Sb95840

МИНОБРНАУКИ РОССИИ

_______________________________________________________________

Санкт-Петербургский государственный электротехнический университет “ЛЭТИ” им. В. И. Ульянова (Ленина)

_______________________________________________________________

Е. А. СМИРНОВ А. С. КИСЕЛЕВ

ОСНОВЫ ЛАЗЕРНОЙ ТЕХНИКИ

Учебно-методическое пособие

Санкт-Петербург Издательство СПбГЭТУ “ЛЭТИ”

2017

УДК 621.375.826

ББК З 86-53

С50

Смирнов Е. А., Киселев А. С.

С50 Основы лазерной техники: учеб.-метод. пособие. СПб.: Изд-во СПбГЭТУ «ЛЭТИ», 2017. 48 с.

ISBN 978-5-7629-2070-4

Содержит описания лабораторных работ по исследованию характеристик, методов и устройств регистрации лазерного излучения, управления параметрами лазеров, используемых в установках лазерной технологии и метрологии.

Предназначено для студентов дневного отделения, обучающихся по образовательной программе подготовки бакалавров по направлению 210100 «Электроника и наноэлектроника».

УДК 621.375.826

ББК З 86-53

Рецензент д-р техн. наук, вед. науч. сотр. Института проблем машиноведения РАН А. А. Лисенков.

Утверждено редакционно-издательским советом университета

в качестве учебно-методического пособия

Введение

Лабораторные работы по дисциплине “Основы лазерной техники” выполняются бригадами студентов из 2–3 человек. К выполнению работ допускаются студенты, прошедшие инструктаж по правилам техники безопасности и неукоснительно соблюдающие их.

Перед началом выполнения работы необходимо ознакомиться с лабораторной установкой и расположением органов управления и измерительных приборов; дополнительными инструкциями и схемами, прилагаемыми к лабораторной установке. Перед ее включением нужно убедиться в исправности всех заземляющих устройств; проверить наличие и исправность светонепроницаемых экранов и защитных ограждений, защитных диэлектрических средств, защитных блокировок.

Внимание! Лабораторную установку можно включать только с разрешения преподавателя после получения инструктажа на рабочем месте.

Необходимо строго соблюдать меры предосторожности, исключающие возможность попадания прямого или отраженного высокоинтенсивного лазерного излучения на человека.

Выключение лабораторной установки осуществляется с разрешения преподавателя после подписания протокола исследования.

Индивидуальный отчет о лабораторной работе должен включать:

1.Цель и содержание работы.

2.Схему лабораторной установки с пояснением принципа ее работы.

3.Таблицы и графики экспериментальных и расчетных зависимостей, расчетные формулы и примеры вычислений.

4.Обработанные осциллограммы сигналов с указанием масштаба осей координат, картины распределения интенсивности излучения, а также дополнительные данные, оговариваемые в разделах “Порядок выполнения работы”.

5.Выводы, в которых анализируются полученные экспериментальные результаты и причины возможного отличия их от теоретических закономерностей.

Все таблицы и рисунки в отчете должны быть пронумерованы и снабжены необходимыми подписями, поясняющими суть и условия проведенных экспериментов и расчетов. Протоколы испытаний прилагаются к отчету.

3

1. ИССЛЕДОВАНИЕ ИНЖЕКЦИОННОГО ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ЛАЗЕРА ВИДИМОГО ДИАПАЗОНА

Цель работы – ознакомление с принципом действия, устройством и основными характеристиками инжекционного полупроводникового лазера.

Основные положения. В настоящее время из всех типов полупроводниковых лазеров стадии промышленного изготовления и практического использования достигли лишь инжекционные лазеры (ИППЛ), возбуждаемые за счет пропускании электрического тока через p–n-переход лазерного диода. При приложении к p–n-переходу прямого напряжения U потенциальный барьер снижается (компенсируется) на величину eU, тем самым обеспечивается протекание тока. Происходит инжекция неосновных носителей – электронов из n-области в p-область и встречная инжекция дырок. За счет инжекции неосновных носителей в n- и p-областях формируются неравновесные

распределения с соответствующими квазиуровнями Ферми Fe и Fp. Кванты в полупроводнике возникают в результате излучательной рекомбинации электронов с дырками. Область рекомбинации ограничена длиной свободного пробега дырок порядка 10–6 м. Инверсное состояние полупроводника соот-

ветствует условию Fe – Fp > E. Это означает, что на более высоком энергетическом уровне (на “дне” зоны проводимости) оказывается большее число электронов, чем на нижнем уровне (у “потолка” заполненной зоны). В этом случае процессы вынужденного излучения будут преобладать над процессами поглощения и возникнет усиление.

Прикладываемое к p–n-переходу напряжение (смещение) не может быть больше E, поэтому вольт-амперная характеристика (ВАХ) ИППЛ имеет участок насыщения.

В качестве активных сред ИППЛ до недавнего времени использовались полупроводниковые структуры на основе GaAs, GaP, InP. Достижения в области полупроводниковой технологии обеспечили продвижение лазерной генерации в область коротких длин волн. В частности, на основе кристалла нитрида галлия (GaN) были созданы относительно мощные полупроводниковые лазеры, генерирующие в синей области видимого диапазона.

Благодаря прямому преобразованию тока в излучение ИППЛ обладают по сравнению с другими типами лазеров высоким КПД, низким энергопо-

4

треблением и высокими значениями показателя усиления. Непрерывные ИППЛ обеспечивают мощность генерации на уровне долей–единиц ватт и более.

Необходимую длину активной среды L получают сколом по граням кристалла (границам спайности), которые образуют зеркала ИППЛ. Лучевая стойкость граней к собственному излучению определяет предельную мощность генерации P. На грани могут наноситься просветляющие или отражающие покрытия. Когерентное излучение выходит в направлении оси z, перпендикулярной торцу излучающей области p–n-перехода лазерного диода. Толщина области p–n-перехода W составляет 0.2...1 мкм, а ширина D не превышает единиц–десятков микрометров. Для подавления поперечных типов колебаний нерабочие поверхности кристалла могут делаться шероховатыми.

Для уменьшения токовых и оптических потерь в полупроводнике, которые являлись характерными для однородных p–n-переходов, были предложены гетеропереходы: p–n- и p–p- переходы различных полупроводников, отличающихся шириной запрещенной зоны. В ИППЛ на основе гетероструктур благодаря наличию потенциального барьера на гетеропереходе обеспечивается электронное ограничение: локализация электронов в зоне рекомбинации. Наличие скачка показателя преломления на границах материалов, образующих гетероструктуру, формирует в активной области зону, обладающую волноводными свойствами. Благодаря этому обеспечивается так называемое фотонное ограничение.

Энергия индуцированных квантов, генерируемых в процессе инжекционной рекомбинации, определяется в первом приближении шириной запрещенной зоны hν = E, а длина волны, соответствующая максимуму контура усиления,

λmax = hc / E. Значению λmax = 1 мкм соответствует E = 1.24 эВ.

Вероятность инжекционной излучательной рекомбинации пропорциональна концентрации электронов ne ~ I/e. Поэтому рост тока накачки I сопровождается увеличением мощности излучения P. Выходная или ватт-амперная характеристика P = f (I) в области рабочих токов ИППЛ (I > Iпор) оказывается близкой к линейной зависимости. Повышение тока накачки усиливает нагрев кристалла. Повышение температуры увеличивает вероятность безызлучательной рекомбинации, что эквивалентно росту потерь. Потери в полупроводнике возрастают

5

также за счет активизации процессов спонтанного излучения. В итоге уменьшается число индуцированных квантов, что приводит к снижению мощности излучения полупроводникового лазера. Дальнейшее повышение тока накачки может вызвать температурное насыщение зависимости P = f (I).

Спектр излучения ИППЛ зависит от соотношения усиления и потерь. До порога генерации (I < Iпор) излучение лазера носит спонтанный однопроходный характер и занимает всю полосу длин волн лазерного перехода. Такой режим можно назвать светодиодным. При превышении усиления над потерями (I > Iпор) возникает генерация, и спектральная линия излучения сжима-

ется до единиц нанометров. Дальнейшее повышение усиления (I >> Iпор) может привести к расширению зоны генерации и появлению в спектре излучения лазера дополнительных продольных мод.

Повышение тока накачки и, соответственно, превышение усиления над потерями могут сопровождаться выполнением условий генерации для так называемых поперечных мод высоких порядков. При возникновении поперечных мод высоких порядков нарушается однородность распределения усиления по координате x и распределение интенсивности в поперечном сечении пучка становится неоднородным. Эта неоднородность вызывает появление в поперечном сечении пучка полос повышенной интенсивности, ориентированных в плоскости yz, перпендекулярной плоскости p–n-перехода. С ростом тока накачки вследствие возрастания порядка мод число полос может увеличиваться.

Ширина контура усиления активной полупроводниковой среды в масштабе частоты Δν определяется функциями распределения по энергиям носителей заряда: электронов в области дна зоны проводимости и дырок в области валентной зоны. Характер распределений при прочих равных условиях зависит от температуры кристалла T, а определяемый ими разброс энергии квантов имеет порядок 2kT. С учетом соотношения Δν = Δλc / λ2 ширина контура усиления на половин-

ном уровне в масштабе длины волны получим Δλ0.5 = 2k 2max / (hc). Рост темпе-

ратуры кристалла сопровождается не только размытием линии излучения Δλ0.5, но и изменением периода кристаллической решетки. Как правило, при этом уменьшается E и соответствующие ей энергия квантов hν и центральная длина волны λmax = hc / E. Температурное уменьшение E смещает положение мак-

6

симума спектральной линии усиления (λmax) в сторону больших длин волн. Таким образом, повышение температуры полупроводниковой активной среды вызывает увеличение ширины контура усиления Δλ (Δν) и его дрейф в сторону больших значений длин волн.

Малые, сопоставимые с λ геометрические размеры W и D излучающей области ИППЛ приводят к заметным дифракционным явлениям, сопровождающимся повышением угла расходимости θ пучка излучения ИППЛ. В допороговом, светодиодном режиме θ составляет десятки угловых градусов. С ростом усиления при переходе от спонтанного излучения к индуцированному диаграмма направленности ИППЛ в плоскости p–n-перехода сужается до единиц градусов. В лазерном режиме собственная расходимость пучка ИППЛ весьма значительна и составляет единицы–десятки градусов. При этом диаграмма направленности излучения ИППЛ является асимметричной:

угловая зависимость мощности пучка P = f (θ=) в плоскости xz, параллельной

p–n-переходу, существенно отличается от зависимости P = f (θ ) в перпендикулярной ей плоскости yz. Размер излучающей области D вдоль p–n- перехода (по оси x) составляет единицы, десятки, а в мощных лазерах и сотни микрометров. Поперечный же размер (по оси y) излучающей области W не превышает, как правило, 1 мкм, что соизмеримо с длиной волны и имеет следствием возникновение сильной, до десятков градусов, дифракционной расходимости. В итоге в плоскости yz, перпендикулярной переходу, когда W ~ λ, расходимость пучка в лазерном режиме сохраняется практически на начальном, светодиодном уровне.

Для уменьшения расходимости пучка лазерного излучения в ИППЛ используются короткофокусные микролинзы с фокусным расстоянием f в несколько миллиметров. Поскольку абсолютные геометрические размеры излучающей области ИППЛ в сотни раз меньше размеров линзы, то излучатель можно считать точечным. Если поместить излучающий торец кристалла в фокальную плоскость, то лазерное излучение, пройдя линзу, трансформируется в идеале в параллельный пучок. Реальные пучки, естественно, имеют конечную расходимость. Перемещая встроенные в ИППЛ микролинзы в осевом направлении, можно изменять расходимость лазерного пучка, расширять либо фокусировать его и получать в зоне облучаемого объекта требуемые геометрические размеры или необходимые плотности мощности.

7

Излучение непрерывных ИППЛ может успешно модулироваться током накачки, поскольку на рабочем участке зависимость P = f(I) достаточно близка к линейной. Диапазон частот модуляции, ограничиваемый в основном инерционностью процесса электронно-дырочной рекомбинации, рекордно велик и достигает единиц гигагерц.

ИППЛ используются в волоконно-оптических линиях связи; оптоэлектронных устройствах; устройствах записи, считывания и обработки информации; дальномерах малого радиуса действия; приборах ночного видения; устройствах посадки летательных аппаратов; стыковки космических объектов; в медицине и т. д. Основными путями развития ИППЛ являются повы-

шение срока службы до 104...105 ч, поиск новых активных сред в целях расширения диапазона λ, а также снижение токов накачки до уровня, обеспечивающего согласование лазерных диодов с микросхемами.

Описание лабораторной установки. В работе исследуется ИППЛ не-

прерывного режима на основе нитрида галлия, излучающий в синей области оптического спектра (λ = 450 нм). Излучающий кристалл закреплен в металлическом корпусе, который выполняет функцию радиатора, обеспечивающего необходимый теплоотвод.

Мощность излучения лазера Р регистрируется с помощью калиброванного кремниевого фотодиода, установленного на подвижной стойке, допускающей установку фотоприемника на оси лазерного пучка (рис. 1.1). Чувст-

вительность фотодиода Sфд = 20 мкА/мВт. Для обеспечения линейного режима работы фотодиода уровень падающей на него мощности лазерного излучения не должен превышать предельно допустимого значения тока фотодиода Iфд = 400 мкА, измеряемого цифровым микроамперметром. Уровень падающей на фотодиод мощности регулируется с помощью устанавливаемых в зону лазерного пучка ослабителей на основе сорбционных фильтров.. Коэффициенты ослабления фильтров составляют K1 = 5, K2 = 3, K3 = 2. Если, например, используются все три фильтра, то излучаемая лазером мощность [Вт] будет определяться как P = Sфд·Iфд·K1·K2·K3.

Для корректировки диаграммы направленности лазерного излучения используется линза с фокусным расстоянием f = 5 мм, установленная на удалении z от излучающего торца активной области исследуемого полупроводникового лазера. Регулировка расходимости лазерного пучка осуществляется

8

осевым перемещением линзы при вращении ее держателя. Поворот держателя на один оборот приводит к смещению линзы вдоль оси z на 0.5 мм. При z = f = 5 мм торец p–n-перехода совпадает с фокальной плоскостью линзы и расходимость пучка лазера оказывается минимальной.

Рис. 1.1. Оптическая схема лабораторной установки

Углы расходимости θ= и θ определяются с помощью экрана, устанавливаемого в зону лазерного пучка вместо фотоприемника, на расстоянии L от излучающего торца. В плоскости экрана лазерный пучок характеризуется величинами a и b (рис. 1.1). Размер пучка а определяется его расходимостью в плоскости xz: θ= = а/L. Соответственно, размер b зависит от расходимости в

перпендикулярной p–n-переходу плоскости yz: θ = b/L.

С помощью экрана удобно контролировать также распределение интенсивности в поперечном сечении, обусловленное неоднородным распределением усиления по координате x при возникновении так называемых поперечных мод высоких порядков. Эта неоднородность вызывает появление в зоне пучка полос повышенной интенсивности, ориентированных в плоскости yz. Повышение тока накачки и, соответственно, превышения усиления над потерями может сопровождаться увеличением числа полос, вызываемых выполнением условий генерации для поперечных мод более высоких порядков.

Спектральные характеристики излучения полупроводникового лазера исследуются с помощью дифракционного монохроматора МУМ-2 со спектральным диапазоном измерений 320...1300 нм и обратной линейной дисперсией 4.8 нм/мм. Для регулирования разрешающей способности монохроматор снабжен набором входных и выходных щелей шириной d = 0.05; 0.25; 1.0 и 3.0 мм. При ширине щелей d = 0.05 мм разрешение монохроматора состав-

9

ляет Δλ0 = 0.24 нм. Монохроматор оснащен счетчиком длин волн, электроприводом на основе шагового двигателя и регистрирующим устройством.

Фотоприемное устройство (ФПУ) монохроматора выполнено на базе широкополосного кремниевого фотодиода. Коэффициент усиления Kус регулируется автоматически в пределах трех порядков, обеспечивая необходимую точность регистрации спектров.

Автоматизированная регистрация оптических спектров осуществляется с помощью управляющей программы регистрации, после запуска которой на экран выводятся два окна. Первое окно содержит управляющие кнопки и поля (рис. 1.2). Второе окно отображает сетку системы координат для реги-

страции спектра I λ = f(λ).

4

2

3

5

1

Рис. 1.2. Окно управления

Регистрация спектров осуществляется в следующей последовательно-

сти:

1.Сверить показания механического счетчика монохроматора с текущей длиной волны программного счетчика, установленной в окне управления. При их несовпадении изменить значение программного счетчика, нажав кнопку “Коррекция” (1).

2.В поле “Диапазон измерения спектра” (2) установить необходимые границы диапазона регистрации спектра: 420…470 нм.

3.Для начала регистрации нажать кнопку “Начать регистрацию” (3).

4.После окончания регистрации спектра во втором окне, отображающем спектр, появится надпись “Регистрация завершена”. Для сохранения резуль-

10