МИНОБРНАУКИ РОССИИ
Автономное государственное бюджетное образовательное учреждение
высшего профессионального образования
«Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет
«ЛЭТИ» им. В.И. Ульянова (Ленина)»
(СПбГЭТУ)
ФАКУЛЬТЕТ ЭЛЕКТРОНИКИ
КАФЕДРА МИКРО- И НАНОЭЛЕКТРОНИКИ
ПОЛУПРВОДНИКОВЫЕ ОПТОЭЛЕКТРОННЫЕ ПРИБОРЫ
Разработка полупроводникового гетеролазера для использования в ВОЛС III поколения.
Выполнил
студент гр. № 0282 Проверил: Тарасов С.А.
Степанов Е. М.
САНКТ-ПЕТЕРБУРГ
2015 г.
Введение 3
III поколения 4
2 Расчетная часть 8
2.1 Выбор структуры и расчет ее параметров 8
2.2 Расчет РОС резонатора 11
2.3 Расчет внутреннего квантового выхода 11
2.4 Расчет оптического ограничения 12
2.5 Расчет порогового тока 12
2.6 Расчет ватт-амперных характеристик 13
2.7 Расчет параметров резонатора 14
2.8 Выбор остальных слоев 14
3 Структура кристалла 16
Заключение 19
Список использованных источников 21
Введение
В качестве источников излучения для волоконно-оптических линий связи целесообразно использовать лазерные диоды на основе твердых растворов полупроводников. В настоящей работе представлен вариант расчета полупроводниковой лазерной структуры на основе соединений третей и пятой групп для волоконно-оптических линий связи III поколения.
1 Волоконно-оптические линии связи III поколения.
Волоконно-оптическая линия связи (ВОЛС) это система, позволяющая передавать информацию. Носителем информации в такой системе выступает фотон. Он движется со скоростью света, что является предпосылкой к увеличению скорости передачи информации. Базовыми компонентами такой системы являются передатчик, оптическое волокно, приемник, ретранслятор (Р), усилитель (У) (рис. 1).
Рисунок 1 Структурная схема волоконно-оптической линии связи.
Также необходимыми элементами являются кодирующее устройство (КУ) и декодирующее устройство (ДКУ). Передатчик, в общем случае, состоит из источника излучения (ИИ) и модулятора (М). По сравнению с другими способами передачи информации оптоволокно выгодно отличается в первую очередь низкими потерями, что позволяет передавать информацию на большие расстояния. Вторым по значимости параметром является большая пропускная способность. То есть при прочих равных по одному оптоволоконному кабелю можно передать столько же информации, чем например по десяти электрическим. Еще одним важным моментом является возможность объединения нескольких оптоволоконных линий в один кабель и на помехозащищенности это сказываться не будет, что для электрических линий проблематично.
Передатчики предназначены для того, чтобы исходный сигнал, как правило, заданный в электрическом виде, преобразовать в электромагнитную волну оптического диапазона. В качестве передатчиков могут использоваться диоды, лазерные диоды и лазеры. К первому поколению передатчиков относится светоизлучающий диод, который работает на длине волны 0,85 мкм. Второе поколение передатчиков работает на длине волны 1,3 мкм. Третье поколение передатчиков было реализовано на лазерных диодах с длинной волны 1,55 мкм в 1982 году. Использование лазеров в качестве передатчиков дает некоторые преимущества. В частности из-за того, что эмиссия является стимулированной, повышается выходная мощность. Также излучение лазера направленно, что повышает эффективность взаимодействия в оптических волокнах. А узкая ширина спектральной линии уменьшает цветовую дисперсию и увеличивает скорость передачи. Если создать лазер стабильно работающий в режиме одной продольной моды в течении каждого импульса, то можно повысить значение информационной пропускной способности. Для достижения этого можно использовать лазерные структуры с распределенной обратной связью.
Следующим элементов ВОЛС является оптоволокно. Прохождение света по оптоволокну обеспечивается эффектом полного внутреннего отражения. И соответственно оно состоит из центральной части сердцевины и оболочке выполненной из материала с меньшей оптической плотностью. По количеству типов волн, которые могут распространяться по оптоволокну, их делят на многомодовые и одномодовые. Одномодовые волокна обладают лучшими характеристиками по затуханию и по полосе пропусканию. Но их недостатки связанны с тем, что диаметр одномодовых линий составляет величины порядка единиц микрометров. Это затрудняет введение излучения и сращивание. Диаметр многомодовой жилки составляет десятки микрометров, но полоса пропускания у них несколько меньше и для распространения на большие расстояния они не подходят.
По мере распространения света по оптоволокну он затухает. Такие устройства как ретрансляторы (рис.2 а) преобразуют оптический сигнал в электрический и при помощи передатчика отправляют его по линии дальше с уже большей интенсивностью.
Рисунок 2 Схематическое изображение устройств а) ретранслятора и б) усилителя.
Усилители делают тоже с той разницей, что они усиливают непосредственно сам оптический сигнал. В отличие от повторителей не корректируют сигнал, а только усиливают и сигнал и шум. После того как свет прошел по оптоволокну он преобразуется обратно в электрический сигнал. Это осуществляет приемник. Обычно это фотодиод на основе полупроводника.
К положительным сторонам ВОЛС относится малое затухание сигнала, широкая полоса пропускания, высокая помехозащищенность. Поскольку волокно изготовлено из диэлектрического материала, оно невосприимчиво к электромагнитным помехам со стороны окружающих медных кабельных систем и электрического оборудования, способного индуцировать электромагнитное излучение. В многоволоконных кабелях также не возникает проблемы перекрестного влияния электромагнитного излучения, присущей многопарным медным кабелям. Среди недостатков нужно отметить хрупкость оптического волокна, сложность монтажа. В некоторых случаях требуется микронная точность. Оптическое волокно имеет спектр поглощения, представленный на рисунке 3.
Рисунок 3 Спектр поглощения оптоволокна.
В ВОЛС III поколения реализована передача информации на длине волны 1.55 мкм. Как видно из спектра поглощение на этой длине волны самое маленькое оно составляет величину порядка 0.2 децибелов/км.
2 Расчетная часть.
2.1 Выбор структуры и расчет ее параметров.
Выбор твердого раствора. В качестве твердого раствора выбрано четверное соединение Ga x In 1- x P y As 1- y . Ширина запрещенной зоны рассчитывается следующим образом:
(2.1)
Изопериодной подложкой для этого твердого раствора является подложка InP . Для твердого раствора типа A x B 1- x C y D 1- y исходными компонентами будут бинарные соединения: 1 AC ; 2 BC ; 3 AD ; 4 BD . Расчет энергетических зазоров осуществляется по приведенной ниже формуле.
E (x , y ) = E 4 + (E 3 - E 4 ) x + (E 2 - E 4 ) y + (E 1 + E 4 - E 2 - E 3 ) xy
y(1-y) x(1-x) , (2.2)
где E n энергетический зазор в заданной точке зоны Бриллюэна бинарного соединения; c mn коэффициенты нелинейности для трехкомпонентного твердого раствора, образованного бинарными соединениями m и n .
В таблице 1 и 2 приведены значения энергетических зазоров для бинарных соединений, четверных и необходимые коэффициенты для учета температуры. Температура в данном случае была выбрана T = 80 ° C = 353 K .
Таблица 1 Энергетические зазоры бинарных соединений.
|
E с учетом Т |
||||||||||||
|
2,78 |
2,35 |
2,72 |
0,65 |
0,577 |
0,577 |
2,6803 |
2,2507 |
2,6207 |
||||
|
1,4236 |
2,384 |
2,014 |
0,363 |
0,37 |
0,363 |
1,3357 |
2,2533 |
1,9261 |
||||
|
GaAs |
1,519 |
1,981 |
1,815 |
0,541 |
0,46 |
0,605 |
1,3979 |
1,878 |
1,6795 |
|||
|
InAs |
0,417 |
1,433 |
1,133 |
0,276 |
0,276 |
0,276 |
0,338 |
1,3558 |
1,0558 |
|||
Таблица 2 Энергетические зазоры четверных соединений.
|
GaInPAs |
АО |
0,7999 |
1,379 |
1,3297 |
|
ООО |
0,9217 |
|||
|
ОЭ |
1,0916 |
Подбор необходимых значений состава проводился по соотношению x и y приведенному ниже. Полученные значения состава для всех областей: активной, волноводной и области эмиттера сведены в таблицу 5.
Необходимым условием при расчете состава области оптического ограничения и области эмиттера было то, что разница в разрыве зон должна быть отлична не менее чем на 4 kT .
Период решетки четверного соединения рассчитывается по следующей формуле:
a (x,y) = xya 1 + (1-x)ya 2 + x(1-y)a 3 + (1-x)(1-y)a 4 , (2.4)
где a 1 a 4 периоды решеток соответствующих бинарных соединений. Они представлены в таблице 3.
Таблица 3 Периоды решеток бинарных соединений.
|
a, A |
||
|
5,4509 |
||
|
5,8688 |
||
|
GaAs |
5,6532 |
|
|
InAs |
6,0584 |
Для четверных соединений GaInPAs для всех областей значения периодов решеток сведены в таблицу 5.
Расчет показателя преломления производился по соотношению приведенному ниже.
(2.5)
где необходимые параметры представлены в таблице 4.
Таблица 4 Параметры бинарных и четверных соединений для расчета показателя преломления.
|
2,7455 |
3,6655 |
5,2655 |
0,42 |
31,4388 |
160,537 |
||
|
1,3257 |
2,7807 |
5,0807 |
0,604 |
26,0399 |
128,707 |
||
|
GaAs |
1,4062 |
2,8712 |
4,9712 |
0,584 |
30,0432 |
151,197 |
|
|
InAs |
0,3453 |
2,4853 |
4,6853 |
1,166 |
14,6475 |
167,261 |
|
|
GaInPAs |
АО |
0,8096 |
2,574 |
4,7127 |
0,8682 |
21,8783 |
157,1932 |
|
ООО |
0,9302 |
2,6158 |
4,7649 |
0,8175 |
22,4393 |
151,9349 |
|
|
ОЭ |
1,0943 |
2,6796 |
4,8765 |
0,7344 |
23,7145 |
142,9967 |
Показатель преломления для волноводной области выбирался таким образом, чтобы отличаться от показателя преломления области эмиттера как минимум на один процент.
Таблица 5 Основные параметры рабочих областей.
|
АО |
ООО |
ОЭ |
|||||
|
0,7999 |
0,9218 |
1,0917 |
|||||
|
0,371 |
0,2626 |
0,1403 |
|||||
|
0,1976 |
0,4276 |
0,6914 |
|||||
|
a(x,y) |
5,8697 |
a(x,y) |
5,8695 |
a(x,y) |
5,8692 |
||
|
Δa, % |
0,0145 |
Δa, % |
0,0027 |
Δa, % |
0,0046 |
||
|
3,6862 |
3,6393 |
3,5936 |
|||||
|
Δn, % |
1,2898 |
Δn, % |
1,2721 |
||||
|
0,1217 |
0,1218 |
0,1699 |
|||||
2.2 Расчет РОС резонатора.
Основой РОС резонатора является дифракционная решетка со следующим периодом.
Получившееся таким образом значение периода решетки составляет 214 нм. Толщина слоя между активной областью и областью эмиттера выбрана порядка толщины длины волны, то есть 1550 нм.
2.3 Расчет внутреннего квантового выхода. Значение квантового выхода определяется вероятностью излучательных и безызлучательных переходов.
Значение внутреннего квантового выхода η i = 0.9999.
Излучательное время жизни будет определяться как
(
где R = 10 -10 см 3 /с коэффициент рекомбинации, p o = 10 15 см -3 концентрация равновесных носителей заряда, Δ n = 1.366*10 25 см -3 и было рассчитано из
где n N = 10 18 см -3 концентрация равновесных носителей заряда в эмиттере, Δ E c = 0.5 эВ разница между шириной запрещенной зоны АО и ОЭ.
Излучательное время жизни τ и = 7.3203*10 -16 с. Безизлучательное время жизни τ и = 1*10 -7 с. Безизлучательное время жизни будет определяться как
где C = 10 -14 с*м -3 константа, N л = 10 21 м -3 концентрация ловушек.
2.4 Расчет оптического ограничения.
Приведенная толщина активного слоя D = 10.4817:
Коэффициент оптического ограничения Г = 0.9821:
Для нашего случая необходим также расчет дополнительного коэффициента связанного с толщиной активной области г = 0.0394:
где d п = 1268.8997 нм размер пятна в ближней зоне, определяемый как
2.5 Расчет порогового тока.
Коэффициент отражения зеркал R = 0.3236:
Пороговая плотность тока может быть рассчитана по следующей формуле:
где β = 7*10 -7 нм -1 коэффициент распределенных потерь на рассеяние и поглощение энергии излучения.
Пороговая плотность тока j пор = 190.6014 А/см 2 .
Пороговый ток I = j пор WL = 38.1202 мА.
2.6 Расчет ватт-амперных характеристик и КПД.
Мощность до порога P до = 30.5242 мВт.
Мощность после порога P псл = 244.3889 мВт.
На рис. 4 представлен график зависимости выходной мощности от тока.
Рисунок 4 Зависимость выходной мощности от тока.
Расчет КПД η = 0.8014
КПД =
Дифференциальный КПД η д = 0.7792
2.7 Расчет параметров резонатора.
Разность частот Δν q = 2.0594*10 11 Гц.
Δν q = ν q ν q -1 =
Число аксиальных мод N акс = 71
N акс =
Неаксиальные колебания Δν m = 1.236*10 12 Гц.
Δν m =
Добротность резонатора Q = 5758.0722
Ширина резонансной линии Δν p = 3.359*10 10 Гц.
Δν p =
Расходимость лазерного луча = 0.0684 °.
где Δλ спектральная ширина линии излучения, m порядок дифракции (в нашем случае первый), b период решетки.
2.8 Выбор остальных слоев.
Для обеспечения хорошего омического контакта в структуре предусмотрен высоколегированный слой (N = 10 19 см -3 ) толщиной 5 мкм. Верхний контакт сделан прозрачным, поскольку вывод излучения осуществляется через него перпендикулярно подложке. Для улучшения структур, выращиваемых на подложке, предпочтительно использование буферного слоя. В нашем случае буферный слой выбран толщиной 5 мкм. Размеры самого кристалла выбраны следующие: толщина 100 мкм, ширина 100 мкм, длина 200 мкм. Подробное изображение структуры со всеми слоями представлено на рисунке 5. Параметры всех слоев такие энергетические зазоры, показатели преломления и уровни легирования представлены на 6,7,8 рисунках соответственно.
Рисунок 6 Энергетическая диаграмма структуры.
Рисунок 7 Показатели преломления всех слоев структуры.
Рисунок 8 Уровни легирования слоев структуры.
Рисунок 9 Выбранные составы твердых растворов.
Заключение
Разработанный полупроводниковый лазер обладает характеристиками превосходящими изначально заданные. Так пороговый ток у разработанной структуры лазера составил 38.1202 мА, что ниже, чем заданные 40 мА. Выходная мощность также превзошла достаточную 30.5242 мВТ против 5.
Рассчитанный состав активной области на основе твердого раствора GaInPAs является изопериодным к подложке InP , расхождение периода решеток составило 0.0145 %. В свою очередь периоды решеток следующих слоев имеют расхождение также не превышающее 0.01 % (табл. 5). Это дает предпосылку к технологической реализуемости полученной структуры, а также способствует уменьшению дефектности структуры, не допуская появлению больших не скомпенсированных сил растяжения или сжатия на гетерогранице. Для обеспечения локализации электромагнитной волны в области оптического ограничения необходима разница в показателях преломления ООО и ОЭ не менее одного процента в нашем случае эта величина составила 1.2721 %, что является удовлетворительным результатом, однако дальнейшее улучшение этого параметра невозможно из-за того, что невозможен дальнейший сдвиг по изопериоду. Также необходимым условием работы лазерной структуры является обеспечение локализации электронов в активной области, с тем чтобы было возможно их возбуждение с последующей стимулированной эмиссией, это будет выполняться при условии, что разрыв зон ООО и АО будет больше 4 kT (выполнено табл. 5).
Коэффициент оптического ограничения полученной структуры составил 0.9821, это значение близко к единице, однако для его дальнейшего увеличения необходимо увеличивать толщину области оптического ограничения. Причем, увеличение толщины ООО в несколько раз дает незначительное увеличение коэффициента оптического ограничения, поэтому в качестве оптимальной толщины ООО выбрана величина близкая к длине волны излучения, то есть 1550 нм.
Высокое значение внутреннего квантового выхода (99.9999 %) обусловлено небольшим количеством безызлучательных переходов, которое в свою очередь является следствием низкой дефектности структуры. Дифференциальный КПД является обобщенной характеристикой эффективности структуры и учитывает такие процессы как рассеяние и поглощение энергии излучения. В нашем случае он составил 77.92 %.
Полученное значение добротности составило 5758.0722, что свидетельствует о невысоком уровне потерь в резонаторе. Поскольку естественный резонатор образованный сколами по кристаллографическим плоскостям кристалла имеет коэффициент отражения зеркал 32.36 %, он будет обладать огромными потерями. В качестве основы резонатора можно использовать распределенную обратную связь в основе которой лежит эффект брэгговского отражения световых волн на периодической решетки, созданной на границе ООО. Расчитанный период решетки составил 214.305 нм, что при ширине кристалла 100 мкм позволяет создать порядка 470 периодов. Чем больше будет число периодов, тем эффективней будет происходить отражение. Еще одним преимуществом РОС резонатора является то, что он обладает высокой селективностью по длине волны. Это позволяет выводить излучение определенной частоты, позволяя преодолеть один из основным недостатков полупроводниковых лазеров зависимость длины волны излучения от температуры. Также использование РОС обеспечивает возможность вывода излучения под заданным углом. Возможно это стало предпосылкой очень маленького угла расходимости он составил 0.0684 °. Излучение в данном случае выводится перпендикулярно подложке, что является самым оптимальным вариантом, поскольку также способствует наименьшему углу расходимости.
Список исходных источников
1. Пихтин А.Н. Оптическая и квантовая электроника: Учеб. Для вузов [Текст] /А.Н. Пихтин. М.: Высш. шк., 2001. 573 с.
2. Тарасов С.А., Пихти А.Н. Полупроводниковые оптоэлектронные приборы. Учебное пособие . СПб . : Изд - во СПбГЭТУ “ ЛЭТИ ”. 2008. 96 с .
3. Физико-технический институт имени А.Ф. Иоффе Российской академии наук [Электронный ресурс] Режим доступа: http :// www . ioffe . ru / SVA / NSM / Semicond /
PAGE \* MERGEFORMAT 1
Полупроводниковые инжекционные лазеры, так же, как и другой тип твердотельных излучателей – светодиоды, являются важнейшим элементом любой оптоэлектронной системы. В основе работы того и другого приборов лежит явление электролюминесценции. Применительно к вышеуказанным полупроводниковым излучателям, механизм электролюминесценции реализуется путем излучательной рекомбинации неравновесных носителей заряда, инжектированных через p-n переход.
Первые светодиоды появились на рубеже 50-х и 60-х годов ХХ века, а уже в 1961 г. Н.Г. Басов, О.Н. Крохин и Ю.М. Попов предложили использовать инжекцию в вырожденных p-n переходах для получения лазерного эффекта. В 1962 г. американским физикам Р. Холлу и сотр. удалось зарегистрировать сужение спектральной линии излучения полупроводникового светодиода, что было интерпретировано как проявление лазерного эффекта («сверхизлучение»). В 1970 г. российскими физиками – Ж.И. Алферовым с сотр. были изготовлены первые лазеры на гетероструктурах. Это позволило сделать приборы пригодными для массового серийного выпуска, что было в 2000 г. отмечено Нобелевской премией по физике. В настоящее время полупроводниковые лазеры получили самое широкое распространение в основном в устройствах для записи и считывания информации с компьютерных, аудио- и видео- компакт-дисков. Основными достоинствами полупроводниковых лазеров являются:
1. Экономичность, обеспечиваемая высокой эффективностью преобразования энергии накачки в энергию когерентного излучения;
2. Малая инерционность, обусловленная короткими характеристическими временами установления режима генерации (~ 10 -10 c);
3. Компактность, связанная со свойством полупроводников обеспечивать огромное оптическое усиление;
4. Простое устройство, низковольтное питание, совместимость с интегральными микросхемами («микрочипами»);
5. Возможность плавной перестройки длины волны в широком диапазоне вследствие зависимости оптических свойств полупроводников от температуры, давления и т.д.
Главной особенностью полупроводниковых лазеров является использование в них оптических переходов с участием уровней энергии (энергетических состояний) основных электронных энергетических зон кристалла. В этом отличие полупроводниковых лазеров от, например, рубиновых лазеров, где используются оптические переходы между примесными уровнями иона хрома Cr 3+ в Al 2 O 3 . Для применения в полупроводниковых лазерах наиболее подходящими оказались полупроводниковые соединения A III B V (см. Введение). Именно на основе этих соединений и их твердых растворов изготавливается промышленностью бóльшая часть полупроводниковых лазеров. Во многих полупроводниковых материалах этого класса рекомбинация избыточных носителей тока осуществляется путем прямых оптических переходов между заполненными состояниями вблизи дна зоны проводимости и свободными состояниями вблизи вершины валентной зоны (рис.1). Большая вероятность оптических переходов в прямозонных полупроводниках и большая плотность состояний в зонах позволяют получить высокое оптическое усиление в полупроводнике.
Рис.1. Испускание фотона при излучательной рекомбинации в прямозонном полупроводнике с инверсной заселенностью.
Рассмотрим основные принципы работы полупроводникового лазера. Если полупроводниковый кристалл, находится в состоянии термодинамического равновесия с окружающей средой, то он способен только поглощать падающее на него излучение. Интенсивность света, прошедшего в кристалле расстояние х , задается известным соотношением Бугера-Ламберта
Здесь R - коэффициент отражения света;
α - коэффициент поглощения света.
Для того, чтобы свет усиливался, проходя через кристалл, а не ослаблялся, требуется, чтобы коэффициент α был меньше нуля, что в термодинамически-равновесной среде невозможно. Для работы любого лазера (газового, жидкостного, твердотельного) требуется, чтобы рабочая среда лазера находилась в состоянии инверсной заселенности – таком состоянии, при котором количество электронов на высоколежащих уровнях энергии было бы большим, чем на ниже расположенных уровнях (такое состояние называется еще «состоянием с отрицательной температурой»). Получим соотношение, описывающее состояние с инверсной заселенностью в полупроводниках.
Пусть ε 1 и ε 2 – оптически связанные между собой энергетические уровни, первый из которых находится в валентной, а второй – в зоне проводимости полупроводника (рис.2). Термин «оптически связанные» означает, что переходы электрона между ними разрешены правилами отбора. Поглотив квант света с энергией hν 12 , электрон переходит с уровня ε 1 на уровень ε 2 . Скорость такого перехода будет пропорциональна вероятности заселения первого уровня f 1 , вероятности того, что второй уровень пуст: (1- f 2), и плотности потока фотонов P(hν 12)
Обратный переход – с верхнего уровня на нижний, может происходить двумя способами – за счет спонтанной и вынужденной рекомбинации. Во втором случае взаимодействие кванта света с электроном, находящимся на уровне ε 2 , «заставляет» рекомбинировать электрон с испусканием кванта света, тождественного тому, который вызвал процесс вынужденной рекомбинации. Т.о. в системе происходит усиление света, что и составляет суть работы лазера. Скорости спонтанной и вынужденной рекомбинации запишутся как:
(3)
В состоянии термодинамического равновесия
. (5)
Используя условие 5, можно показать, что коэффициенты В 12 , В 21 и А 21 («коэффициенты Эйнштейна») связаны между собой, а именно:
, (6)
где n – показатель преломления полупроводника; с –скорость света.
В дальнейшем, впрочем, спонтанную рекомбинацию мы учитывать не будем, т.к. скорость спонтанной рекомбинации не зависит от плотности потока фотонов в рабочей среде лазера, и скорость вынужденной рекомбинации будет при больших значениях Р(hν 12 ) существенно превышать скорость спонтанной рекомбинации. Для того, чтобы происходило усиление света, скорость вынужденных переходов «сверху вниз» должна превышать скорость переходов «снизу вверх»:
Записав вероятности заселения электронами уровней с энергией ε 1 и ε 2 в виде
, (8)
получим условие инверсной заселенности в полупроводниках
т.к. минимальное расстояние между уровнями ε 1 и ε 2 как раз равно ширине запрещенной зоны полупроводника ε g . Это соотношение известно как соотношение Бернара-Дюрафура.
В формулу 9 входят значения т.н. квазиуровней Ферми - уровней Ферми отдельно для зоны проводимости F C и валентной зоны F V . Такая ситуация возможна только для неравновесной, а точнее, для квазиравновесной системы. Для формирования в обеих разрешенных зонах уровней Ферми (уровней, разделяющих заполненные электронами и пустые состояния (см. Введение)), требуется, чтобы время релаксации импульса электронов и дырок было на несколько порядков меньше времени жизни избыточных носителей заряда:
В результате неравновесный в целом электронно-дырочный газ можно рассматривать как комбинацию равновесного электронного газа в зоне проводимости и равновесного дырочного газа в валентной зоне (рис.2).
Рис.2. Энергетическая диаграмма полупроводника с инверсной заселенностью уровней. Заполненные электронами состояния заштрихованы.
Процедура создания в рабочей среде лазера (в нашем случае – в полупроводниковом кристалле) инверсной заселенности носит название накачки. Накачка полупроводниковых лазеров может осуществляться извне светом, пучком быстрых электронов, сильным радиочастотным полем, ударной ионизацией в самом полупроводнике. Но наиболее простым, экономичным и, в силу того, наиболее распространенным способом накачки полупроводниковых лазеров является инжекция носителей заряда в вырожденном p-n переходе (cм. методич. пособие “Физика полупроводниковых приборов”; туннельный диод). Принцип такой накачки понятен из рис.3, где приведена энергетическая диаграмма такого перехода в состоянии термодинамического равновесия и при большом прямом смещении . Видно, что в области d, непосредственно примыкающей к p-n переходу, реализуется инверсная заселенность – энегетическое расстояние между квазиуровнями Ферми больше, чем ширина запрещенной зоны.
Рис.3. Вырожденный р-п переход в состоянии термодинамического равновесия (слева) и при большом прямом смещении (справа).
Однако создание в рабочей среде инверсной заселенности является необходимым, но еще не достаточным условием для генерации лазерного излучения. В любом лазере, и в полупроводниковом – в частности, часть подводимой к прибору мощности накачки будет бесполезно теряться. И только когда мощность накачки превысит определенную величину - порог генерации, лазер начинает работать как квантовый усилитель света. При превышении порога генерации:
· а) резко возрастает интенсивность испускаемого прибором излучения (рис.4а);
· б) сужается спектральная линия излучения (рис. 4б);
· в) излучение становится когерентным и узконаправленным.
Рис.4. Рост интенсивности (слева) и сужение спектральной линии излучения (справа) полупроводникового лазера при превышении током порогового значения.
Для достижения пороговых условий генерации рабочую среду лазера обычно помещают в оптический резонатор. Этоувеличивает длину оптического пути пучка света в рабочей среде, облегчает достижение порога генерации, способствует лучшей фокусировке пучка и т.д. Из всего разнообразия типов оптических резонаторов в полупроводниковых лазерах наибольшее распространение получил простейший резонатор Фабри-Перо – два плоско-параллельных зеркала, перпендикулярных p-n переходу. Причем в качестве зеркал используются отшлифованные грани самого полупроводникового кристалла.
Рассмотрим прохождение электромагнитной волны через такой резонатор. Примем коэффициент пропускания и коэффициент отражения левого зеркала резонатора за t 1 и r 1 , правого (через которое излучение выходит наружу) - за t 2 и r 2 ; длина резонатора – L . Пусть на левую грань кристалла падает извне электромагнитная волна, уравнение которой запишем в виде:
. (11)
Пройдя через левое зеркало, кристалл и правое зеркало, часть излучения выйдет через правую грань кристалла, а часть отразится и снова пойдет к левой грани (рис.5).
Рис.5. Электромагнитная волна в резонаторе Фабри-Перо.
Дальнейший ход луча в резонаторе, амплитуды выходящих и отраженных лучей понятны из рисунка. Просуммируем амплитуды всех электромагнитных волн, вышедших через правую грань кристалла :
= (12).
Потребуем, чтобы сумма амплитуд всех волн, выходящих через правую грань, не равнялась нулю даже при исчезающе малой амплитуде волны на левой грани кристалла. Очевидно, что это может быть только тогда, когда и знаменатель дроби в (12) стремится к нулю. Отсюда получим:
, (13)
а с учетом того, что интенсивность света , т.е ; , где R 1 , R 2 - коэффициенты отражения зеркал – граней кристалла «по интенсивности», и, к тому же, , окончательно соотношение для порога генерации запишем как:
. (14)
Из (11) следует, что множитель 2Г, входящий в показатель экспоненты, связан с комплексным показателем преломления кристалла:
В правой части (15) первое слагаемое определяет фазу световой волны, а второе – амплитуду. В обычной, термодинамически равновесной среде - происходит ослабление (поглощение) света, в активной рабочей среде лазера это же соотношение следает записать в виде 
, где g
- коэффициент усиления света
, а символом α i
обозначены все потери
энергии накачки, не обязательно только оптической природы. Тогда амплитудное пороговое условие
перепишется как:
или 
. (16)
Таким образом, мы определили необходимое
(9) и достаточное
(16) условия генерации полупроводникового лазера. Как только величина коэффициента усиления
превыситпотери
на величину, определяемую первым слагаемым (16), в рабочей среде с инверсной заселенностью уровней начнется усиление света. Сама же величина коэффициента усиления будет зависеть от мощности накачки или, что для инжекционных лазеров то же самое, от величины рабочего тока.
В обычной рабочей области полупроводниковых лазеров 
и линейно зависит от величины рабочего тока
. (17)
Из (16) и (17) для порогового тока получим:
, (18)
где через I 0 обозначен т.н. «порог инверсии» – значение рабочего тока, при котором достигается инверсная заселенность в полупроводнике. Т.к. обычно , первым слагаемым в (18) можно пренебречь.
Коэффициент пропорциональности β для лазера с использованием обычного p-n перехода и изготовленного, например, из GaAs можно рассчитать по формуле
, (19)
где Е и ΔЕ – положение и полуширина спектральной линии излучения лазера.
Расчет по формуле 18 дает при комнатной температуре Т=300К для такого лазера очень высокие значения пороговой плотности тока 5 . 10 4 А/см 2 , т.е. такие лазеры могут эксплуатироваться либо при хорошем охлаждении, либо в режиме коротких импульсов. Поэтому, как уже отмечалось выше, только создание в 1970 г. группой Ж.И.Алферова лазеров на гетеропереходах позволило на 2 порядка снизить пороговые токи полупроводниковых лазеров, что в конечном итоге и привело к массовому применению этих приборов в электронике.
Для того, чтобы понять, как этого удалось достичь, рассмотрим подробнее структуру потерь в полупроводниковых лазерах. К неспецифическим, общим для любых лазеров, и в принципе неустранимым потерям следует отнести потери на спонтанные переходы и потери на термализацию.
Спонтанные переходы с верхнего уровня на нижний будут присутствовать всегда, а поскольку излучаемые при этом кванты света будут иметь случайное распределение по фазе и направлению распространения (не будут когерентны ), то затраты энергии накачки на генерацию спонтанно-рекомбинирующих электрон-дырочных пар следует отнести к потерям.
При любом способе накачки в зону проводимости полупроводника будут забрасываться электроны, с энергией, большей энергии квазиуровня Ферми F С . Эти электроны, теряя энергию в столкновениях с дефектами решетки, достаточно быстро опускаются до квазиуровня Ферми – процесс, называемый термализацией. Энергия, потерянная электронами при рассеянии их на дефектах решетки, и есть потери на термализацию.
К частично-устранимым потерям можно отнести потери на безызлучательную рекомбинацию . В прямозонных полупроводниках за безызлучательную рекомбинацию отвечают обычно глубокие примесные уровни (см. «Фотоэффект в однородных полупроводниках»). Тщательная очистка полупроводникового кристалла от примесей, образующих такие уровни, уменьшает вероятность безызлучательной рекомбинации.
И, наконец, потери на нерезонансное поглощение и на токи утечки можно значительно уменьшить, применяя для изготовления лазеров гетероструктуры.
В отличие от обычных p-n переходов, где справа и слева от точки контакта располагаются одинаковые полупроводники, отличающиеся только составом примесей и типом проводимости, в гетероструктурах по обе стороны контакта располагаются разные по химическому составу полупроводники. Эти полупроводники имеют различную ширину запрещенной зоны, поэтому в точке контакта будет наблюдаться «скачок» потенциальной энергии электрона (типа «крюк» или типа «стенка» (рис.6)).
Рис.6. Инжекционный лазер на основе двусторонней гетероструктуры в состоянии термодинамического равновесия (слева) и в рабочем режиме (справа).
В зависимости от типа проводимости полупроводников гетероструктуры могут быть изотипными (p-P; n-N гетероструктуры) и анизотипными (p-N; n-P гетероструктуры). Заглавными буквами вгетероструктурах принято обозначать полупроводник с большей шириной запрещенной зоны. Далеко не любые полупроводники способны образовывать качественные гетероструктуры, пригодные для создания на их основе электронных приборов. Для того, чтобы граница раздела содержала как можно меньше дефектов, компоненты гетероструктуры должны иметь одинаковую кристаллическую структуру и очень близкие значения постоянной кристаллической решетки. Среди полупроводников группы A III B V только две пары соединений отвечают этому требованию: GaAs-AlAs и GaSb-AlSb и их твердые растворы (см. Введение), т.е. GaAs-Ga x Al 1- x As ; GaSb-Ga x Al 1- x Sb. Усложняя состав полупроводников, можно подобрать и другие пары, пригодные для создания гетероструктур, например InP-In x Ga 1- x As y P 1- y ; InP- Al x Ga 1- x As y Sb 1- y . Инжекционные лазеры изготавливаются и из гетероструктур на основе полупроводниковых соединений A IV B VI , таких как PbTe-Pb x Sn 1- x Te; PbSe-Pb x Sn 1- x Se - эти лазеры излучают в дальней инфракрасной области спектра.
Потери на токи утечки в гетеролазерах удается практически полностью устранить благодаря разнице в ширине запрещенных зон полупроводников, формирующих гетероструктуру. Действительно (рис.3), ширина области d вблизи обычного p-n перехода, где выполняется условие инверсной заселенности, составляет всего 1 мкм, в то время как инжектированные через переход носители заряда рекомбинируют в гораздо большей по размерам области L n +L p шириной 10 мкм. Рекомбинация носителей в этой области не вносит вклад в когерентное излучение. В двусторонней N-p-P гетероструктуре (рис.6) область с инверсной заселенностью совпадает с толщиной слоя узкозонного полупроводника в центре гетеролазера. Практически все инжектированные в эту область из широкозонных полупроводников электроны и дырки там и рекомбинируют. Потенциальные барьеры на границе раздела широкозонных и узкозонного полупроводника не дают «растекаться» носителям заряда, что резко повышает эффективность такой структуры по сравнению с обычным (рис.3) p-n переходом.
В слое узкозонного полупроводника будут сосредоточены не только неравновесные электроны и дырки, но и бóльшая часть излучения. Причина этого явления заключается в том, что полупроводники, составляющие гетероструктуру, отличаются величиной показателя преломления. Как правило, показатель преломления выше у узкозонного полупроводника. Поэтому все лучи, имеющие угол падения на границу двух полупроводников
, (20)
будут претерпевать полное внутреннее отражение. Следовательно, излучение будет «заперто» в активном слое (рис.7), что существенно уменьшит потери на нерезонансное поглощение (обычно это т.н. «поглощение свободными носителями заряда»).
Рис.7. Оптическое ограничение при распространении света в гетероструктуре. При угле падения, большем θ, происходит полное внутреннее отражение от границы раздела полупроводников, составляющих гетероструктуру.
Все вышесказанное и позволяет получить в гетеролазерах гигантское оптическое усиление
при микроскопических размерах активной области: толщина активного слоя , длина резонатора 
. Гетеролазеры работают при комнатной температуре в непрерывном режиме
, а характерные плотности рабочих токов
не превышают 500 А/см 2 . Спектр излучения
большинства серийно-выпускаемых лазеров, в которых рабочей средой является арсенид галлия,
представляет узкую линию с максимумом в ближней инфракрасной области спектра 
, хотя разработаны полупроводниковые лазеры, дающие видимое излучение, и лазеры, излучающие в далекой инфракрасной области с 
.
Отправить свою хорошую работу в базу знаний просто. Используйте форму, расположенную ниже
Студенты, аспиранты, молодые ученые, использующие базу знаний в своей учебе и работе, будут вам очень благодарны.
Подобные документы
Распространение импульса электромагнитной энергии по световоду. Межмодовая дисперсия в многомодовых световодах. Определение внутримодовой дисперсии. Материальная и волноводная дисперсия в одномодовом волоконном световоде. Длина волны нулевой дисперсии.
контрольная работа , добавлен 18.05.2011
Инжекционный механизм накачки. Величина смещающего напряжения. Основные характеристики полупроводниковых лазеров и их группы. Типичный спектр излучения полупроводникового лазера. Величины пороговых токов. Мощность излучения лазера в импульсном режиме.
презентация , добавлен 19.02.2014
Расчет длины регенерационного участка волоконно-оптической системы (ВОЛС) передачи информации по заданным параметрам энергетического потенциала системы и дисперсии в волоконных световодах. Оценка быстродействия ВОЛС. Определение ширины полосы пропускания.
контрольная работа , добавлен 29.05.2014
Эрбиевые усилители оптического сигнала. Параметры волоконных усилителей. Выходная мощность сигнала и энергетическая эффективность накачки. Ширина и равномерность полосы усиления. Полупроводниковый лазер накачки "ЛАТУС-К". Конструкция лазера накачки.
дипломная работа , добавлен 24.12.2015
Этапы разработки и перспективы внедрения проекта по созданию бюджетного лазерного комплекса на базе полупроводникового лазера, предназначенного для обработки органических материалов. Исследование основных параметров и характеристик фотоприемника.
курсовая работа , добавлен 15.07.2015
Расчет полупроводниковой лазерной структуры на основе соединений третей и пятой групп для волоконно-оптических линий связи III поколения. Выбор структуры кристалла. Расчет параметров, РОС-резонатора, внутреннего квантового выхода, оптического ограничения.
курсовая работа , добавлен 05.11.2015
Прокладка волоконно-оптического кабеля с применением аппаратуры синхронной цифровой иерархии СЦИ (SDH), вместо уплотненной системы К-60п, на участке "Джетыгара - Комсомолец". Расчет предельно-допустимых уровней излучения полупроводникового лазера.
дипломная работа , добавлен 06.11.2014
Падение плоской волны на границу раздела двух сред, соотношение волновых сопротивлений и компонентов поля. Распространение поляризованных волн в металлическом световоде, расчет глубины их проникновения. Определение поля внутри диэлектрического световода.
курсовая работа , добавлен 07.06.2011
В лазерах этого типа активной средой является полупроводниковый кристалл. Наиболее распространенный способ накачки – пропускание через кристалл тока.
Полупроводниковый инжекционный лазер представляет собой двухэлектродный прибор с p-n- переходом (поэтому часто используется термин «лазерный диод»), в котором генерация когерентного излучения связана с инжекцией носителей заряда при протекании прямого тока через p-n- переход.
Активная среда инжекционного лазера (рис. 3.23) размещена в тонком прямоугольном параллелепипеде, расположенном между р и n слоями полупроводниковой структуры; толщина d активной области около 1 мкм. Полированные или сколотые торцы кристалла (шириной w ), выполненные оптически плоскими и строго параллельными, в такой конструкции действуют как оптический резонатор (аналог резонатора Фабри-Перо). Коэффициент отражения оптического излучения на полированных плоскостях кристалла достигает 20-40%, что обеспечивает необходимую положительную обратную связь без применения дополнительных технических средств (специальных зеркал или отражателей). Однако боковые грани кристалла имеют шероховатую поверхность, что уменьшает отражение оптического излучения от них.
Рисунок 3.23 – Конструкция полупроводникового лазера
Накачка активной среды в лазерном диоде обеспечивается внешним электрическим смещением р-n - перехода в прямом направлении. При этом через р-n - переход протекает значительный ток I лд и достигается интенсивная инжекция возбужденных носителей заряда в активную среду полупроводникового лазера. В процессе рекомбинации инжектированных электронов и дырок излучаются кванты света (фотоны).
Лазерные колебания возбуждаются и генерируются, если усиление фотонов в активной среде превышает потери оптического излучения, связанные с частичным выводом, рассеянием и поглощением фотонов. Коэффициент усиления фотонов в активной среде полупроводникового лазера оказывается значительным только при интенсивной инжекции заряда. Для этого необходимо обеспечить достаточно большой электрический ток I лд .
Чтобы систему с активным веществом превратить в генератор, необходимо создать положительную обратную связь, то есть часть усиленного выходного сигнала нужно возвратить в кристалл. Для этого в лазерах используются оптические резонаторы. В полупроводниковом лазере роль резонатора выполняют параллельные грани кристалла, создаваемые методом скола.
Кроме того, необходимо обеспечить электрическое, электронное и оптическое ограничения. Суть электрического ограничения состоит в том, чтобы максимальная доля пропускаемого через структуру электрического тока проходила через активную среду. Электронное ограничение – это сосредоточение всех возбужденных электронов в активной среде и принятие мер против их расплывания в пассивные области. Оптическое ограничение должно предотвратить растекание светового луча при его многократных проходах через кристалл и обеспечить удержание лазерного луча в активной среде. В полупроводниковых лазерах это достигается за счет того, что зона удержания луча характеризуется несколько большим значением показателя преломления, чем соседние области кристалла, – вследствие этого возникает волноводный эффект самофокусировки луча. Неодинаковость показателей преломления достигается различием в характере и степени легирования зон кристалла, включая использование гетероструктур.
При рекомбинации свободных электронов и дырок в полупроводниках освобождается энергия, которая может сообщаться кристаллической решетке (переходить в тепло) или излучаться в виде квантов света (фотонов). Для полупроводниковых лазеров принципиально важным является испускание фотонов (излучательная рекомбинация). В кремниевых и германиевых полупроводниках доля рекомбинационных актов, вызывающих излучение фотонов, весьма невелика; такие полупроводники по существу непригодны для лазеров.
Иначе протекают рекомбинационные процессы в бинарных (двойных) полупроводниках типа А 3 В 5 (а также А 2 В 6 и А 4 В 6), где в определенных, технически совершенных условиях доля излучательной рекомбинации приближается к 100%. Такие полупроводники являются прямозонными; возбужденные электроны проходят запрещенную зону, теряя энергию и излучая фотоны напрямую, не изменяя импульса и направления движения, без дополнительных стимулирующих условий и средств (промежуточных энергетических уровней и тепловых воздействий). Вероятность прямых излучательных переходов оказывается наиболее высокой.
Среди бинарных соединений типа А 3 В 5 в качестве лазерных материалов доминируют кристаллы арсенида галлия GaAs. Расширение физических и технических возможностей полупроводниковых лазеров обеспечивают твердые растворы арсенида галлия, в которых атомы дополнительных элементов (алюминия – Al, индия – In, фосфора – Р, сурьмы – Sb) смешаны и жестко фиксированы в общей кристаллической решетке базовой структуры. Распространение получили тройные соединения: арсенид галлия–алюминия Ga 1–x Al x As, арсенид индия–галлия In x Ga 1–x As, арсенид–фосфид галлия GaAs 1–x P x , арсенид–антимонид галлия GaAs x Sb 1–x и четверные соединения: Ga x In 1–x Asy P 1–y , Al x Ga 1–x Asy Sb 1–y . Содержание (х или у ) конкретного элемента в твердом растворе задано в пределах 0<х <1, 0<у <1.
Эффективно излучающими прямозонными полупроводниками являются двойные соединения А 3 В 5 (InAs, InSb, GaSb), A2B6 (ZnS, ZnSe, ZnTe, ZnO, CdS, CdTe, CdSe), группа (PbS, PbSe, PbTe) и твердые растворы (Zn 1–x Cd x S, CdS 1–x Se x , PbS 1–x Se x , Pb x Sn 1–x Te).
Длина волны излучения полупроводникового лазера достаточно жестко связана с шириной запрещенной зоны, которая, в свою очередь, четко определяется физическими свойствами конкретного полупроводникового соединения. Варьируя состав лазерного материала, можно изменять ширину запрещенной зоны и, как следствие, длину волны лазерного излучения.
Инжекционные лазеры имеют следующие достоинства:
сверхминиатюрность: теоретическая минимальная длина резонатора близка к 10 мкм, а площадь его поперечного сечения – к 1 мкм 2 ;
высокий КПД преобразования энергии накачки в излучение, приближающийся у лучших образцов к теоретическому пределу; это обусловлено тем, что лишь при инжекционной накачке удается исключить нежелательные потери: вся энергия электрического тока переходит в энергию возбужденных электронов;
удобство управления - низкие напряжения и токи возбуждения, совместимые с интегральными микросхемами; возможность изменения мощности излучения без применения внешних модуляторов; работа как в непрерывном, так и в импульсном режиме с обеспечением при этом очень высокой скорости переключения (в пикосекундном диапазоне).
Управление полупроводниковыми лазерами (лазерными диодами) обеспечивается схемотехническими средствами и потому оказывается относительно несложным. Мощность излучения Ризл полупроводникового лазера (рис. 3.24) зависит от инжекционного тока Iлд (тока возбуждения) в активной зоне лазерного диода (ЛД). При небольших уровнях тока Iлд полупроводниковый лазер действует как светодиод и генерирует некогерентное оптическое излучение небольшой мощности. При достижении порогового уровня тока Iлд оптические колебания в лазерном резонаторе генерируются, становятся когерентными; резко возрастает мощность излучения Ризл . Однако генерируемая мощность Ризл и в этом режиме пропорциональна уровню тока Iлд . Таким образом, возможности изменения (переключения, модуляции) мощности излучения полупроводникового лазера прямо связаны с целенаправленным изменением инжекционного тока Iлд .
В импульсном режиме действия лазерного диода его рабочая точка М (рис.3.24а ) фиксируется на пологом участке ваттамперной характеристики Ризл = (Iлд ) в предпороговой области лазера. Резкое увеличение тока Iлд переводит рабочую точку на крутой участок характеристики (например, в положение N ), что гарантирует возбуждение и интенсивный рост мощности лазерных колебаний. Спад тока Iлд и перевод рабочей точки лазера в исходное положение М обеспечивают срыв лазерных колебаний и резкое снижение выходной мощности лазерного излучения.
В аналоговом режиме модуляции лазерных колебаний рабочая точка Q фиксируется на крутом участке ваттамперной характеристики (рис. 3.24б ). Изменение тока Iлд под действием внешнего информационного сигнала приводит к пропорциональному изменению выходной мощности полупроводникового лазера.
Рисунок 3.24 – Диаграммы управления мощностью излучения полупроводникового лазера в режимах цифровой (а) и аналоговой (б) модуляции
Инжекционным лазерам присущи и недостатки, к наиболее принципиальным из которых можно отнести:
Невысокую когерентность излучения (в сравнении, например, с газовыми лазерами) - значительную ширину спектральной линии;
Большую угловую расходимость;
Асимметрию лазерного пучка.
Асимметрия лазерного луча объясняется явлением дифракции, изза которой световой поток, излучаемый прямоугольным резонатором, расширяется неодинаково (рис. 3.25а ): чем у же торец резонатора, тем больше угол излученияθ. В полупроводниковом лазере толщина d резонатора заметно меньше его ширины w; поэтому угол излучения θ|| в горизонтальной плоскости (рис. 3.25б ) меньше угла θ 1 в вертикальной плоскости (рис. 3.25в ), а луч полупроводникового лазера имеет эллиптическое сечение. Обычно θ || ≈ 1015°, a θ 1 ≈ 20-40°, что явно больше, чем у твердотельных и, особенно, газовых лазеров.
Рисунок 3.25 – Рассеяние оптического излучения полупроводникового лазера
Для устранения асимметрии эллиптический гауссов пучок света с помощью скрещенных цилиндрических линз (рис. 3.9) преобразуют в пучок круглого сечения.
Рисунок 3.26 – Преобразование эллиптического гауссова светового пучка в круговой с помощью скрещенных цилиндрических линз
В допечатных процессах лазерные диоды нашли чрезвычайно широкое применение В качестве источников экспонирующего излучения во многих фотовыводных и формовыводных устройствах, а также в цифровых печатных машинах.
Как правило, лазерное излучение поступает на экспонируемый материал от лазерного диода через оптиковолоконные световоды. Для оптимального оптического согласования полупроводниковых лазеров и волоконных световодов используются цилиндрические, сферические и стержневые (градиентные) линзы.
Цилиндрическая линза (рис. 3.27а ) позволяет преобразовать сильно вытянутый эллипс пучка лазерного излучения и придать ему на входе в волоконный световод почти круглое сечение. При этом эффективность ввода лазерного излучения в многомодовый световод достигает 30%.
Рисунок 3.27 – Применение цилиндрической (а) и сферической (б) линз для оптического согласования полупроводникового лазера и волоконного световода
Сферическая линза (рис. 3.27б ) обеспечивает преобразование расходящихся лучей лазерного излучения в параллельный пучок света значительного диаметра, что заметно облегчает дальнейшее преобразование и оптимальный ввод оптического излучения.
Эффективным элементом такого преобразования и ввода является стержневая (градиентная) линза, которая фокусирует излучение в пучок, сходящийся под необходимым (относительно небольшим) углом с числовой апертурой волоконного световода. Стержневые линзы имеют цилиндрическую форму с плоскими торцами для ввода оптического излучения. В стержневой (градиентной) линзе, как и в градиентном оптическом волокне, коэффициент преломления не является постоянным, а уменьшается пропорционально квадрату расстояния: от центральной оси (то есть пропорционально квадрату радиуса). Однако, в отличие от градиентного световода, у градиентной линзы большой диаметр (12 мм) и нет оболочки.
На рис. 3.28а показаны траектории светового пучка в градиентной линзе, в которую вводится параллельный пучок, далее изменяется и продвигается по синусоидальной траектории. Такая траектория распространения света имеет период (шаг)
где g - параметр, определяющий распределение показателя преломления (и, как следствие, степень фокусировки) линзы.
Создавая (вырезая) градиентный стержень определенной длины L , можно четко сформировать определенные фокусирующие свойства линзы. Если L = Lр /2, то падающий параллельный пучок света можно сфокусировать в объеме линзы, а затем вывести его вновь в виде параллельного пучка.
Градиентная линза длиной L = Lp /4 фокусирует параллельный пучок света в пятно небольшого диаметра (рис. 3.28б ), что эффективно при вводе пучка оптического излучения значительного диаметра в волоконный световод с небольшой числовой апертурой.
Формируя градиентную линзу длиной L ≤ Lp /2 в техническом варианте, представленном на рис. 3.28в , можно успешно согласовать по оптическому каналу полупроводниковый лазер и волоконный световод
Рисунок 3.28 – Применение стержневых линз для ввода и вывода оптического излучения
В системах CtP обычно используются диоды малой мощности. Однако при их объединении в группы суммарная мощность системы может достигать сотен ватт при КПД 50%. Обычно полупроводниковые лазеры не требуют применения специальных систем охлаждения. Интенсивное водяное охлаждение используется только в устройствах повышенной мощности.
Главным недостатком полупроводниковых лазеров является неодинаковое распределение энергии по сечению лазерного луча. Однако, благодаря хорошему соотношению цены и качества, полупроводниковые лазеры стали в последнее время наиболее востребованным видом источников экспонирующего излучения в CtP-системах.
Широко применяются сегодня инфракрасные диоды с длиной волны 670 и 830 нм. Среди устройств, оснащенных ими - Lotem и Trendsetter (Creo); PlateRite (Dainippon Screen); Topsetter (Heidelberg); XPose! (Luscher); Dimension (Presstek). Для повышения производительности устройств экспонирование осуществляется матрицей диодов. Минимальный размер точки обычно лежит в пределах 10-14 мкм. Однако малая глубина резкости ИК-диодов требует применения дополнительных операций по коррекции луча. Из достоинств ИК-диодов можно отметить возможность загрузки пластин при дневном свете.
В последнее время во многих моделях CtP-устройств используется фиолетовый лазерный диод с длиной волны 405 нм. Полупроводниковый фиолетовый лазер применяется в промышленности сравнительно недавно. Его внедрение связано с разработкой технологии DVD. Достаточно быстро новый источник излучения стал применяться в системах Computer-to-Plate. Фиолетовые лазерные диоды дешевы, долговечны и имеют достаточную для воздействия на копировальные слои пластин энергию излучения. Однако из-за коротковолновой эмиссии лазер очень прихотлив в работе, а на качество записи большое влияние оказывают качество поверхности печатной пластины и состояние оптики. Пластины для экспонирования фиолетовым лазером можно загружать при желтом освещении. В настоящее время фиолетовый лазер используется в следующих устройствах: Palladio (Agfa); Mako 2 (ECRM); Luxel V/Vx (FujiFilm); Prosetter (Heidelberg); PlateDriver (Esko-Graphics).
Применение длинноволновых полупроводниковых и светодиодных источников заметно упрощает схему построения ФНА. Однако эти источники имеют малую мощность, а это приводит к получению «мягкой» точки, площадь которой при копировании па формпый материал уменьшается. Длина волны этих лазеров - от 660 нм (красные) до 780 нм (инфракрасные).
Знаете ли Вы,
что такое мысленный эксперимент, gedanken experiment?
Это несуществующая практика, потусторонний опыт, воображение того, чего нет на самом деле. Мысленные эксперименты подобны снам наяву. Они рождают чудовищ. В отличие от физического эксперимента, который является опытной проверкой гипотез, "мысленный эксперимент" фокуснически подменяет экспериментальную проверку желаемыми, не проверенными на практике выводами, манипулируя логикообразными построениями, реально нарушающими саму логику путем использования недоказанных посылок в качестве доказанных, то есть путем подмены. Таким образом, основной задачей заявителей "мысленных экспериментов" является обман слушателя или читателя путем замены настоящего физического эксперимента его "куклой" - фиктивными рассуждениями под честное слово без самой физической проверки.
Заполнение физики воображаемыми, "мысленными экспериментами" привело к возникновению абсурдной сюрреалистической, спутанно-запутанной картины мира. Настоящий исследователь должен отличать такие "фантики" от настоящих ценностей.
Релятивисты и позитивисты утверждают, что "мысленный эксперимент" весьма полезный интрумент для проверки теорий (также возникающих в нашем уме) на непротиворечивость. В этом они обманывают людей, так как любая проверка может осуществляться только независимым от объекта проверки источником. Сам заявитель гипотезы не может быть проверкой своего же заявления, так как причина самого этого заявления есть отсутствие видимых для заявителя противоречий в заявлении.
Это мы видим на примере СТО и ОТО, превратившихся в своеобразный вид религии, управляющей наукой и общественным мнением. Никакое количество фактов, противоречащих им, не может преодолеть формулу Эйнштейна: "Если факт не соответствует теории - измените факт" (В другом варианте " - Факт не соответствует теории? - Тем хуже для факта").
Максимально, на что может претендовать "мысленный эксперимент" - это только на внутреннюю непротиворечивость гипотезы в рамках собственной, часто отнюдь не истинной логики заявителя. Соответсвие практике это не проверяет. Настоящая проверка может состояться только в действительном физическом эксперименте.
Эксперимент на то и эксперимент, что он есть не изощрение мысли, а проверка мысли. Непротиворечивая внутри себя мысль не может сама себя проверить. Это доказано Куртом Гёделем.