книги / Оптическое материаловедение. Лазерные и регистрирующие среды
.pdf
Для получения квазимолекул благородных газов используются чистые газы при давлении 10…30 МПа.
Для получения окислов и галогенидов благородных газов используется смесь исходных газов с молекулярным кислородом или галогенами в соотношении 10000:1 (для кислорода, аргона и ксенона) или 10:1 (для ксенона или криптона) под давлением ~1 МПа.
Накачка активной среды эксимерного лазера осуществляется либо пропусканием через газ пучка быстрых электронов (которые теряют энергию преимущественно на ионизацию атомов газа), либо импульсным разрядом.
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
При возбуждении рабочей среды (Ar) эксимерного лазера |
|
e |
− |
+ Ar |
→ Ar |
+ |
+ 2e |
− |
||||||
|
электроны высокой энергии (~1 МэВ, ~102 А·см-2) ионизируют |
|
|
|
|
||||||||||
|
или возбуждают основной газ в результате реакций типа: |
|
|
|
|
e− + Ar → Ar* + e− |
|
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
||
|
При высоких давлениях достаточно быстро протекает трех- |
|
|
|
Ar |
+ |
+ 2Ar |
|
+ |
+ Ar |
|||||
|
частичная ассоциация по схеме: |
|
|
|
|
|
→ Ar2 |
||||||||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
В протекающем затем процессе диссоциации-ассоциа- |
|
|
e− + Ar2+ → Ar2 → Ar** + Ar |
|||||||||||
|
цииобразуютсявозбужденныенейтральныемолекулы: |
|
|
Ar** + 2Ar → Ar2* + Ar |
|
||||||||||
|
|
|
|
|
|||||||||||
|
|
|
|
|
|||||||||||
Самые низкие возбужденные состояния молекул не пересекаются отталкивательными кривыми, и поэтому молекулы в таких состояниях не диссоциируют.
При высоких давлениях описанные выше процессы протекают быстрее радиационного распада, чтопозволяет получитьвысокую плотность инверсиинаселенностей.
Лазеры на квазимолекулах инертных газов характеризуются низким КПД (~1%) и чрезвычайно высоким значением удельного порогового энерговклада, что связано с малой длиной волны лазерного перехода, и значит, шириной линии усиления.
Наиболее эффективными являются эксимерные лазеры на фторидах криптона и аргона (KrF и ArF), удельный энергосъем в которых достигает 3…30 Дж/л, а рабочий объем возбуждения может достигать нескольких десятков литров.
Энергия импульса излучения при объеме рабочей среды 36 л равна 100 Дж при КПД ~1%.
51
Лекция 6. ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ
Вполупроводниковых лазерах вынужденное излучение возникает при переходах между состояниями в широких электронных энергетических зонах полупроводникового кристалла.
Вэтом случае нельзя использовать волновую функцию
отдельного атома, так как она определяется кристаллом в целом.
Полностью заполненная валентная зона отделена от пустой зоны проводимости зоной запрещенных состояний.
При накачке электроны переходят в зону проводимости. 
Внутри этой зоны электроны за очень короткое время (~10–13 с) переходят на ее самые нижние уровни.
Все электроны вблизи максимума валентной зоны также перейдут на самые нижние из незанятых уровней, оставляя верхнюю часть свободными, то есть заполненными «дырками».
Так возникает инверсная населенность уровней зоны проводимости. 
При переходе электронов из зоны проводимости в валентную зону (рекомбинация) испускается фотон.
Если полупроводник в таком состоянии поместить в резонатор, то вынужденное рекомбинационное излучение приведет к лазерной генерации в полупроводнике.
52
Полупроводниковые лазеры по спо- 
собу накачки можно разделить на четыре типа:
Лазеры с оптической накачкой.
Инжекционные лазеры с накачкой электрическим током.
Лазеры с электронной накачкой пучком быстрых электронов.
Лазеры с накачкой пробоем в электрическом поле.
Инжекционные лазеры позволяют осуществлять накачку электрическим током и тем самым непосредственно преобразовать электрическую энергию в лазерное излучение.
Инжекционные лазеры обладают следующими практическими достоинствами:
Компактность, обусловленная гигантским коэффициентом усиления (~104 см–1).
Большой КПД (до 70 %), обусловленный высокой эффективностью преобразования подводимой электрической энергии в лазерное излучение.
Широкий диапазон длин волн генерации от 0,3 до 30 мкм, обусловленный шириной запрещенной зоны полупроводникового материала.
Возможность плавной перестройки генерации, связанная с зависимостью спектральнооптических свойств полупроводника от температуры, давления и магнитного поля.
Малоинерционность, обусловленная малостью времени релаксации, приводящая к возможности модуляции излучения изменением тока накачки с частотами, достигающими 10 ГГц.
Простота конструкции, связанная с возможностью накачки постоянным током.
Полупроводниковые лазеры обладают высоким спектральным разрешением
(0,4…1,0 нм).
53
Генерация вынужденного излучения в инжекционном полупроводниковом лазере может быть достигнута только в сильно легированных вырожденных полупровод-никах, в которых обеспечивается высокая проводимость.
Уровень Ферми в таком случае находится в зоне проводимости для материала п-типа и в валентной зоне для материала р-типа.
Это означает, что вверху валентной зоны
вр-области электронов нет (высокая плотность дырок), а выше дна зоны проводимости
вп-области имеется высокая плотность электронов.
Однако, несмотря на разность плотностей электронов, в состоянии равновесия тока нет.
Чтобы был ток, необходимо повысить разность потенциалов.
Если такой диод включить в прямом направлении, то потенциальный барьер понизится, и будет иметь место изменение зонной структуры.
Напряжение, приложенное между р- и п-облас- тями, смещает уровень Ферми к п-области.
Инжектированные электроны рекомбинируют в области перехода – электроны из зоны проводимости попадают на уровни валентной зоны.
Часть энергии при этом выделяется либо в виде фотонов hν (излучательная рекомбинация), либо другим способом – в виде фононов (безызлучательная рекомбинация).
54
Для возникновения лазерной генерации излучения скорость испускания фотонов должна превзойти скорость обратного поглощения, и при некотором значении плотности испускаемых фотонов произойдет вынужденное излучение.
Поглощение кванта излучения может произойти только в том случае, когда в валентной зоне имеется электрон, который может его поглотить, и одновременно в зоне проводимости имеется незаселенный уровень, на который этот электрон может перейти.
Состояние электрона с энергией Еп в зоне проводимости (п-область) описывается функцией Ферми – Дирака
Для состояния электрона с энергией Ев в валентной зоне (р-область) можно записать аналогичное выражение
fп(Еп ) = 1+ exp{(Еп1− Fп )/ kT}
fв(Ев ) = 1+ exp{(Ев1− Fв )/ kT}
Скорости излучения vизл и поглощения vпогл фотонов определяются выражениями: 
vизл = ABпв fп (1− fв )ρ(ν ) |
vпогл = ABвп fв (1− fп )ρ(ν ) |
где Впв – вероятность перехода в единицу времени из зоны проводимости в валентную зону; Ввп – вероятность перехода в единицу времени из валентной зоны в зону проводимости; p(v) – плотность фотонов с энергией hv; А – коэффициент, пропорциональный плотности состояний в валентной зоне и в зоне проводимости.
Условием генерации излучения является превышение скорости излучательной рекомбинации над скоростью поглощения:
vизл > vпогл fп (1− fв ) > fв (1− fп ) fп > fв
fп > fв exp{(Еп − Fп )/ kT}> exp{(Ев − Fв )/ kT} Fп − Fв ≥ Eп − Eв = hν eV > hν
Чтобы скорость излучательной рекомбинации превысила скорость поглощения, разность уровней Ферми должна превышать энергию фотонов, то есть полупроводник должен быть вырожденным.
55
Если это условие выполняется, то и инверсная населенность в р–п-переходе может быть достигнута.
Возникающий при рекомбинации фотон может вызвать излучение такого же фотона, сопровождающееся переходом электрона в валентную зону.
Поглощение его невозможно, потому что уровни, соответствующие его энергии в валентной зоне, заселены, а в зоне проводимости – заняты.
При рекомбинации носителей заряда возникает спонтанное излучение и образующиеся фотоны имеют разные фазы и направления распространения.
Энергия фотонов имеет широкий спектр распределения и зависит от температуры перехода, концентрации примесей и интенсивности накачки.
Фотоны, движущиеся в плоскости р–п-перехода, взаимодействуя с возбужденными электронами, будут вызывать вынужденное излучение.
Для обеспечения условий генерации излучения необходимо перпендикулярно плоскости р–п-перехода создать параллельные плоскости резонатора.
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Кристаллические |
грани полу- |
|
|
|
Так как для резонатора необходимы только |
|
|
проводника на границе с возду- |
|
|
|
две отражающие поверхности перпендику- |
|
|
|
хом обеспечивают |
приемлемое |
|
|
|
лярно плоскости р–п-перехода, то остальные |
|
|
отражение и могут служить зер- |
|
|
|
поверхности кристалла специально травят, |
|
|
|
калами резонатора. |
|
|
|
|
чтобы устранить отражение. |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Распространяющаяся в полости резонатора электромагнитная волна либо усиливается благодаря вынужденному излучению, либо гасится вследствие потерь фотонов, уходящих из перехода.
Если постепенно увеличивать плотность тока через диод, то вначале возникнет некогерентное спонтанное излучение, интенсивность которого будет возрастать, а при достижении некоторого значения плотности тока (пороговый ток) будет генерироваться вынужденное излучение.
56
Удельная выходная световая мощность лазерного диода увеличивается пропорционально плотности тока, протекающего через структуру
Линейная зависимость наблюдается только на начальной стадии процесса генерации света.
Это связано с тем, что коэффициент усиления g в реальной структуре является зависящим от концентрации электронно-дырочных пар в области световой генерации и, соответственно, от плотности тока, протекающего в структуре.
При этом чем меньше толщина активного слоя, тем выше мощность световой генерации.
От приложенного напряжения выходная световая мощность зависит по экспоненциальному закону.
Величина плотности тока, при которой мощность вынужденного излучения равна потерям в переходе, называется пороговой плотностью тока (важнейшая характеристика полупроводникового лазера, определяющая пороговый уровень накачки диода).
Плотность излучаемых фотонов ρ и коэффициент усиления а связаны с плотностью тока j соотношениями:
ρ = |
|
jηp |
|
|
||
ed |
ν |
|
||||
|
|
|||||
|
λ |
|
2 |
ρ |
||
a = |
|
|
|
2 |
||
|
|
|||||
|
2πn |
|||||
где ηр – квантовый выход рекомбинации пары электрондырка; ν – спектральная ширина спонтанного излучения; d – толщина р–п-перехода; п – показатель преломления в области перехода.
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Плотность тока зависит от энергии излучае- |
|
|
4 n2 (hν )2 |
E |
1 |
|
1 |
|||
|
мых квантов hν и спектральной ширины Е |
|
j = 6,3 10 |
|
|
|
α+ |
|
ln |
|
|
|
линии спонтанного излучения |
|
|
|
ηp |
|
|
L |
|
R |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
где L – длина диода; α – коэффициент внутренних потерь; R – коэффициент отражения боковых граней.
57
Расчеты по этому выражению дают результаты, которые хорошо согласуется с результатами экспериментальных измерений.
Для GaAs-диодов j = 130 А/см2, и это хорошо соответствует величинам пороговых токов диодов с такими же размерами при низких температурах.
Значительная доля внутренних потерь – дифракционные потери
Величину дифракционных потерь уменьшают созданием диэлектрически симметричной структуры.
В такой структуре показатели преломления областей, прилегающих к активной области перехода, меньше показателя преломления активной области (например, в р–п-переходе, полученном в арсениде галлия GaxAl1-xAs).
Еще один вид потерь – пропускание излучения на отражающих плоскостях резонатора.
Эти потери могут быть снижены нанесением на эти плоскости отражающих покрытий из алюминия, серебра, золота или диэлектрических слоев.
6.1. Основные характеристики полупроводниковых лазеров
Для лазерных диодов основными являются следующие характеристики: 
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
Спектральные |
|
|
|
Пространственные |
|
|
|
Эксплуатационные |
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
|
6.1.1. Спектральные характеристики излучения
Для лазерных диодов используются две спектральные характеристики: 
Распределение по частотам. 
Интенсивностьишириналиниимаксимумаизлучения. 
58
Ниже порога генерации спектр излучения диода характеризуется довольно значительной шириной (30…50 нм).
Выше порога генерации сплошной спектр излучения разбивается на моды, расстояние между которыми составляет 0,4…1 нм, а ширина каждой моды – 0,1…0,4 нм.
Дальнейшее превышение тока над порогом генерации приводит к резкому увеличению интенсивности когерентного излучения в одной из мод резонатора, чаще всего той, которая соответствует максимуму предшествовавшего некогерентного излучения.
По мере увеличения рабочего тока возникает генерация излучения и на других ближайших модах.
На рисунке представлена структура мод в спектре спонтанного излучения полупроводникового лазера вблизи порога генерации.
59
6.1.2. Пространственные характеристики
Пространственные характеристики определяются диаграммой направленности излучения диода.
Угловая расходимость θ излучения лазерного диода зависит от длины волны λ и определяется условием:
θ= λ , d
где d – ширина излучающей области, в плоскости которой измеряется угол θ.
Свет излучается из имеющей пластино-по- добную форму компенсированной р-области, непосредственно прилегающей к границе перехода.
Из-за малых размеров лазерного диода величина θ для него оказывается больше, чем для лазеров другого типа.
Из-за оптической неоднородности диффузионного р–п-перехода (концентрация примесей в нем изменяется по глубине) коэффициенты поглощения и преломления в активном слое не постоянны, и излучение в р–п-переходе распределено неоднородно.
Три основных фактора определяют пространственные характеристики возникающего излучения:
Ширина запрещенной зоны в более сильно легированной р-области меньше, о чем свидетельствуют данные по поглощению.
Инжекция электронов (обладающих более высокой подвижностью, чем дырки) в p-область более вероятна, чем инжекция дырок в п-область.
Время рекомбинации неосновных носителей обратно пропорционально концентрации основных носителей, а потому инжектированные в р-область электроныбудуточеньбыстрорекомбинировать.
60