Всё для Учёбы — студенческий файлообменник
1 монета
docx

Студенческий документ № 052192 из НИЯУ МИФИ

Министерство образования и науки Российской Федерации

Федеральное государственное автономное образовательное учреждение

высшего образования

Национальный исследовательский ядерный университет "МИФИ"

Саровский физико-технический институт - филиал НИЯУ МИФИ

Физико-технический факультет

Кафедра ядерной и радиационной физики

Полупроводниковые лазеры

Реферат:

студентки группы ЯРФ34Д

Е. Юрковой

Преподаватель:

начальник лаборатории

М. Г. Васин

Саров-2017

Оглавление

Введение 3

1.Физические принципы. Лазерные переходы 5

2.Полупроводниковые лазеры с гетеропереходом 10

3.Материалы для полупроводниковых лазеров. 12

4.Краткая характеристика излучения полупроводникового лазера 12

5.Применение 14

Заключение 15

Список используемой литературы: 16

Введение

Наиболее эффектным достижением квантовой электроники явилось создание лазера - мощного генератора излучения в оптическом диапазоне. Это событие, происшедшее в начале 60-х годов, ознаменовало замечательный успех теоретической мысли физиков - вывода о возможности управления процессом излучения света на основе эффекта вынужденного излучения. [1]

В "долазерные" времена эффект вынужденного излучения был предсказан А. Эйнштейном (1917 г.). Он ввел это никем не наблюдавшееся явление в свои расчеты по балансу теплового излучения для того, чтобы создать непротиворечивую теорию этого процесса. Более 30 лет к его результату относились как к формальному способу избежать теоретические трудности или как к эффекту, осуществляющемуся в "экзотических", недоступных условиях. Лишь с развитием радиоспектроскопии явление вынужденного излучения вышло на передний план. Оно было экспериментально обнаружено и полезно использовано в мазерах - первых приборах квантовой электроники, работающих в диапазоне радиоволн. [1]

Теперь хорошо известно, что эффект вынужденного излучения состоит в испускании излучателем, обладающим достаточным запасом энергии, точно такой же волны, как та, которая это испускание стимулирует. Испускаемые волны вливаются в общий поток, сохраняя одинаковые частоты, направления, фазы и поляризации. Уже в этом факте можно усмотреть важный технический аспект - речь идет о принципе усиления, применимом к любому электромагнитному излучению. [1]

Честь быть родоначальниками квантовой электроники принадлежит советским ученым II. Г. Басову и А. М. Прохорову (Ленинская премия 1962 г.) и американскому ученому Ч. Таунсу (все трое удостоены Нобелевской премии по физике 1964 г.). [1]

В наиболее распространенном варианте полупроводниковый лазер представляет собой кристаллический диод объемом всего в несколько тысячных долей кубическою сантиметра, потребляющий энергию батарейки от карманного фонаря. [1]

Идея применения полупроводников для генерации излучения была сформулирована в 1958-1959 гг. Н. Г. Басовым, Б. М. Вулом и Ю. М. Поповым в то время, когда лазеров еще не существовало. В 1961 г. Н. Г. Басов, О. Н. Крохин и Ю. М. Попов предложили использовать для получения лазерного эффекта инжекцию в вырожденных р - n переходах. Лазер такого типа (инжекционный лазер) был осуществлен в 1962 г. в целом ряде лабораторий США и СССР именно на основе вырожденного р-n-перехода в соединении арсенид галлия (GаАs). Первое сообщение об этом дал Р. Холл с сотрудниками (США). [1]

Успешному осуществлению полупроводникового лазера предшествовали исследования разных материалов, в том числе и GаАs. Группа советских физиков (Д. Н. Наследов и др.) обнаружила эффект спектрального сужения в излучении диодов, изготовленных из арсенида галлия. Это сужение является предвестником режима генерации когерентного излучения. В том же году появились новые типы полупроводниковых лазеров. Н. Г. Басов, О. В. Богданкевич, А. Г. Девятков сообщили о получении лазерного эффекта при бомбардировке кристалла СdS электронами высокой энергии. Эта работа послужила началом развития полупроводниковых лазеров с электронной накачкой. И. Г. Басов, А. 3. Грасюк и В. А. Катулин получили также лазерный эффект при оптической накачке. [1]

В 1968 г. Ж. И. Алферовым и его сотрудниками были успешно осуществлены гетеролазеры - полупроводниковые лазеры на основе гетеропереходов. Эго позволило получить настолько более высокие излучательные характеристики при комнатной температуре, что к настоящему времени гетеролазеры вытеснили прежние варианты из сферы практических применений неохлаждаемых полупроводниковых лазеров. [1]

Замечательно то, что лазеры на полупроводниках обычно имеют малые размеры, порядка миллиметра и менее, но они позволяют при этом получить усиление падающего излучения примерно в 10 раз. [3]

1.Физические принципы. Лазерные переходы

Схема энергетических уровней идеального полупроводника представлена на рисунке 1. Энергетический спектр состоит из очень широких зон: это валентная зона V и зона проводимости С, разделенные областью запрещенных значений энергии (запрещенной зоной). В действительности каждая зона состоит из большого числа очень близко расположенных энергетических состояний. В любой зоне число состояний имеет тот же порядок, что и полное число атомов в полупроводнике. Согласно принципу Паули, в каждом энергетическом состоянии может находиться не более одного электрона. В этом случае вероятность заполнения f(E) любого состояния определяется статистикой Ферми - Дирака, а не статистикой Максвелла- Больцмана. Таким образом,

f(E)= 1/(1+e^((E-F)/kT) ) , ((1) здесь F- энергия уровня Ферми. Этот уровень представляет собой границу между полностью заполненными и полностью незаполненными уровнями при Т=0 К. В невырожденных полупроводниках уровень Ферми расположен внутри запрещенной зоны (рисунок 1). Поэтому при Т=0 К валентная зона будет полностью заполненной, а зона проводимости - полностью пустой. При этих условиях полупроводник не проводит электрический ток и, следовательно, является диэлектриком. [4]

Для простоты предположим вначале, что полупроводник находится при температуре Т=О К (рисунок 2, а, на котором заштрихованная область соответствует полностью заполненным энергетическим состояниям). Предположим затем, что электроны каким-либо образом попадают из валентной зоны в зону проводимости. В этой зоне в течение очень небольшого интервала времени (~10-13 с) электроны рекомбинируют на ее самый нижний уровень; вблизи максимума валентной зоны электроны также переходят на самый нижний из незанятых уровней, создавая, таким образом, заполнение максимума валентной зоны дырками. Это означает, что между валентной зоной и зоной проводимости возникает инверсия населенностей (рисунок 2, б). Поскольку электроны стремятся перейти из зоны С в зону V (то есть рекомбинировать с дыркой), то, если поместить такой полупроводник в соответствующий резонатор, можно получить лазерную генерацию. [4]

Вводя в рассмотрение "квазиуровень Ферми", можно получить условие, выполнение которого необходимо для получения генерации. Обращаясь к рисунку 2, б, заметим, что, хотя полупроводник как целое и не находится в равновесном состоянии, тепловое равновесие внутри каждой зоны устанавливается за очень короткое время. Поэтому можно говорить отдельно о вероятностях заполнения f_v и f_c для валентной зоны и зоны проводимости, причем f_v и f_c описываются выражениями:

f_v= 1/(1+e^((E-F_v)/kT) ) , ((2) f_c= 1/(1+e^((E-F_c)/kT) ) , где F_v и F_c - энергии, соответствующие двум квазиуровням Ферми. Из этих выражений и из сказанного выше следует, что при температуре Т=О К в каждой зоне между этими уровнями находятся полностью заполненные и незаполненные уровни. Из рисунка 2, б нетрудно заметить, что

h?0. ((4) Из этого неравенства следует, что f_c > f_v, а с учетом (2) получаем

F_c-F_v>E_2-E_1=h? ((5) здесь E_2 и E_1 - энергия верхнего и нижнего уровней соответственно. Таким образом, мы снова получили соотношение (3), которое вначале было выведено нами из интуитивных соображений для случая Т = О К. Однако из нашего вывода этого неравенства следует, что оно справедливо при любых температурах (до тех пор, пока понятие квазиуровни Ферми остается правомерным). [4]

Очень простой метод получения инверсии населенностей состоит в использовании полупроводникового диода p-n-переходом при сильном вырождении р- и n-областей, т. е. при сильном легировании (~1018 донорных или акцепторных атомов на см3). Принцип действия такого диода показан на рисунке 3. Поскольку материал сильно легирован, то уровень Ферми F_p полупроводника р-типа попадает в валентную зону, а уровень Ферми F_n полупроводника n-типа окапывается в зоне проводимости. Если к р - n-переходу не приложено внешнее напряжение, оба уровня Ферми будут располагаться па одной горизонтальной прямой (рисунок 3, а). Если же к р - n-переходу приложено напряжение V, то между уровнями возникает смещение на величину

?F=eV. ((6) Таким образом, если к диоду приложить смещающее напряжение в прямом направлении, то энергетические уровни будут иметь вид, представленный на рисунке 3, б. Можно видеть, что при этом в "запирающем слое" р- n -перехода возникает инверсия населенностей. По существу, в случае, когда к образцу приложено внешнее напряжение в прямом направлении, в запирающий слой инжектируются электроны из зоны проводимости n -типа и дырки из валентной зоны р-области. В заключение заметим, что поскольку?F? E_g, где E_g- ширина запрещенной зоны, то из (6) следует, что V?( E_g)/e. Для широко распространенного GaAs-лазера эта величина составляет V?1,5В. [4]

На рисунке 4 схематически показано устройство лазера, использующего р-n -переход (заштрихованная область представляет собой запирающий слой). Очевидно, такой диод имеет небольшие размеры. Толщина запирающего слоя обычно очень мала (0,1 мкм). Чтобы получить лазерную генерацию, две противоположные поверхности полупроводникового образца полируют и делают плоскопараллельными, а две другие оставляют грубо обработанными с тем, чтобы предотвратить генерацию в нежелательных направлениях. Обычно обе рабочие поверхности не имеют отражающих покрытии: действительно, поскольку показатель преломления полупроводника очень большой, то на границе полупроводник - воздух уже получается достаточно высокое отражение (~35%). Активная область представляет собой слой толщиной ~ 1 мкм, т. е. немного толще запирающего слоя. В свою очередь поперечные размеры лазерного пучка гораздо больше (~40 мкм) толщины активной области (рисунок 4, б). Следовательно, лазерный пучок занимает довольно большое пространство в р- и n -областях. Однако, поскольку поперечные размеры пучка все же относительно очень невелики, выходное излучение имеет большую расходимость (несколько градусов). Поэтому в первом приближении выходное излучение полупроводникового лазера можно рассматривать как сферическую волну с центром, расположенным на поверхности полупроводника. Отметим в заключение, что с ростом температуры величина f_c(1- f_v) уменьшается, а f_v (1- f_c ) увеличивается. В результате этого усиление [которое зависит от разности f_c (1-f_v )-f_v (1-f_c ); см. уравнение (4)] резко падает. Отсюда следует, что полупроводниковый лазер не может работать в непрерывном режиме при температурах выше некоторой критической температуры Тс. Выше температуры Тс мы попадаем в противоречивый круг, поскольку повышенные температуры требуют более высокой плотности тока, которая в свою очередь приводит к дальнейшему росту температуры, исключая, таким образом, возможность получения непрерывного режима генерации. Очевидно, значение критической температуры Тс зависит от конструкции диода. [4]

Накачку полупроводниковых лазеров можно осуществить различными путями, что действительно было проделано. Например, можно использовать внешний электронный пучок или пучок от другого лазера для поперечного возбуждения в объеме полупроводника. Однако до сих пор наиболее удобным методом возбуждения является использование полупроводника в виде диода, в котором возбуждение происходит за счет тока, протекающего в прямом направлении.

2.Полупроводниковые лазеры с гетеропереходом

Высокий к. п. д., простота метода накачки (источник напряжением 1,5 В, позволяющий давать ток 10-100 мА) и метода модуляции выходного излучения (просто модуляцией тока инжекции) полупроводниковых лазеров делают их очень привлекательными для различных применений. Однако применение этих лазеров ограничивалось тем, что для получения в них непрерывной генерации требовалось охлаждать их до низких температур (обычно до температуры жидкого азота, т. е. до 77 К). Эта проблема была решена путем замены диодов, основанных на р- n-переходах, диодами на гетеропереходах. [4]

Гетеропереход - это контакт двух различных полупроводников.

Гетеропереходы обычно используются для создания потенциальных ям для электронов и дырок в многослойных полупроводниковых структурах (гетероструктурах). Для создания лазера используют односторонние и двусторонние гетероструктуры, а так же некоторые модификации двусторонних гетероструктур.

Односторонние гетероструктуры (ОГС). Толщину области, в которой имеется инверсия заполнения, удается легко ограничить, если на желательном расстоянии от р - n-перехода поместить р-р-гетеропереход с более широкозонным полупроводником. Если в гетеропереходе имеется барьер для электронов проводимости высотой, заметно большей чем kT, то он предотвратит диффузию электронов в глубь р-области. Далее, если такой гетеропереход достаточно совершенен, то электроны, достигающие его, будут отражены барьером назад в активный слой, а нерекомбинируют безызлучательно, как это обычно имеет место на поверхности полупроводникового кристалла. [1]

Успеху применения гетеропереходов в инжекционных лазерах благоприятствовало одно важное обстоятельство. Дело в том, что создание совершенных гетеропереходов требует предельного совпадения кристаллографических характеристик материалов, составляющих гетеропереход. Таким условиям удовлетворяет пара арсенид галлия - арсенид алюминия. Арсенид галлия и арсенид алюминия имеют одинаковый тип кристаллической решетки и почти одинаковые периоды решетки. Конечно, совпадение не носит абсолютного характера. [1]

Недостатком лазеров на ОГС является невозможность использования тонких активных слоев (тоньше чем 1-1,5 мкм).

Двусторонние гетероструктуры (ДГС) свободны от этого недостатка. [1]

В диодах на двойных гетероструктурах (рисунок 5) между двумя различными материалами имеются два перехода: ?Al?_x ?Ga?_(1-x) As(p)- GaAs и GaAs-?Al?_x ?Ga?_(1-x) As(n). Активная область представляет собой тонкий слой из GaAs (толщиной меньше 1 мкм). Непрерывная генерация достигается благодаря следующим трем эффектам:

1)Показатель преломления ?Al?_x ?Ga?_(1-x) As значительно меньше показателя преломления GaAs (? = 3,4 при х = 0,4, тогда как ? = 3,6 при х = 0). Это означает, что лазерная генерация теперь сосредоточена в слое GaAs, т. е. в области, где имеется усиление. В отличие от р-n-перехода поле излучения уже не проникает в область, не подверженную накачке (и, следовательно, обладающую поглощением).

2)Активная область теперь является намного более определенной, и поэтому размеры ее меньше. При одной и той же плотности тока плотность электронов в активной области теперь больше и, следовательно, усиление увеличивается.

3)Значительно улучшен теплоотвод от диода путем приклеивания подложки из GaAs (n) к пластине из алмаза (или олова), которая благодаря своей массе и теплопроводности хорошо отводит тепло. Эти усовершенствования позволили снизить пороговую плотность тока до ~103 А/см2 (в то время как порог генерации работающего при комнатной температуре импульсного диода с р-n-переходом в 100 раз выше). [4]

3.Материалы для полупроводниковых лазеров.

Полупроводниковые веществ, успешно испытанные в лазерах - это большинство полупроводников, для которых разработаны методы контролируемого изготовления совершенных кристаллов. Чтобы довести характеристики лазеров до уровня, приемлемого для практических применений, необходимо выполнение довольно высоких требований. В результате до промышленного производства доведены лишь некоторые из полупроводниковых лазеров, среди которых доминируют лазеры на арсениде галлия, работающие на длинах волн 0,85 - 1 мкм. [1]

Некоторые вещества, используемые в полупроводниковых лазерах, представлены в таблицах 1 и 2 [1].

Таблица 1 Таблица 2

4.Краткая характеристика излучения полупроводникового лазера

После достижения порога возбуждения лазера на р - n-переходе (резонатор такого лазера может, например, иметь форму прямоугольного параллелепипеда) наблюдается излучение на нескольких модах, каждая из которых характеризуется спектральной шириной порядка 25 МГц (при низких температурах). По мере возрастания мощности излучения ширина спектра уменьшается до 150 кГц. Модовая структура излучения, очевидно, зависит от типа оптического резонатора. Расходимость светового пучка ?? ввиду небольших размеров резонатора определяется в общем случае дифракцией:

??=1,22?/( D ) , (7) где D - апертура резонатора.

Разница частот между продольными модами значительно меньше, чем следует из основного выражения, определяющего резонансные частоты:

m ?/n=2L, (8) где m - целое число, n - показатель преломления. Это обусловлено сильной зависимостью показателя преломления от частоты.

Некоторые рабочие характеристики полупроводниковых лазеров приведены в таблице 3. [2]

На рисунке 6 представлен спектр излучения полупроводникового инжекционного лазера типа GaAsxP1-x в зависимости от силы тока.

Из большого числа полупроводниковых лазеров наиболее широко используются GaAs -лазеры (? = 0,84 мкм). При температуре 77 К непрерывная выходная мощность таких лазеров достигает нескольких ватт с общим к. п. д. около 30% (в данном случае под к. п. д. лазера понимается отношение мощности лазерного излучения к электрической мощности, рассеиваемой в р- n -переходе). Квантовый выход (отношение числа испущенных фотонов к числу электронно-дырочных пар, инжектируемых в переход) для таких лазеров является даже более высоким (~70%). Полупроводниковые лазеры представляют собой фактически самые эффективные лазеры. [1]

Из всего разнообразия других полупроводниковых лазеров упомянем также лазеры типа Ga(?As?_(1-x) P_(x)), длины волн которых перекрывают диапазон от 0,84 (чистый GaAs, т. е. х = 0) до 0,64 мкм (х = 0,4). Таким образом, изменяя состав полупроводникового материала, можно непрерывно менять длину волны выходного излучения. [1]

5.Применение

Практические применения полупроводниковых лазеров оказались едва ли не самыми разнообразными среди многочисленных предназначений приборов квантовой электроники. Они опираются на следующие важные с практической точки зрения достоинства полупроводниковых лазеров:

1.Экономичность, обеспечиваемая высокой эффективностью преобразования подводимой энергии в энергию когерентного излучения.

2.Малоинерционность, обусловленная короткими характеристическими временами установления режима генерации (10-10-10-9 с).

3.Компактность, обусловленная свойством полупроводников развивать огромное оптическое усиление и поэтому не требовать большой длины активной среды для поддержания режима генерации.

4.Простота устройства, обеспечиваемая рядом факторов: жесткостью монтажа, возможностью низковольтного питания, совместимостью с интегральными схемами полупроводниковой электроники (эти свойства присущи инжекционным лазерам).

5.Перестраиваемость длины волны генерации, обусловленная зависимостью оптических характеристик полупроводника от таких физических величин, как температура, давление, напряженность магнитного поля. Наряду с широким выбором подходящих материалов эта способность к перестройке полупроводникового лазера позволяет непрерывно перекрыть спектральный интервал от 0,32 до 32 мкм. [1]

Основные области применения полупроводниковых лазеров представлены в таблице 4. [1]

Таблица 4

Заключение

В данном реферате было рассмотрено устройство полупроводникового лазера, принцип его работы, а так же некоторые характеристики и материалы, используемые для создания лазера.

Полупроводниковые лазеры являются фактически самыми эффективными лазерами. В наиболее распространенном варианте полупроводниковый лазер представляет собой кристаллический диод объемом всего в несколько тысячных долей кубическою сантиметра, потребляющий энергию батарейки от карманного фонаря.

Чаще всего можно встретить GaAs - лазер.

Полупроводниковые лазеры нашли применение во многих областях науки и являются неотъемлемой частью нашей жизни.

Список используемой литературы:

Богданкевич О. В., Дарзнек С. А., Елисеев П. Г. Полупроводниковые лазеры, монография, Главная редакция физико-математической литературы издательства "Наука", 1976

Качмарек Ф. Введение в физику лазеров. Пер. с польск./ Перевод В. Д. Новикова. Под ред. и с предисл. М. Ф. Бухенского. - М.: Мир, 1980. - 540 с., ил. - ИСБН 83-01-00209-3

Сироткина А. Г. Введение в физику лазеров. СарФТИ, 2009

Svelto О. - Principi del Laser. Перевод с английского под редакцией канд. физ. - мат. наук Т.А. Шмаонова, Мир, 1979

16

Показать полностью…
2 Мб, 24 мая 2017 в 20:42 - Россия, Москва, НИЯУ МИФИ, 2017 г., docx
Рекомендуемые документы в приложении