╥хъёЄ ЁхЇхЁрЄр: ёЄЁрэшЎр 5
ытие. Как и в лазере, 2подача положительного смещения на р-n переход вызывает инжек- 2цию носителей заряда в область кристалла, где они становятся 2неосновными и сильно неравновесными. В процессе рекомбинации 2носителей заряда возникает излучение с энергией примерно рав- 2ной ширине запрещенной зоны. Если бы грани кристалла действо- 2вали как зеркала, начался 0 2 бы процесс генерации лазерного из- 2лучения. Но этого не происходит: внешний сигнал, вошедший в 2активную область кристалла испытывает усиление за счет стиму- 2лированного излучения. 2Усилители бегущей волны световодного типа представляют со- 2бой отрезки волоконного световода из материала, легированного 2ионами редкоземельных элементов, дающих собственное излучение 2на тех же волнах, как и подлежащие усилению. Возбуждение ред- 2коземельных ионов достигается подсветкой световода полупровод- 2никовым лазером. _ГЛАВА 4.Лазеры (краткий обзор). 2Любой квантовый усилитель входит в режим генерации при на- 2личии достаточной положительной обратной связи. В лазере для 2этого активная среда размещается в интерферометре Фабри-Перо 2(с плоскими или сферическими зеркалами). 2Инвертированная среда при каждом проходе усиливает волну, 2повышая плотность фотонов, причем аксиальные моды (волны с 2волновым вектором вдоль оси) усилятся больше, чем внеаксиаль- 2ные.Поскольку вероятность рождения фотонов пропорциональна ко- 2личеству уже имеющихся, то в итоге останутся только аксиальные 2моды,и из широкой спектральной линии спонтанного излучения вы- 2делится узкая линия стимулированного излучения аксиальной мо- 2ды. 2Встречные волны аксиальных мод образуют стоячую волну. На 2расстоянии между зеркалами должно уложится целое число полу- 2волн(интерферометр с плоскими зеркалами). 2Поэтому интерферометер имеет много собственных частот, соот- 2ветствующих резонансам, которые он и выбирает из широкого кон- 2тура усиления(см.рис.4.3). При достаточно слабой инверсии мо- 2жет остаться только одна центральная мода. 2Условие самовозбуждения лазера. 2где - мощность аксиальной моды "затравочного" спонтанного 2излучения, - мощность аксиальной моды после прохода "ту- 2да и обратно"; - коэффициент усиления средой; - 2коэффициент ослабления; , - коэффициенты отражения зер- 2кал; 2Для самовозбуждения нужно : 2Отсюда 2 2- 16 - 2Основные типы лазеров: 21. гелий-неоновый. Разряд в чистом неоне не может привести 2к инверсии, но атом гелия имеет метастабильное состояние с 2энергией близкой к требуемой для возбуждения атома неона. При 2столкновениях эта энергия передается атомам неона.Возможные 2испускаемые длины волн: 0.63, 1.15 и 3.39 мкм. Мощность пучка 2составляет единицы мВт. Применяются в оптическом приборострое- 2нии, исследовательской работе и метрологии (оптический гиро- 2метр). 22. аргоновый. В отличие от первого мощность излучения 2составляет 500 Вт, но при этом КПД менее 0.1%. Дает несколько 2линий в сине-зеленой части спектра. 23. на парах меди. Дает мощное излучение в желтой и зеленой 2частях спектра. Работает в импульсном режиме. 24. углекислотный. Активная среда - смесь углекислоты, азо- 2та и гелия. Для создания инверсной заселенности энергия от 2возбужденной молекулы азота передается молекуле углекислоты. 2Гелий вводят в смесь для создания высокой теплопроводности 2(т.к. перегрев током разряда при больших мощностях,генерируе- 2мых лазером, затрудняет получение инверсии). Возбужденная мо- 2лекула углекислого газа совершает колебания трех типов. Однов- 2ременно с колебаниями происходит вращение молекулы. Кванты 2вращательной энергии значительно меньше квантов колебательной 2энергии, что приводит к многоуровневому спектру излучения. 2Множество вращательно-колебательных переходов позволяет пе- 2рестраивать лазер по частоте с помощью селективного резонато- 2ра, состоящего из двух неселективных зеркал и дифракционной 2решетки, выделяющей нужную спектральную линию. Спектр излуче- 2ния лежит в области 10.6мкм - 9.6мкм.Существующие лазеры с 2мощностью непрерывного излучения около десятков кВт и им- 2пульсные лазеры с энергией в импульсе в сотни кДж, при КПД до 230%. Используются в машиностроении, лазерных локаторах и даль- 2номерах, для контроля состава атмосферы. 2В конструкции лазера обычно используется замкнутый кон- 2тур, по которому циркулирует газовая смесь, проходящая для ре- 2генерации через устройство для каталитического окисления окиси 2углерода (образуется при разложении углекислоты электрическим 2разрядом). 25. "эксимерный".Активная среда - смесь инертных газов с 2парами соединений, содержащих галоиды. Принцип получения ин- 2версной заселенности заключается в переходе молекулы из устой- 2чивого возбужденного состояния в неустойчивое нормальное, пе- 2рейдя в которое молекула диссоциирует. Создав в смеси условия 2для химической реакции образования молекул типа криптон-фтор, 2ксенон-фтор и т.д.,мы получаем инверсию, т.к. в нормальном 2состоянии таких молекул нет. Образование возбужденных молекул 2идет при сильном электрическом разряде и сжатом газе с добав- 2кой гелия при давлении выше 1 атм., или при облучении сжатого 2газа быстрыми электронами. 2Дают импульсное УФ-излучение. Самое коротковолновое излу- 2чение получается в системе аргон-хлор(175 нм), а самое длинно- 2волновое в системе ксенон-фтор(351 нм). длительность импульсов 210 - 50 нс. Мощность до нескольких ГВт. Используются для изго- 2товления эпитаксиальных пленок полупроводников. 26. лазеры на активированных кристаллах и стеклах: 2- рубиновый: излучение на длине волны 0.69 мкм. 2- на стеклах, легированных ниодимом: для создания 2 2- 17 - 2инверсии активный элемент облучается импульсной лампой белого 2света. Излучение вблизи 1.06 мкм. 2- на сапфире, активированном титаном: может перестраива- 2ться по длине волны в широкой области. _ГЛАВА 6. Полупроводниковые лазеры и их применение. _ 21. .К методам возбуждения электронной подсистемы полупровод- 2ника относятся инжекция через p-n переход,ионизация быстрыми 2электронами и фотоионизация. Основные достижения в области по- 2лупроводниковых лазеров основаны на первом методе. 2Первые инжекционные лазеры были созданы в 1962г. на основе 2арсенида галлия. Их простая конструкция(рис.6.1): пластинку 2арсенида галлия n типа, полученная диффузией цинка, разделяют 2на кристаллики около 1мм; грани,перпендикулярные плоскости p-n 2перехода,служат зеркалами резонатора. Арсенид галлия имеет 2высокий показатель преломления ( 3.7 ), поэтому френелевское 2отражение составляет около 30%. Этого достаточно для получения 2генерации (например, при коэффициенте усиления 22 1/мм и длине 2резонатора 0.4мм усиление составляет 4500). Технологические 2доработки приводят к приборам с исключительно ценным комп- 2лексом качеств: малые размеры области свечения,высокая яркость 2даже при малой мощности излучения, высокий КПД,простота моду- 2ляции излучения током питания, квазимонохроматичность излуче- 2ния и возможность интеграции с другими твердотельными прибора- 2ми на общей подложке. Последнее требуется, например,в прием- 2но-передающих модулях волоконно-оптических систем связи,вклю- 2чающих в себя лазер и фотодиод. Для усовершенствования приме- 2няют полупроводниковые гетероструктуры (системы контактирующих 2на атомном уровне различных полупроводников с неодинаковой 2щелью, но с предельно малым различием постоянных кристалли- 2ческой решетки, напр.:арсенид галлия - арсенид галлия-алюми- 2ния) и квантово-размерные структуры (настолько тонкослойные 2структуры, что движение в них электронов является двумерным). 2С энергетической точки зрения тонкий слой между слоями с 2несколько большей щелью является потенциальной ямой с верти- 2кальными стенками, в которой возникают устойчивые состояния, 2соответствующие стоячим волнам электронной волны. Оптическим 2аналогом квантово-размерной системы является интерферометр 2Фабри-Перо. 2Простейшая структура лазера с одной квантовой ямой изобра- 2жена на рис.6.2. 2Мощность лазеров с гетероструктурами квантовой ямой дове- 2дена до единиц Вт в непрерывном режиме при комнатной темпера- 2туре, КПД достигает 50%.Повышение мощности достигается при по- 2мощи многоэлементных лазерных линеек (решеток). 2Для уменьшения расходимости светового пучка вместо зеркал 2на Френелевском отражении применяются структуры типа дифракци- 2онной решетки, нанесенной на поверхность кристалла. По анало- 2гии с отражением рентгеновских лучей от кристаллов эти дифрак- 2ционные зеркала называются Брэгговскими. Лазеры этого типа - " 2лазеры с распределенной обратной связью". Диаграмма направлен- 2ности их имеет ширину порядка 1 градуса, что существенно упро- 2щает оптическую систему формирования выходного пучка. 2Предыдущее изложение относилось к лазерам на основе арсе- 2нида галлия с щелью 1.47эВ, что соответствует длине волны 20.84мкм. 2Развитие ВОСС потребовало перехода к длинам волн 1.3 - 21.6мкм для уменьшения поглощения волн кварцевым стеклом и 2уменьшения дисперсии. Для этого применяются сложные полупро- 2 2- 18 - 2водниковые системы из 4-х компонентов индий-галлий-фос- 2фор-мышьяк на подложке из фосфида индия. _ 22.Квазиуровни Ферми. Условие инверсии для полупроводников. 2В системе фермионов в равновесном состоянии уровни Ферми 2всех подсистем равны. В сильно неравновесных системах стимули- 2рованное излучение доминирует над спонтанным. Вводя избыточные 2по сравнению с равновесным состоянием носители заряда в С- и 2V- зоны,мы заставляем их занимать более высокие состояния, 2т.к. по принципу Паули нижние уровни уже заняты носителями за- 2ряда. Поэтому в первый момент избыточные носители("горячие") 2не подчиняются распределению Ферми. 2Однако в процессе "остывания" за время порядка 1нс уста- 2навливается распределение Ферми, отличающееся от равновесного 2значением энергии Ферми. После этого избыточные носители су- 2ществуют в зонах в течение времени на несколько порядков боль- 2ше времени остывания. Энергию Ферми для такого состояния назы- 2вают "квазиуровнем Ферми". Очевидно, что квазиуровни Ферми для 2электронов и дырок не совпадают, как в равновесном состоянии. 2Определим условия для положения квазиуровней Ферми при 2преобладании стимулированной эмиссии над поглощением. Для это- 2го рассмотрим баланс переходов из С-зоны в V-зону и обратно. 2Число переходов за 1с пропорционально произведению вероят- 2ностей занятости состояния в С-зоне и V-зоне. Аналогично для 2скорости переходов обратно. Коэффициенты пропорциональности 2одинаковы для переходов "вниз и вверх". Здесь нужно использо- 2вать формулу распределения Ферми-Дирака. При инверсии число 2переходов "вниз" должно быть больше числа переходов "вверх". 2Поэтому условие инверсии 2где и функции, выражающие распределения Ферми для 2электронов соответственно в С- и V-зонах. Введя вместо уровней 2Ферми квазиуровни и , запишем их в виде 2Для выполнения неравенства нужно, чтобы 2Отсюда следует 2Но есть энергия испускаемого фотона, которая не может быть 2меньше ширины щели (при выбранной нами модели собственного по- 2лупроводника). Поэтому 2означающее, что квазиуровни должны быть расположены ниже по- 2толка V-зоны и выше дна С-зоны. 2Полученный результат не содержит информации о количествен- 2ном соотношении скоростей переходов с излучением и поглощени- 2ем. Решение этой задачи дается интегралом 2Этот интеграл аналогичен рассмотренному в главе 5 при рассмот- 2рении спектра спонтанного излучения. Положительный знак ре- 2 2- 19 - 2зультата соответствует преобладанию стимулированных излуча- 2тельных переходов, а отрицательный - преобладанию переходов с 2поглощением. Для непосредственного измерения удобно ввести ве- 2личину эффективной плотности тока : 2где j - плотность тока, - внутренняя квантовая эффектив- 2ность, d - толщина области, где происходит рекомбинация. 2Результаты вычислений баланса излучательных переходов и 2переходов с поглощением и последующих вычислений коэффициентов 2усиления и поглощения изображены на рис.6.3 применительно к 2арсениду галлия. 2Зная коэффициент усиления, можно определить порог генера- 2ции лазерного излучения, когда усиление компенсирует потерю 2излучения. Вблизи порога начнется генерация на одной моде, со- 2ответствующей максимуму усиления, а при увеличении тока нач- 2нется генерация и на других модах, если они не подавляются ре- 2зонатором. _ 23. Условие перехода к генерации. Двойная гетероструктура. 2Для перехода к генерации лазерного излучения нужно обеспе- 2чить положительную обратную связь при помощи резонатора, поз- 2воляющего повысить плотность фотонов для определенных типов 2колебаний (мод) и реализовать принципиальную особенность фото- 2нов, заключающуюся в повышении вероятности рождения фотона 2пропорционально плотности уже имеющихся. Поэтому резонатор 2способствует рождению фотонов, соответствующих по частоте 2собственных колебаний резонатора. Начало генерации обычно 2соответствует максимуму спектрального контура усиления, причем 2появляется одномодовое излучение, а затем при повышении тока 2усиление становится достаточно высоким для начала генерации 2других мод. Спектр приобретает многомодовую структуру, изобра- 2женную на рис.6.4. 2При сильном возбуждении полупроводника без резонатора по- 2является излучение со сплошным спектром (суперлюминисценция). 2Полупроводниковые излучатели, в которых реализуется такой ре- 2жим, называются суперлюминисцентными светодиодами. 2Общее условие перехода к генерации: 2где R1 и R2 - коэффициент отражения зеркал резонатора, l - 2длина резонатора, ?? - коэффициент усиления и ?? - коэффициент 2поглощения на примесях и при рассеянии на неоднородностях. Для 2полупроводникового лазера нужно учесть, что выше порога гене- 2рации связь коэффициента усиления и эффективной плотности тока 2линейна 2Кроме того, следует уменьшить коэффициент усиления факто- 2ром Г ("фактор оптического ограничения") за счет ухода части 2излучения за пределы активного слоя. 2Для снижения пороговой плотности тока нужно уменьшить тол- 2щину активного слоя d и увеличить Г. Эти соображения реализо- 2ваны в гетероструктуре, использующей контактирующие слои по- 2лупроводников с разным химическим составом (арсенида галлия с 2 2- 20 - 2арсенидом галлия-алюминия). 2Очень важно, что показатель преломления у арсенида гал- 2лия-алюминия меньше, чем у арсенида галлия, и на их границе 2может иметь место полное внутреннее отражение. Поэтому слой 2арсенида галлия между двумя слоями арсенида галлия-алюминия 2образует световод. Кроме того, арсенид галлия-алюминия прозра- 2чен для излучения арсенида галлия, т.к. обладает большей шири- 2ной щели. 2Наконец, особенности контакта двух полупроводников с раз- 2ными щелями способствуют накоплению избыточных неосновных 2носителей заряда в активном слое. Этот процесс поясняется на 2рис.6.5. 2Первая диаграмма относится к равновесному состоянию. Вто- 2рая соответствует прямому смещению ( - на n-области). Будем 2считать, что p-область заземлена. Подъем части диаграммы для 2n-области заставит электроны устремиться в p+ -область, обрат- 2ный переход затруднен возникшим потенциальным барьером. Уйти в 2p-область они также не могут, т.к. барьер на границе p+ и 2p-областей сохранился. Дырки в p+ -области также остаются "за- 2пертыми", т.к. их выходу препятствуют барьеры, а на выходе из 2p-области барьера нет. 2Таким образом, двойная гетероструктура создает пространс- 2твенное ограничение для фотонов, заставляя их распространяться 2по световоду в активной области, и для электронов и дырок, 2"запирая" их p+ -области. _ 24. Примеры конструкций полупроводниковых лазеров. 2Примеры конструкций полупроводниковых лазеров приведены на 2рис. 6.1, 6.2, 6.9-6.12. Характерен рис.6.2, где показана 2структура одноэлементного гетеролазера с одним квантово-раз- 2мерным слоем, причем изображен профиль показателя преломления 2в активной области и в ограничивающих слоях гетероструктуры. 2Длина узкой полоски активной области составляет доли мм. 2На рис.6.9 изображена более сложная конструкция лазера с 2активной областью из четверного соединения двух составов, из- 2лучающей на длинах волн 1.18мкм и 1.52мкм. Вышележащий слой 2фосфида индия p-типа и нижележащий слой n-типа образуют вместе 2с активным слоем двойную гетероструктуру. Сама активная об- 2ласть расположена на "столике", который зарощен слоями фосфида 2индия, служащими для предотвращения диффузии избыточных носи- 2телей заряда в боковом направлении. Таким образом, они оказы- 2ваются "запертыми" в пределах активной зоны, что соответствует 2повышению эффективной плотности тока. Рядом показана зависи- 2мость мощности излучения от тока через структуру при различных 2температурах. По шкале оси абсцисс можно судить о величине по- 2рогового тока. 2Рис.6.11 дает представление о конструкции лазера с дифрак- 2ционной решеткой (отражателем Брегга). Решетка наносится не на 2активный слой, а на нижележащий волновой слой. Это делается 2для предотвращения появлений дефектов в активном слое. 2Рис.6.12 изображает схему фазированной решетки из несколь- 2ких лазеров, которые могут обмениваться излучением благодаря 2наличию связей между ними. В результате обмена устанавливается 2общее поле и лазеры начинают излучать в фазе друг с другом, 2что приводит к улучшению диаграммы направленности. _ 25. Применение полупроводниковых лазеров. 2Самый крупный потребитель лазеров - бытовая и специальная 2видеотехника. 2 2- 21 - 2Вторая область массового применения - волоконно-оптические 2линии связи (ВОЛС). Общая структура ВОЛС включает приемо-пере- 2датчики и кабель со световодами, а на длинных линиях еще пов- 2торители-ретрансляторы. Расстояние между ретрансляторами 2достигает 100 км. - такой прозрачностью обладают световоды из 2легированного кварцевого стекла. 2Приемо-передатчики представляют собой модули, содержащие 2лазер, стыкуемый со световодом, фотодиод и электронные мик- 2росхемы. Принципиальная схема изображена на рис.6.13. 2Созданы ВОЛС, в которых используется оптическое усиление 2сигнала. Для этого служит отрезок световода из стекла, легиро- 2ванного ионами примесей, которые возбуждаются излучением по- 2лупроводникового лазера на арсениде галлия. Этот отрезок явля- 2ется усилителем бегущей световой волны сигнала от основного 2лазера-передатчика. 2Среди других применений отметим ряд типов волоконно-опти- 2ческих датчиков различных физических величин. Все эти устройс- 2тва по сути являются волоконно-оптическими интерферометрами, 2регистрирующими разность фаз, которая возникает при воздейс- 2твии внешних факторов на чувствительный элемент. _ГЛАВА 7 _ 21. . При изложении материала о приемниках оптического излу- 2чения будем использовать сокращения: ФП - фотоприемник, ФПУ - 2фотоприемное устройство, ФЭПП - фотоэлектрический полупровод- 2никовый приемник, ТФП - тепловой фотоприемник. 2ФП классифицируются по механизму реакции на излучение, 2т.е. преобразования оптического сигнала в электрический. Фо- 2тонные (квантовые): эл. сигнал возникает при прямом преобразо- 2вании энергии фотона в первичную реакцию ФП (например: фотоди- 2оды, фоторезисторы, фотоэмиссионные приемники, усилители изоб- 2ражения). Тепловые: энергия фотона преобразуется в теплоту, и 2реакция ФП создается в результате повышения температуры его 2чувствительного элемента. 2Принцип действия фотодиодов основан на разделении полем 2контактной разности потенциалов избыточных (неравновесных) не- 2основных носителей заряда, созданных при поглощении фотонов 2(см.рис.5.8). Фототок добавляется к току равновесных неоснов- 2ных носителей. 2Принцип действия фоторезисторов основан на изменении соп- 2ротивления чувствительного элемента при поглощении фотонов. 2Можно конструктивно объединить фоточувствительный элемент 2с предусилителем. Такие приборы называются фотоприемными уст- 2ройствами. Чувствительные элементы ФПУ могут быть сделаны из 2любого материала, применяемого в фотоэлектронике, а электрон- 2ный тракт состоит из обычных кремниевых компонентов. Многие 2ФПУ имеют по одному чувствительному элементу, но большая часть 2применений требует наличия многих чувствительных элементов( 2напр. ФПУ для систем телевидения). 2К фотонным приемникам эмиссионного типа относятся все при- 2боры с внешним фотоэффектом эмиссии в вакуум. Среди них широко 2используются фотоэлектронные умножители(ФЭУ) и электронно-оп- 2тические преобразователи(ЭОП). 2К тепловым фотоприемникам(ТФП) относятся болометры разных 2типов, радиационные термоэлементы и пироэлектрические ТФП. 2Болометры преобразуют оптический сигнал, воспринимаемый 2резистивным чувствительным элементом(ЧЭ), в теплоту. Повышение 2температуры изменяет сопротивление элемента, регистрируемое 2 2- 22 - 2электронной схемой. Часто используются приборы с двумя рядом 2расположенными одинаковыми чувствительными элементами, один из 2которых принимает сигнал, а другой остается неосвещенным. В 2этом случае используется мостовая схема, позволяющая уменьшить 2влияние изменений температуры окружающей среды. Чувствительные 2элементы неохлаждаемых болометров изготовляются из композиций 2оксидов металлов, обладающих полупроводниковыми свойствами, 2или из тонких пленок металлов. В охлаждаемых болометрах 2используются элементы из германия и кремния, легированные при- 2месями. Для повышения коэффициента поглощения излучения на по- 2верхность ЧЭ наносится слой черни. Спектральная область 2чувствительности болометра определяется свойствами черни и 2прозрачностью окна прибора, его можно считать неселективным в 2широкой области спектра. Недостатком болометров является боль- 2шая инертность с характерным временем порядка 1мс. По чувстви- 2тельности к слабым сигналам неохлаждаемые болометры уступают 2фотоэлектрическим ФП на 2-3 порядка. Полупроводниковые боло- 2метры, охлаждаемые до гелиевых температур, имеют очень высокую 2обнаружительную способность. 2Важным фактором, определяющим качество болометра, является 2термический коэффициент сопротивления материала ЧЭ. Были раз- 2работаны сверхпроводящие болометры с очень резкой зависимостью 2сопротивления от температуры в области сверхпроводящего пере- 2хода. 2Пироэлектрические ФП (ПФП) основаны на температурной за- 2висимости поляризации сегнетоэлектрических кристаллов, которые 2обладают постоянной поляризацией. Сигнал ПФП состоит в измене- 2нии плотности заряда на поверхности образца при нагревании. 2Образец пироэлектрика в виде пластинки с электродами на гранях 2подобен заряженному конденсатору. Нагревание пластинки сигна- 2лом излучения изменяет заряд и во внешней цепи проходит им- 2пульс тока. Если сигнал не модулирован, то тока во внешней це- 2пи не будет, т.е. ПФП реагирует только на изменение сигнала. 2ЧЭ для ПФП делаются обычно из триглицинсульфата или танталата 2лития. ПФП имеют большую инертность, чем фотоэлектрические ФП. 2И 0м 2ется возможность 0 2 повысить быстродействие ПФП ценой снижения 2чувствительности. _ 22. Материалы, используемые при изготовлении ФЧЭ фоторе- _ 2зисторов и фотодиодов. 2Успехи современной микроэлектроники в основном связаны с 2хорошо разработанной технологией кремния и отчасти арсенида 2галлия. Для области 3-5мкм одним из основных материалов счита- 2ют антимонид индия. Для области 8-12мкм оптимальным материалом 2является твердый раствор теллуридов кадмия и ртути с составом 20.2 по кадмию. 2В среднем ИК-диапазоне до 10мкм можно использовать ряд 2собственных полупроводников, а в дальнем - примесные полупро- 2водники. В области 8-12мкм пригодны собственный полупроводник 2КРТ и примесный германий с ртутью. _ 23.Конструкция фотоэлектрических полупроводниковых приемников _ 2излучения(ФЭПП). 2Одноэлементные неохлаждаемые ФЭПП в простейшем случае не 2имеют герметизирующего корпуса. ФЧЭ защищается от внешних воз- 2действий тонкой пластинкой, на которую наносится отражающее 2покрытие, заставляющее излучение проходить через чувствитель- 2ный слой дважды. Герметизация достигается с помощью полимерно- 2го герметика и обеспечивает сохранение свойств ФЧЭ при дли- 2 2- 23 - 2тельном пребывании во влажной атмосфере. Более сложные ФПП 2имеют металлический корпус с окном. Для устранения потерь на 2отражение на окна наносится антиотражающее покрытие. Иногда к 2ФЧЭ приклеивается иммерсионная линза. Она позволяет собрать 2излучение на ФЧЭ малого размера, имеющий меньшие шумы и боль- 2шую чувствительность. Фотодиоды для ВОЛС имеют для ввода излу- 2чения короткий отрезок световода, который стыкуется с линией с 2помощью разъема. _ГЛАВА 8. _ 21. ВАХ фотодиода. Структура фотодиода. Лавинный фотодиод. 2При освещении p-n перехода излучением, вызывающем переходы 2зона-зона, в каждой области происходит генерация свободных 2носителей заряда (фотоносителей), которые не отличаются от 2"темновых", созданных тепловым движением. Они также "скатыва- 2ются" с потенциального барьера в сою область, где становятся 2избыточными. Поэтому реакцией кристалла на фотоионизирующую 2радиацию является рост тока насыщения и формула для ВАХ прини- 2мает вид 2где Iф - фототок. Величина Iф связана с плотностью мощности 2монохроматического фотоионизирующего излучения формулой 2где - квантовая эффективность, т.е. доля фотонов, создав- 2ших фотоносители в области настолько близкой к ОПЗ и p-n пере- 2ходу, чтобы принять участие в токе неосновных носителей через 2переход. 2Ампер-ваттная чувствительность для фотодиодов определяется 2как фототок, вызванный излучением с мощностью равной единице. 2Учитывая (8.1): 2ВАХ фотодиода изображена на рис 8.1. Обратим внимание на 2две возможности измерения мощности оптического сигнала. Первая 2состоит в режиме обратного смещения с выходом на ток насыщения 2и измерении разности токов при освещении и без него, а вторая 2- в измерении напряжения без внешнего смещения. Первый режим 2называется фотодиодным, а второй фотовольтаическим. При фото- 2диодном режиме кристалл действует аналогично фоторезитору, а 2при фотовольтаическом аналогично фотоэлементу - источнику ЭДС. 2Величину фотоЭДС Eф легко вычислить, положив в формуле ВАХ 2I=0. В результате 2 2- 24 - 2Если , то и связаны линейной зависимостью. Как и 2всякий источник напряжения, фотодиод имеет внутреннее сопро- 2тивление, на котором получается падение напряжения, поэтому 2фотовольтаический режим в чистом виде реализуется при большом 2внешнем сопротивлении. Фотодиод следует делать на основе 2пластинки p-типа и создавать на одной из ее поверхностей тон- 2кий слой n-типа. Излучение должно входить через слой n-типа и 2поглощаться в материале p-типа. 2Многие фотодиоды кроме высокой квантовой эффективности 2должны иметь малую инерционность, иначе говоря, большую ширину 2информационной полосы частот. За последние десятилетия были 2разработаны лавинные фотодиоды(ЛФД), представляющие собой по- 2лупроводниковые аналоги вакуумных ФЭУ. В отличие от обычных 2фотодиодов они имеют внутреннее усиление сигнала, которое соз- 2дается ударной ионизацией полупроводника ускоренными электро- 2нами или дырками. Для этого в структуре ЛФД должны иметься по- 2ля с напряженностью порядка 100кВ/см. _ 22. Шумы фотоэлектрических полупроводниковых приемников _ 2излучения (ФЭПП).Мощность эквивалентная шуму (МЭШ). 2Существуют два вида случайных процессов, связанных с кван- 2товой природой излучения, а именно, фотонный шум и тепловой 2шум резисторов. Есть также дробовой и генерационно-рекомбина- 2ционный шумы, существующие как при наличии освещенности фото- 2чувствительного элемента ФЭПП, так и без нее. Кроме этих шумов 2существует Фликкер-шум (1/f-шум), возникающий в результате 2различных явлений, которые можно в той или иной степени устра- 2нить технологическими приемами. 2Определим МЭШ. Начнем с радиационного шума. Обозначив МЭШ 2через имеем в соответствием с формулой Шотки 2Если бы измерительная схема, включая фотоприемник, не имела 2шумов, то, при единичной ширине полосы, пропускаемой электрон- 2ным трактом, можно было бы зарегистрировать сигнал из несколь- 2ких фотонов. Фоторезистор, не имеющий темнового тока, но даю- 2щий усиление фототока по сравнению с фотодиодом в 2раз, имеет МЭШ в два раза большую,чем фотодиод. Это видно из 2вычисления, аналогичного проведенному для фотодиода : 2Перейдем к радиационному шуму, вызванному внешней подсветкой 2излучением фона с мощностью Pф. 2Повторяя те же вычисления получим для фотодиода 2Выразив мощность фоновой подсветки формулой 2где Eф - плотность потока фотонов фона и A - площадь ФЧЭ, по- 2лучим формулу для МЭШ фотодиода при ограничении флуктуации мо- 2нохроматической фоновой подсветки 2Аналогичная формула для фоторезистора, имеющего фотоэлект- 2рическое усиление G имеет вид 2 2- 25 - 2Коэффициент фотоэлектрического усиления сократился, а МЭШ ока- 2залась в корень из 2 раз больше, чем доя фотодиода. 2При использовании ФЭПП в аппаратуре космического назначе- 2ния плотность потока фотонов фона может быть снижена на много 2порядков и доминируюшим становится тепловой шум. Выполнив 2простое вычисление по той же схеме получим формулу для МЭШ при 2ограничении тепловым шумом: 2где R и T - сопротивление и температура ФЧЭ. 2При ограничении флуктуациями темнового тока фоторезистора 2МЭШ вычисляется по формуле 2в которую входит коэффициент фотоэлектрического усиления G. В 2предыдущих формулах он сокращался, что означало одинаковое 2усиление фототока и его флуктуаций, но здесь он способствует 2снижению МЭШ. 2Надо заметить, что фотоэлектрическое усиление полезно не- 2зависимо от влияния на МЭШ, т.к. повышение сигнала при наличии 2помех всегда желательно. _ 23. Обнаружительная способность. 2Понятие о МЭШ очень хорошо характеризует качество ФЭПП, но 2более целесооразно выбрать новую меру качества так, чтобы в 2нее не входили и . Это достигается введением понятия об 2удельной обнаружительной способности 2Исключение и равносильно условию, что A=1кв.см и 2= 1Гц. 2Как видно из определения, величина измеряется едини- 2цами . Используя формулы для МЭШ получим: 2- при ограничении фотодиода флуктуациями фона в пределах 2телесного угла : 2- при ограничении фоторезистора флуктуациями фона в пределах 2телесного угла : 2- при ограничении тепловым шумом : 2где произведение - простая мера качества p-n переходов. 2Для идеального ФЭПП вычисляется по формуле 2где введено , - предельная длина волны (квантовая эф- 2фективность равна 1 во всем диапазоне длин волн от0 до и 2равна нулю при более длинных волнах). 2Для теплового приемника излучения имеем _ 24.Гетеродинный (когерентный) прием излучения оптического _ 2диапазона. 2ФЭПП,рассмотренные в главе 8, пригодны для приема излуче- 2 2- 26 - 2ния независимо от степени когерентности.Но одночастотный свет 2во всех отношениях аналогичен одночастотному излучению радио- 2диапазона и для его приема можно применять метод гетеродиниро- 2вания.В отличие от гетеродинирования обычный метод получил 2название прямого детектирования.Напомним ,что идея гетеродини- 2рования состоит в смещении двух гармонических сигналов, разли- 2чающихся по частоте, на квадратичном детекторе. Один из них 2подлежит приему, а другой, более мощный, создается местным ге- 2нератором - гетеродином, входящим в приемное устройство. При 2смещении возникает разностная частота, сигнал которой поступа- 2ет в электронный тракт усиления и обработки. В оптическом диа- 2пазоне квадратичным детектором служит ФЭПП с достаточно высо- 2ким быстродействием, а процесс смещения осуществляется простой 2суперпозицией сигналов на его ФЧЭ. 2При гетеродинном приеме МЭШ пропорциональна (1), а не (2), 2как при прямом детектировании , и равна (3). 2Гетеродинный прием имеет существенные принципиальные преи- 2мущества по сравнению с прямым детектированием, но его реали- 2зация обычно встречает трудности согласования волновых фронтов 2сигнала и гетеродина. _ГЛАВА 9. _Фотоэлектрические приемники изображения. 2К приемникам оптического изображения относятся электрон- 2но-оптические преобразователи (ЭОП), полупроводниковые матрицы 2с системой считывания сигналов с отдельных элементов и вакуум- 2ные телевизионные трубку со считыванием сигнала электронным 2лучом. 2ЭОП предназначены для усиления и визуализации изображений 2слабо светящихся объектов, недоступных прямому наблюдению че- 2ловеческим глазом. ЭОП служит основой приборов ночного видения 2и многочисленных видов аппаратуры научного и народнохо- 2зяйственного назначения. Основная идея преобразования и усиле- 2ния изображения состоит в превращении оптического изображения 2в электронное и затем снова в оптическое. Если исходное изоб- 2ражение было невидимым - ультрафиолетовым или инфракрасным до 2длины волны 1 мкм -, то оно преобразуется в видимое. Усиление 2получается путем ускорения электронов сильным электрическим 2полем. Эти процессы были впервые реализованы в 1934 г., в при- 2боре , получившем название "стакан Холста" /см. рис. 9.1/. 2Полупроводниковые фотоматрицы для телевидения и тепловиде- 2ния представляют собой приборы с зарядовой связью (ПЗС) . 2Основная идея ПЗС состоит в накоплении фотоэлектронов (или фо- 2тодырок) в миниатюрном конденсаторе со структурой ме- 2талл-окись-полупроводник (МОП) и передаче накопленного заряда 2по цепочке таких конденсаторов, управляемых электрическими им- 2пульсами. Заряд каждого конденсатора соответствует освещен- 2ности проектируемого на него элемента изображения (пикселя). 2Пройдя по цепочке конденсатора этот заряд, несущий информацию 2о данном пикселе, попадает в общий усилитель и далее служит 2видеосигналом. 2ПЗС фотоматрица по пороговой освещенности значительно 2уступает ЭОП, способному регистрировать отдельные фотоны . По- 2этому в последние годы были созданы гибридные системы с ЭОП на 2входе и стыкованной с ним ПЗС фотоматрицей. 2 2- 27 - _ГЛАВА 10. _Интерференция квазимонохроматического света. _Многолучевая интерференция. _ 21. Закон интерференции квазимонохроматического света. 2Излучение, удовлетворяющее условию , где цент- 2ральная частота полосы, называется квазимонохроматическим в 2отличие от идеального монохроматического одночастотного излу- 2чения. Закон интерференции одночастотного света легко получа- 2ется суммированием колебаний в двух интерферирующих волнах. 2Представим себе, что мы наблюдаем интерференцию при помощи 2интерферометра Маха-Цендера /рис. 10.1/, в котором исходная 2волна разделяется на две светоделителем, причем для одной из 2них вводится временная задержка , соответствующая разнос- 2ти хода а затем обе волны сводятся вместе. Не учитывая 2векторный характер световых колебаний можем записать интенсив- 2ность результирующей волны в виде 2где 2Соответствующие интенсивности равны 2отсюда следует, что 2Заметим, что первые два члена дают "фотометрическое" сложение, 2а третье описывает интерференцию. Интерференционная картина 2будет представлять собой систему светлых и темных линий, сое- 2диняющих те точки, в которых результат интерференции одинаков. 2Контраст интерференционной картины (или видность) определяется 2по формуле 2Подставив значения и в соответствии с законом 2интерференции, получим, что С=1 или 100% . 2Закон интерференции для квазимонохроматического света по- 2лучается по той же схеме, как для одночастотного света. При 2этом будем считать, что процессы изменения амплитуд со време- 2нем стационарны, то есть результаты усреднения по времени не 2зависят от начала отсчета времени. Вычисление дает 2 2- 28 - 2Интерференционный член имеет вид 2где представляет собой функцию взаимной 2корреляции величин и . 2Функция описывает степень связанности двух изменяю- 2щихся случайно величин. Нормированная функция взаимной корре- 2ляции 2Физический смысл легко понять, рассмотрев интерференцию 2двух волн с одинаковой интенсивностью и вычислив видность ин- 2терференционной картины. Оказывается, что С= . 2называют степенью когерентности. Для идеального одночастотного 2света она равна 1,при фотометрическом сложении равна 0,а для 2монохроматического света имеет промежуточное значение. _ 22.Теорема ван-Ситтерта-Цернике. 2Можно ли наблюдать интерференционную картину от источника, 2излучение которого заведомо некогерентно, например, от Солнца 2или любого нагретого тела ? Этот вопрос получил положительный 2ответ в исторически первом интерференционном опыте Юнга, в ко- 2тором наблюдалась интерференционная картина при суперпозиции 2волн от двух дырок, проколотых в непрозрачном экране 2/рис.10.3/.Наша задача будет состоять в теории опыта Юнга,ре- 2зультатом которой является теорема ван-Ситтерта-Цернике.На 2рис.10.4 в плоскости изображен плоский некогерентный 2источник, а в плоскости экран с двумя дырками. 2Будем считать, что на пути волн установлен светофильтр, 2пропускающий полосу частот, удовлетворяющую условию квазимо- 2нохроматичности. Для выяснения вопроса, получится ли достаточ- 2ная интерференционая картина при суперпозиции волн от дырок Р1 2и Р2 на экране, нужно найти функцию взаимной корреляции коле- 2баний в Р1 и Р2. 2Выделим на плоскости источника элемент площади и 2запишем колебания в точках Р1 и Р2, создаваемые сферическими 2волнами от элемента : 2Для определения колебаний от всех элементов поверхности 2источника запишем суммы: 2Подставив суммарные колебания, получим 2Вторая сумма с разными индексами n и m равна нулю, так как 2мы считаем источник пространственно не когерентным .Первую 2сумму можно преобразовать в интеграл по площади источника, 2введя плотность интенсивности и заменив на 2При условии ,что источник расположен достаточно далеко от 2 2- 29 - 2экрана с дырками : 2где введены безразмерные координаты p=(x1-x2)/R, q=(y1-y2)/R. 2При сделанных предположениях произведение R1*R2 можно за- 2менить на R*R и вынести за знак интеграла .В заключение можно 2распространить пределы интегрирования до бесконечности, так 2как за пределами источника в плоскости 2Конечный результат имеет вид 2Функция взаимной корреляции с точностью до множителя является 2двумерным Фурье-преобразованием от распределения интенсив- 2ностей по площади источника. _ 23.Применение теоремы ван-Ситтерта-Цернике к источнику в _ 2виде равномерно светящегося круглого диска . 2На рис.10.5 применим полярную систему координат в 2плоскостях и X,Y : 2Для отрезка , показанного на рис.10.6 имеем: 2Тогда интеграл приобретает вид, хорошо известный в теории 2Бесселевых функций 2Напомним, что Бесселева функция первого рода и нулевого 2порядка равна интегралу 2и что существует формула, связывающая Бесселевы функции перво- 2го и нулевого порядка 2В нашем случае 2График функции показан на рис.10.6. При =3.83 2видность интерференционной картины обращается в 0, затем 2несколько возрастает и снова обращается в 0. 2Т.к. , то 2 2- 30 - 2Введя угловой размер светящегося диска получим 2конечный результат 2Иначе говоря, на поверхности волнового фронта можно выде- 2лить кружок, в пределах которого имеется пространственная ко- 2герентность. Диаметр этого кружка когерентности равен _ 24.Звездный интерферометр Майкельсона и измерение _ 2угловых размеров звезд. 2Схема звездного интерферометра изображена на рис.10.7. 2Увеличивая базу перемещением зеркал, можно как бы проходить по 2кружку когерентности. Эксперименты состояли в визуальном наб- 2людении интерференционной картины при увеличении базы. Интер- 2ференц
