеих сторон от активного слоя, лазеры с двойной гетероструктурой, или ДГС-лазеры. В этих лазерах удалось существенно понизить плотность порогового тока, и получить большой КПД, что позволило при комнатной температуре осуществить режим непрерывного излучения, который был ранее возможен ,только при температуре жидкого азота. В ДГС-лазерах, на основе GаAlAs при комнатной температуре получена плотность порогового тока не менее 1кА/см2.

Отличительными особенностями гетеролазеров является высокий КПД, удобство возбуждения, малые габариты. Путём изменения концентрации примесного алюминия от 0 до 30 % в AlxGa1-xAs можно изготовлять лазеры с различной длинной волны излучения в пределах 0,9-0,68 мкм. Преимущества полупроводниковых лазеров заключается в простоте модуляции излучения, осуществляемого изменением тока накачки.

Недостаток полупроводниковых лазеров – невысокая степень когерентности излучения, плохая температурная и радиационная устойчивость и пока ещё низкая долговечность: так, в лабораторных условиях получена долговечность 104 ч., однако в промышленных образцах она на порядок ниже.

Крупным достижением лазерной техники последних лет явилось создания гетеролазера с распределённой обратной связью. В таком полупроводниковом лазере торцевые зеркальные поверхности , образующие оптический резонатор, заменены дифракционной решеткой, которая, как известно на определённых частотах полностью отражает падающее на неё излучение.

Повышение мощности излучения инжекционных лазеров добиваются изготовлением набора (решёток) лазерных диодов. Например, при комнатной температуре получена импульсная мощность от 10 до 1000 Вт при частоте следования импульсов до 1кГц и длительностью импульсов 70-200 нс. При этом число лазерных диодов в решётке колеблется от 10 до 60.

При температуре жидкого азота в решётке из 1000 лазерных диодов получена средняя мощность 30-40 Вт. Вследствие низкой температуры КПД оказывается высоким (около нескольких десятков процентов). Импульсная мощность решётки составляла 1.5-2.5 кВт для длительности импульсов 2мкс, при частоте следования 10 кГц.

9.14. Применение лазеров в технике связи

Изобретение лазеров создало предпосылки для создания оптических линий связи очень большой информационной емкости, так как частота его колебаний лежит примерно в области 5× 108 МГц, что в 100 тыс. раз выше, чем частота существующих в настоящее время высокочастотных систем связи. Однако в скоре после первых экспериментов стало ясно, что открытая атмосфера является далеко не оптимальной средой для передачи излучения. Линия связи должна быть защищена от воздействия различного рода осадков и температурных изменений, так как наличие дождя, тумана, снега, пыли значительно увеличивает затухание и связь прекращается.

Наиболее перспективной направляющей системой для оптической связи оказались диэлектрические волноводы или волокна, как их называют из-за малых размеров и метода получения. В 1972 г. Затухание в волоконных световодах было 20 дБ/км, а в 1979 г. Его удалось снизить до 0,2 дБ/км. Успехи в технологии получения световодов с малыми потерями стимулировали работу по созданию волоконно-оптических линий связи ВОЛС, которые обладают рядом преимуществ по сравнению с обычными кабельными линиями:

  • высокая помехоустойчивость, нечувствительность к внешним электромагнитным полям и практически отсутствие перекрестных помех между отдельными волокнами, уложенными вместе в кабель;
  • значительно большая широкополосность;
  • малая масса и габариты; ожидается уменьшение массы и габаритов примерно в 10 раз по сравнению с существующими кабельными системами связи при одинаковом числе каналов связи. Это приведет к уменьшению стоимости и времени прокладки оптического кабеля;
  • полная электрическая изоляция между входом и выходом системы связи, поэтому не требуется общее заземление передатчика и приемника. Можно производить ремонт оптического кабеля, не выключая оборудования;
  • отсутствие коротких замыканий; волокна могут быть использованы для пересечения зон с горючими и легковоспламеняющимися средами без боязни коротких замыканий, являющихся причиной пожара;
  • потенциально низкая стоимость; хотя волокна изготавливаются из сверхчистого стекла, имеющего примеси меньше чем несколько частей на миллион, при массовом производстве их стоимость должна быть невелика. Кроме того, в производстве волокон не используются такие дорогостоящие цветные металлы, как медь и свинец, запасы которых на земле ограничены.

Оптические волокна должны иметь малое затухание в тех участках спектра, где существуют источники излучения. Для ВОЛС в качестве источников изучения используются лазеры и светодиоды. Передатчики ВОЛС должны работать при комнатной температуре, не требовать специальной системы охлаждения, быть компактными и удобными в обслуживании, иметь большую надежность. Наиболее перспективным лазером является полупроводниковый лазер с двойной гетероструктурой. В таких лазерах путем изменения тока можно осуществлять модуляцию излучения до 1 ГГц.

Для ВОЛС на короткие расстояния в качестве источника излучения используются световоды. Излучение световода из арсенида галлия соответствует инфракрасной области спектра (l » 0,9 мкм), где волокна обладают малыми потерями. Эти световоды имеют большой КПД, компактны, просты в изготовлении, неприхотливы в работе.

Достигнутые успехи в разработке и испытаниях ВОЛС позволяют считать, что они уже в ближайшее время займут значительное место в технике связи. Область их применения весьма широка – от линий внутригородской связи и бортовых комплексов до систем связи не большие расстояния с высокой информационной емкостью. На основе оптической волоконной связи могут быть созданы принципиально новые ситемы передачи информации, а также существенно улучшены и удешевлены существующие системы.

Разрабатываются ВОЛС для диапазона длин волн 0,8-1,06 мкм, где вначале были достигнуты малые потери в волокнах. Однако последние испытания показали, что наиболее обещающей областью длин волн для ВОЛС является 1,2-1,5 мкм. Здесь получены минимальные потери в волокнах и низкая дисперсия материала волокон. Однако на этих длинах волн пока отсутствуют достаточно эффективные и надежные излучатели и фотоприемники.

Широкополосные ВОЛС сделают в будущем видеотелефонную связь такой обычной, как в настоящее время обыкновенная телефонная связь.

Развитие кабельного телевидения также связанно с использованием оптических кабелей, так как только в этом случае можно обеспечить высокое качество изображения в массовых системах этого типа, рассчитанных на индивидуальных абонентов. Кабельное телевидение приведет к качественному расширению возможностей информационного обслуживания. Речь идет о передаче через абонентский телевизор изображений газетных, журнальных и книжных страниц из библиотек и специальных информационных или учебных центров.

В ВОЛС будет использоваться преобразование речевых сигналов в оптические непосредственно с помощью акустооптических преобразователей. Для передачи изображений будут применять аппаратуру с непосредственным сканированием и разложением оптического изображения и последующей передачей его без применения электронных схем. Все это дает возможность значительного упрощения оконечного оборудования системы и улучшения их технико-экономических показателей.

Типичный оптический ретранслятор или передатчик, включающий лазер, модулятор, детектор, линзы и т.д., выполненный на оптической скамье, имеет много недостатков. Традиционные оптические приборы должны быть юстированы с чрезвычайно высокой точностью, и, следовательно, они чувствительны к изменениям температуры и малейшим вибрациям раздельно установленных частей. Решение этих проблем состоит в том, чтобы объединить оптические компоненты на одной подложке, соединив их миниатюрными оптическими волноводами.

Интегральная оптика является оптическим аналогом интегральной электроники. Она дает возможность выполнить сложные оптические устройства в виде одного блока подобно интегральным схемам более низкочастотного диапазона. Она базируется на факте, что световые волны благодаря явлению полного внутреннего отражения могут распространяться в тонких пленках из прозрачных материалов, которые нанесены на подложки с коэффициентом преломления меньше, чем у пленки. Физические системы интегральной оптики отличаются от обычных оптических систем тем, что световые волны распространяются как направляемые волны внутри диэлектрических тонких пленок, а не как дифракционно ограниченные пучки в свободном пространстве. Тонкопленочные диэлектрические волноводы являются основой почти всех устройств интегральной оптики. Если оптические волноводы создать в электрооптическом материале, то фазовые скорости распространения света в световодах можно менять путем приложения электрического поля к электрооптическому материалу, приводящему к изменению его коэффициента преломления.

Так как на оптических частотах длина волны очень мала, то вся система будет очень компактной и будет иметь высокую концентрацию компонентов. Интегральные оптические системы будут потреблять незначительную мощность, обладать большой скоростью обработки информации, высокой помехозащищенностью. Иметь большую надежность, лучшую механическую и температурную стабильность.

Весьма перспективно применение лазеров для голографии, так как получение голограмм возможно только при использовании источников света, обладающих временной и пространственной когерентностью. Примером использования голограмм является и получение периодических структур для лазеров с распределенной обратной связью, изготовление амплитудно-фазовых фильтров для оптической обработки информации и т.д. Близкие к практической реализации быстродействующие голографические запоминающие устройства большой емкости, обеспечивающие хранение информации с высокой плотностью и надежное ее воспроизведение. Указывается, что на стандартной фотографической пластинке размером 9х12 см2 может быть записана информация, достигающая 108 бит.

Интересным применением голографии является цветное трехмерное телевидение.

Лазеры применяются в системах космической связи, на линиях “Спутник-Земля”, в оптической локации, в системах записи и обработки информации, в метрологии, медицине, для обработки материалов.

Ионные лазеры используются в системах подводной связи, так как в воде наилучшим образом распространяется сине-зеленый свет, который соответствует длине волны излучения аргонового лазера (l =0,5 мкм). Лазеры на СО2 являются перспективными для наземных установок, так как их излучение (l =10,6 мкм) находится в полосе прозрачности атмосферы.

Контрольные вопросы.

  1. Квантовые генераторы света (лазеры). Твердотельный лазер с оптической накачкой.
  2. Открытые оптические резонаторы и их свойства.
  3. Гелий-неоновый газовый лазер: устройство и принцип действия.
  4. Полупроводниковый инжекционный лазер: устройство и принцип действия.
  5. Применение лазеров в технике связи.

Приборы СВЧ и оптического диапазона


*****
© Банк лекций Siblec.ru
Формальные, технические, естественные, общественные, гуманитарные, и другие науки.