close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

на печать (3)

код для вставкиСкачать
 Лабораторная работа
Исследование инжекционного лазера и светодиода
Цель работы: изучение спектров излучения лазера и светодиода при различных токах накачки.
Принадлежности: УМ-2, инжекционный лaзep, светодиод АЛ-106, модулятор с микроамперметром, фотоприемник, селективный милливольтметр.
Краткая теория
Лазер - прибор (устройство), генерирующий оптическое когерентное изучение на основе эффекта вынужденного, стимулированного излучения. Наибольший интерес для оптоэлектроники представляют полупроводниковые инжекционные лазеры и миниатюрные газовые (когда необходима высокая степень когерентности). В ряде случаев могут оказаться полезными твердотельные, a также полупроводниковые лазеры с электронным возбуждением.
Инжекционный лазер
Принцип действия
Инжекционный лазер представляет собой полупроводниковый двухэлектродный прибор с p-n-переходом (поэтому часто как равноправный используется термин лазерный диод), в котором генерация когерентного излучения связана с инжекцией носителей заряда при протекании прямого тока через р-n переход.
Рис. 1. Схематическое представление излучающей структуры
В устройстве и принципе действия инжекционного лазера отчетливо проявляются все те определяющие моменты, которые характерны для любого лазера. Прежде всего необходима активная среда способная обеспечить эффективное протекание вынужденного излучения (параллелепипед L*d*W на рис. 1.1). В данном случае это прямозонные вырожденные полупроводники, главным образом типа АЗВ5 , и их твердые растворы (в гетеролазерах вырождение не обязательно) Второе условие лазерной генерации состоит в использовании механики возбуждения активной среды (накачки), создающею инверсию населенностей энергетических уровней полупроводника. В данном случае это инжекция носителей заряда р-n-переходом. При некотором смешении реализуется условие инверсии населенностей (рис. 1.3, 1.4): вблизи р-n-перехода концентрация электронов на более высоких уровнях оказывается выше, чем на более низких - полупроводник подготовлен для усиления излучения. Физически это объясняется тем, что электромагнитная волна по мере распространения по кристаллу больше приобретает энергии (из-за стимулированных переходов электронов с верхних уровней на нижние), чем отдаст (вследствие поглощения).
Рис. 1.2. Распределение показателя преломления n (а) и концентрации инжектированных носителей р (б) в активной и прилегающих к ней областях поглощения.
Рис. 1.3. Зонная диаграмма вырожденного полупроводника: а) в состоянии термодинамического равновесия; б) при приложении прямого смешения. (ЕF -уровень Ферми, ЕFр и EFn - квазиуровни Ферми в n- и p - областях).
Рис. 1.4. Заполнение энергетических уровней в полупроводнике носителями: в состоянии равновесия (Т<0) - снизу; в случае инверсии населенностей (Т>0) - сверху.
Для того чтобы систему с активным веществом превратить в генератор, необходимо выполнить третье условие - создать положительную обратную связь (как и в радиотехнике, часть усиленного выходного сигнала возвратить в кристалл). Для этого в лазерах используются оптические резонаторы, типичным среди которых является резонатор Фабри-Пepo. состоящий из двух параллельных плоских зеркал и обеспечивающий многократное прохождение волны через активное вещество, расположенное между этими зеркалами. Для вывода излучения по крайней мере одно из зеркал делается полупрозрачным. В полупроводниковом лазере роль резонатора выполняют параллельные грани кристалла, создаваемые методом скола.
Четвертое условие заключается в обеспечении электрического, электронного и оптического ограничений. Суть электрического ограничения состоит в том, чтобы максимальная доля пропускаемого через структуру электрического тока проходила через активную среду (в упрощенной схеме рис. 1.1 это достигается автоматически).
Электронное ограничение - это сосредоточение всех возбужденных электронов в активной среде, принятие мер против их "расплывания" в пассивные области (рис. 1.2). Оптическое ограничение призвано предотвратить "растекание" светового луча при его многократных проходах через кристалл, "удержание" лазерного луча в активной среде. В полупроводниковых лазерах это достигается тем, что зона луча характеризуется несколько большим значением показателя преломления, чем соседние области кристалла (см. рис. 1.2) - возникает волноводный эффект самофокусировки луча. Неодинаковость показателей преломления достигается различием в характере и степени легирования зон кристалла, включая и использование гетероструктур. Границы оптического канала лазера не обязательно должны совпадать с границами области электронного ограничения.
Пятое условие существования лазерной генерации состоит в превышении некоторого порога возбуждения. Действительно, создание в активной среде инверсной населенности, обеспечение положительной обратной связи с помощью оптического резонатора определяют энергетические предпосылки, необходимые для возникновения лазерного эффекта, но отнюдь не достаточные. Имеются такие "мешающие" факторы, как поглощение в среде, затрата части подводимой энергии на бесполезный разогрев кристалла, краевые эффекты, не идеальность зеркал резонатора, спонтанные излучательные и безызлучательные переходы. Необходимость восполнить эти потери и обуславливает наличие порога лазерной генерации (рис. 1.5).
Рис. 1.5. Ватт-амперная характеристика лазера.
В итоге, для устройства и работы лазера характерны: активная среда, механизм эффективной накачки активной среды; оптический резонатор, электрическое, электронное ограничения соответствующих зон возбуждения и возбуждение, превышающее некоторый порог.
Существуют еще два дополнительных момента. Во-первых, это модуляция по тому или иному временному закону в подавляющем большинстве случаев использования лазера в оптоэлектронике, чем и обеспечивается ввод полезной информации в световой поток. Модуляция интенсивности излучения инжекционного лазера осуществляется путем изменения тока накачки, в других разновидностях лазеров применяется внешний модулятор. Во-вторых, это избирательность модового состава генерируемого излучения. Структура лазера с резонатором Фабри - Перо допускает существование большого числа продольных мод, разделенных интервалами частот Δv=c/2L (рис 1.6) и нарушающих монохроматичность излучения, и поперечных мод (рис. 1.7), искажающих однородность пространственного распределения интенсивности. Для подавления нежелательных мод используют избирательные элементы, которые могут встраиваться в резонатор, или располагаться вне его.
Принципиальная особенность инжекционного лазера заключается в конструктивно - технологической интеграции всех перечисленных в данном разделе моментов. Это выделяет его среди лазеров других типов и определяет доминирующую роль в оптоэлектронике.
Рис. 1.6. Спектральное распределение плотности мощности излучения продольных мод лазера.
Рис. 1.7. Схема возникновения и пространственное распределение плотности мощности излучения продольных мод лазера (первая и вторая пространственные гармоники).
Основы теории
Для того чтобы в прямозонном полупроводнике имело место усиление излучения с частотой, энергетический зазор между квазиуровнями Ферми для электронов и дырок должен превышать ширину запрещенной зоны, т.е.
Лишь при выполнении этого неравенства при распространении волны hv могут индуцироваться переходы электронов "вниз" (см. рис. 1.3) из заполненных состояний зоны проводимости в незаполненные состояния валентной зоны. Условие (1) реализуется только в вырожденных полупроводниках либо (чаще) в гетероструктурах.
Если g - коэффициент усиления активной среды, a R1 и R2 - коэффициенты отражения от зеркал резонатора, то условие самовозбуждения лазера имеет вид:
Здесь g-χ - действующий (за вычетом потерь) коэффициент усиления среды, а - коэффициент обратной связи резонатора. В однородной одномерной среде для порогового значения коэффициента усиления уравнение (2) сводится к основополагающей формуле:
Величина g зависит от степени инверсии населенностей, т.е. от концентрации избыточных носителей и, следовательно, от плотности тока накачки. Значение плотности тока, при котором выполняется (3), называется пороговым, т.е. gпор = g(Jпор). При плотности тока, незначительно превышающей пороговое значение, зависимость g(J) хорошо аппроксимируется прямой:
А - коэффициент усиления света по току. При дальнейшем росте тока накачки зависимость g(J) становится слабее. Физически это определяется тем, что при увеличении интенсивности излучения соответственно возрастает в темп стимулированных электронных переходов, а следовательно, уменьшается время жизни неравновесных носителей заряда рост концентрации избыточных носителей при увеличении тока накачки замедляется. Эффект насыщения усиления описывается формулой:
где g0 - "ненасыщенный" коэффициент усиления; Ф - световой поток; Фнас - константа. насыщения может носить спектрально избирательный характер, при этом на кривой g(v) пожелается провал и в (5) показатель γ=0,5 Для однородною по спектру насыщенна кривая g(v) изменяется одинаково при всех значениях v, при этом γ =1.
Важнейший приборный параметр лазера пороговый ток Iпop однозначно определяется его физическим параметром - плотностью порогового тока
где J0 - плотность тока, обеспечивающего инверсию населенностей.
Если потери на поглощение и на вывод излучения невелики (малость второю и третьего членов в (6)), то Jпор=J0. Для наиболее типичных лазеров с двойной гетероструктурой концентрация инжектированных носителей заряда обратно пропорциональна толщине активной области и, следовательно,
Отсюда следует, что
где Vа - объем активной области, а коэффициент пропорциональности ξ=30 ... 5O мкА/ммЗ для GaAlAs-лазеров. Расчеты показывают, что при прочих равных условиях
т.е. пороговая плотность тока тем меньше, чем уже спектр генерации. Физически это очевидно, так как уменьшение v означает обмен электронами между более узкими энергетическими полосами в зоне проводимости и в валентной зоне, что автоматически ведет к снижению плотности тока инверсии.
С уменьшением длины резонатора Jпор линейно увеличивается с ростом 1/L, эта зависимость сохраняется до L = 30 мкм. При каком-то значении I. третий член в (А) начинает превышать первые два, при этом Jпор-1/L и в (8) объем активной области заменяется произведением Wd. Это обстоятельство ограничивает возможность снижения порогового тока путем уменьшения длины резонатора. Необходимо также учитывать, что к уменьшением L расширяется спектр генерации (при L<100 мкм Δv~1/L). И это ограничение может быть даже более жестким, чем возрастание Jпор.
Зависимость вида (7) выполняется до W=0,15 мкм. При дальнейшем снижении W становится все более существенным просачивание носителей и поля световой волны в пассивные области. Предел пропорциональности Jпор~d, лежащей в основе вывода (1.8), в степени зависит от технологических факторов, но, по-видимому, может быть доведен также до d=0,15 мкм.
Пороговая плотность тока сильно зависит от температуры:
где Т0=35...80 К при комнатной температуре и Т0=90 ... 110 К - при пониженной, близкой к температуре жидкого азота. Структура формулы (10) и изменение значения параметра Т0 свидетельствуют о сложности получения лазерной генерации при высоких температурах.
Выходная мощность лазера при незначительном превышении порогового том определяется простым соотношением:
Здесь hv - энергия кванта: (Iраб - Iпор)/q - поток электронов, участвующих в вынужденных переходах (равный потоку квантов): ψR - функция выхода, равная доле мощности, выводимой из лазера, и определяемая свойствами резонатора. В простейшем случае однородного линейного резонатора с одним полупрозрачным торцом (R1=R, R2=1):
В (11) обратим внимание на линейную связь Рвых и Iраб, хорошо осуществляющуюся на практике. Характерно также, что дифференциальная эффективность зависит не от порогового тока, а лишь от свойств резонатора:
При расчете структуры поля генерируемого лазерного излучения, его динамики в нестационарных режимах необходимо учитывать три группы процессов: волновые в лазерном резонаторе (идеализированная оптическая модель); квантовые в активной среде, взаимодействие этих процессов между собой.
В полупроводниковом лазере взаимосвязь волновых и квантовых процессов очень сильна (практически неразрывна) и существенно нелинейна, поэтому формул для нахождения параметров, характеризующих поле излучения, получить не удается, расчет по оптической модели дает лишь теоретические предельные оценки. Идеализированная оптическая модель представляется в виде открытого диэлектрического резонатора. Хотя активная область полупроводника не является диэлектриком, уравновешивание процессов поглощения и усиления излучения в этой среде обусловливают правомерность подобной аппроксимации. "Открытость" резонатора, т.е. наличие зеркал по торцам и их отсутствие с боков, способствует генерации лишь продольных (вдоль оси X на рис. 1.1) мод излучения и подавлению поперечных. В идеале любой луч, распространяющийся под сколь угодно малым углом к оси Х после многократных отражений от зеркал выйдет и из активной зоны, и из резонатора т.е. не даст вклада в лазерное излучение.
Важнейшей характеристикой резонатора является его добротность QR, определяемая в общем случае отношением полной энергии волны, запасенной в резонаторе, к энергии, теряемой резонатором за время, равное периоду колебаний этой волны. При учете только потерь вывода излучения для резонатора Фабри - Перо с одним полупрозрачным зеркалом легко получить
Добротностью определяется ширина линии собственного резонанса резонатора ΔvR, а также постоянная времени релаксации плотности фотонов в резонаторе после мгновенного прекращения действия накачки (называемая временем жизни фотонов τф):
Концентрированию излучения в активной среде способствует также волноводный эффект, возникающий вследствие неодинаковости значений показателя преломления n (здесь не путать с концентрацией электронов) в различных областях полупроводникового кристалла. Как правило, dn/dС>0, dn/dEg<0 и dn/dT>0, где С - концентрация свободных носителей (электронов или дырок). Первое из этих неравенств определяет повышенное значение n в активной области лазера с гомо-р-n-переходом: второе - в гетеролазере с узкозонной активной областью; третье способствует повышению n в активной области любого лазера, так как температура этой области всегда больше, чем в примыкающих их областях. Наличие канала оптически более плотной среды и вызывает волноводный эффект. Число и состав собственных мод лазерного волновода зависят от геометрии и разницы показателей преломления по сравнению с соседними областями. "Оптические значения" толщины dопт и ширины Wопт волновода не обязательно совпадают с параметрами d и W активной среды (см. рис. 1а), причем несовпадение либо обусловливается физикой процессов, либо закладывается а конструкцию прибора. Моды, в итоге генерируемые лазером, определяются не только свойствами резонатора -волновода, но и модовой избирательностью коэффициента усиления активной среды. Без принятия каких-либо специальных мер генерируется многомодовое излучение. Ширина спектра Δv(Δτ), во-первых, определяется шириной полосы резонатора ΔvR и во-вторых, зависит от того, насколько вынужденные переходы преобладают над спонтанными, вносящими случайные флуктуации в амплитуду и фазу волны излучения. В выражении
второй фактор представлен в виде Рвых. Формула (17) устанавливает теоретический предел для Δv, фактически тепловые эффекты, вибрации приводят к значительному расширению полосы генерации.
При некоторых условиях может возникать такое нелинейное взаимодействие мод, которое обеспечивает самосинхронизацию, т.е. постоянство фазовых соотношений. Такой режим в известном смысле подобен одномодовому, а подлинно одномодовый режим реализуется при соответствующей конфигурации резонатора и введении элементов модовой избирательности.
Малые поперечные размеры лазерного волновода, частичный захват волной боковых, не усиливающих областей приводят к тому, что выходящее из резонатора излучение существенно отличается от плоской волны: фронт оказывается выпуклым в сторону распространения луча, а интенсивность спадает от центра зеркала к краям по гауссовой кривой. Угловая расходимость лазерного потока определяется и кривизной фронта волны, и дифракционной расходимостью, принципиально не устранимой при малых излучающих апертурах. Если кривизна фронта несущественна, то
Эта формула определяет минимальные значения угловой расходимости лазерного луча. При работе инжекционного лазера в режиме переключения значения параметров тмр)С1|) определяются большим из двух времен - временем жизни инжектированных носителей заряда (это время характеризуется вероятностью индуцированных переходов) или временем жизни фотонов τф. И та и другая оценки приводят к τнр(сп) < 10-10 ... 10-12 с. Многомодовый состав лазерного излучения, неодновременность возбуждения всех составляющих мод обусловливают возникновение пичкового режима, проявляющегося в фронт импульса излучения искажается релаксирующими пульсациями. Этим ограничиваются возможности многомодовых лазеров в формировании коротких дальнейшее повышение быстродействия может быть достигнуто в режиме связанных мод или в одномодовом (одночастотном) режиме,
Неприятными факторами, сопутствующими импульсному режиму генерации, являются возрастание плотности порогового тока и расширение спектра.
Рассмотренные теоретичсские положения предопределяют пути совершенствования простейшей структуры лазера (см. рис. 1а). Обследованы и реализованы варианты расположения слоев по толщине кристалла (рис. 2). В гомогенном полупроводнике p-n-переход как средство электронного ограничения весьма несовершенен: при высоких уровнях накачки происходит бесполезная инжекция электронов влево (из-за падения коэффициента инжекции), ограничение справа достигается лишь естественным убыванием концентрации введенных дырок по закону exp(-x/L). Границы, определяющие "электронную" и "оптическую" толщины активной области W и Wопт, а не определенны и меняются от режима накачки. Все эти несовершенства, проявляющиеся в конечном счете в высоком значении плотности порогового тока, предопределили бесперспективность лазеров на однородных полупроводниках.
Рис.2а. Гомогенный полупроводник с р-n переходом.
Широкое промышленное распространение получили только гетеролазеры, общими остями которых являются односторонняя инжекция, четко выраженный волноводный эффект, возможность суперинжекции.
В односторонней гетероструктуре (ОГС) элекронное ограничение слева идеально, а справа такое же, как и в лазере на гомогенном полупроводнике (рис. 2б), преимущество ОГС перед другими гетероструктурамн состоит в простоте технологии. Рис.2б. Односторонняя гетероструктура (ОГС).
Поистине классический стала двойная (двусторонняя) гетеростуктура (ДГС), в которой сверхтонкая активная область "зажата" между двумя гетерограницами (рис. 2,в): именно она позволяет получать малые пороговые плотности тока и значительные выходные мощности. Рис.2в. Двойная гетероструктура (ДГС).
Четырех- и пятислойная структуры (рис. 2г,д), являющиеся усовершенствованной ДГС , позволяют при очень тонкой области накачки W иметь толщину волновода Wопт, оптимальную с точки зрения модовых соотношений. Рис.2г. Четырехслойная структура с различной толщиной областей электронного W и оптического Wопт ограничений.
Рис.2д. Пятислойная структура с различной толщиной областей электронного W и оптического Wопт ограничений.
В пятислойных GaAlAs-структурах удается получать Jпор ~ 102 А/см2 и Pвых = 0,1 Вт. Технологические соображения требуют создания ряда переходных слоев, поэтому реальные лазерные структуры значительно сложнее, чем физические модели на рис. 2.
Основные конструкции активных излучающих структур лазерных диодов
Наиболее распространена полосковая геометрия активной области. Она реализуется с помощью мезатехнологии (рис. 3,а), нередко также применяются различные планарные конструкции. Полосковая геометрия дает возможность получить малый объем генерации и, как следствие, малый пороговый ток, обеспечивает эффективные волноводно-резонаторные свойства, стабилизацию одномодового режима, подавление паразитных поперечных мод. Конструкция позволяет просто осуществить контактирование с активной областью, обеспечивает хороший теплоотвод, высокую долговечность и надежность.
Стремление к дальнейшему снижению порогового тока привело к разработке "зарощенных" (рис. 3,б), в которых активное вещество имеет нитевидную форму типичное поперечное сечение 1х1 мкм). Ограничение с боков может осуществляться диэлектрическими пленками, ионно-имплантированными карманами. В зарощенных двойных гетероструктурах удается снизить пороговый ток до единиц миллиампер и обеспечить высокую степень когерентности излучения (Δv/v0<10-8, длина когерентности - несколько метров). Иногда зарощенные структуры выращиваются на неплоской подложке и имеют серповидное сечение активной области.
Рис. 3. Геометрические разновидности излучающих структур гетеролазеров: а) плоская мезаструктура; б) гетеролазер с "зарощенной" активной областью; в), г) лазеры с распределенной обратной связью в активной области.
Для улучшения модового состава излучения в середине 1970-хгт. были предложены и получили широкое распространение разнообразные конструкции лазеров с распределенной обратной связью. В этих приборах путем гофрирования одного из выращиваемых эпитаксиальных слоев в волновод лазера "встраивается" дифракционная решетка (рис. 3,в), поддерживающая лишь одну резонансную продольную моду в полосе усиления. Эта частотная избирательность сужает спектр генерации до Δλ/λ=10-6 ... 10-7 и менее, плотность порогового тока может быть ниже 10 А/см2. В лазере с дифракционной решеткой нет необходимости в резонаторе Фабри-Перо, подобные структуры незаменимы в устройствах интегральной оптики, где такой резонатор нельзя применить. Расположение дифракционной решетки на открытой часть активной зоны (рис. З,г) по-новому решает проблему вывода излучения: внешний луч и луч внутри лазера могут образовывать между собой любой угол (вплоть до прямого). Тем самым можно преодолеть разрушение зеркал традиционного резонатора при высоких уровнях плотности оптической мощности.
Дифракционная решетка создается путем химического вытравливания гофрированной структуры, обычно шаг гофра лежит в пределах от 0,15 до 0,45 мкм. Наиболее удобна для создания таких регулярных образований голографическая (двухлазерная) фотолитография.
Дальнейшее развитие принцип избирательности мод получил в СЗ-лазерах со сколотосвязанными резонаторами. Фактически такой лазер представляет собой объединенные в одном устройстве два отдельных кристалла, расположенных соосно друг за другом о очень малым зазором между параллельными излучающими гранями. Из всего многообразия мод. генерируемых этими кристаллами, лишь очень немногие совпадают. Различие кристаллов (оно есть всегда) и их оптическая связь обеспечивают устойчивую генерацию одной продольной моды и уверенное подавление поперечных мод.
Основными материалами для создания гетеролазеров являются тройные и четверные соединения GaAlAs (λизл = 0,7.. .0,9 мкм) и InGaAsP (λизл = 1... 1,6 мкм).
Особенности инжекционных лазеров
Инжекционные лазеры имеют рад достоинств, выделяющих их среди излучателей и предопределяющих доминирующую роль в оптоэлектронике.
1. Микроминиатюрность: теоретическая минимальная длина резонатора близка к 10 мкм, а площадь его поперечного сечения к 1 мкм2 (объем активной области может
достигать 10-12 см3). Это возможно потому, что в полупроводниковых лазерах
индуцированные переходы связаны не с отдельными дискретными уровнями, а с
переходами зона - зона, поэтому и усиление в них наибольшее (g= 103... 104 см-1).
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.
3. 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 режимах с обеспечением при этом очень высокой скорости переключения (в пикосекундном диапазоне).
4. Возможность генерации требуемой спектральной линии, обеспечиваемая выбором или синтезом прямозонного полупроводника с необходимой шириной запрещенной зоны; возможность одномодового режима.
5. Использование твердотельной микроэлектронной групповой технологии. Отсюда высокая воспроизводимость параметров, пригодность для массового производства, низкая стоимость, долговечность.
6. Совместимость с основным элементом микроэлектроники транзисторам (по типу используемых материалов и по технологии обработки). Эго открывает принципиальную возможность создания интегрированных лазерных излучателей.
Инжекционным лазерам присущи и определенные недостатки, к принципиальным можно отнести следующие:
1. Невысокая когерентность излучения (в сравнении, например, с газовыми лазерами) значительная ширина спектральной линии, большая угловая расходимость, эллиптический астигматизм;
2. Относительно малая генерируемая мощность (некоторые оптоэлектронные устройства, например голографические ЗУ, требуют лазеры большой мощности);
3. Существенность таких негативных явлений, как временная деградация (в особенности для коротковолновых лазеров), резкое уменьшение мощности излучения при повышении температуры и воздействии радиации.
Деградация обусловлена рядом факторов: увеличением концентрации центров беэызлучательной рекомбинации при протекании тока накачки; разрушением зеркал резонатора под воздействием оптической мощности высокой плотности: возникновением механических напряжений, трещин, сколов, локальных проплавлений, пережогов контактов вследствие различных технологических несовершенств, неоднородности материалов, высокой плотности тока, значительного разогрева малых областей. Она проявляется как в отказах лазеров, так и в постепенном уменьшении генерируемой мощности
Здесь долговечность определяется как
Едег - энергия активации деградационных процессов, А - константа. Из (20) видно, в частности, что для повышения долговечности очень важно снижать пороговую плотность тока и не допускать перегрева прибора.
Порядок выполнения работы
Работы будет состоять из двух частей. В первой части будет рассмотрен инжекционный лазер, а во второй светодиод АЛ-106.
Часть I
Собрали установку по схеме (рис.1.) и дали прогреться 15-20 минут.
Рис. 1. Схема установки.
Исследовали спектры излучения лазера в интервале от (1400-1500) единиц барабана при различных токах накачки (Iнак=80,85,90,95,100 мА). Затем используя градуировочную кривую перевели в градусы барабана в длину волны. Данные представлены в таблице №1.
Таблица №1
n,
градλ, A^oI=80mAI=85mA
I=90mAI=95mAI=100mA
U,мBU,мBU,мBU,мBU,мB14008058,6030,3850,3850,3850,440,49514018065,8030,3850,3850,3850,440,49514028073,0020,3850,3850,2750,440,49514038080,2020,3850,3850,3850,440,49514048087,4010,3850,3850,3850,440,49514058094,60,3850,3850,3850,440,49514068101,80,3850,3850,3850,4950,4414078108,9990,3850,3850,3850,440,4414088116,1990,3850,3850,3850,440,4414098123,3980,3850,3850,3850,440,4414108130,5980,3850,3850,3850,440,4414118137,7970,3850,3850,3850,4950,4414128144,9960,3850,3850,3850,440,4414138152,1960,3850,3850,3850,440,4414148159,3950,3850,3850,3850,440,4414158166,5950,3850,3850,3850,440,4414168173,7940,3850,3850,3850,440,4414178180,9940,3850,3850,3850,440,4414188188,1930,3850,3850,3850,440,4414198195,3920,3850,3850,3850,440,4414208202,5920,3850,3850,3850,440,4414218209,7910,3850,3850,3850,440,4414228216,9910,3850,3850,3850,440,4414238224,190,3850,3850,3850,440,4414248231,3890,3850,3850,3850,440,4414258238,5890,3850,3850,3850,440,44n
,градλ, A^oI=80mA
I=85mA
I=90mA
I=95mA
I=100mA
U,мBU,мBU,мBU,мBU,мB14268245,7880,3850,3850,3850,440,4414278252,9880,3850,3850,3850,440,4414288260,1870,3850,440,3850,440,4414298267,3870,3850,440,3850,440,4414308274,5860,3850,440,3850,440,4414318281,7850,3850,440,3850,440,49514328288,9850,3850,440,3850,440,49514338296,1840,3850,440,440,4950,49514348303,3840,3850,440,440,4950,49514358310,5830,3850,440,440,4950,49514368317,7830,3850,440,440,4950,49514378324,9820,3850,4950,550,4950,5514388332,1810,440,4950,6050,550,5514398339,3810,4950,4950,660,550,5514408346,580,440,550,660,660,71514418353,780,4950,6050,7150,7150,7714428360,9790,550,660,770,990,82514438368,1790,550,7150,880,990,8814448375,3780,550,770,991,211,114458382,5770,6050,8251,11,431,5414468389,7770,6050,881,321,871,8714478396,9760,660,881,542,422,3114488404,1760,7150,9351,762,972,9714498411,3750,660,991,983,33,1914508418,5750,771,0452,095,54,9514518425,7740,7151,12,428,87,714528432,9730,771,212,64111114538440,1730,8251,212,861116,514548447,3720,771,322,9711,2218,714558454,5720,8251,212,9711,2219,814568461,7710,8251,212,7511,1117,614578468,970,771,212,648,81,114588476,170,7151,12,316,69,914598483,3690,661,0451,874,627,1514608490,5690,660,991,763,34,414618497,7680,660,9351,542,862,6414628504,9680,660,881,322,22,4214638512,1670,660,771,211,761,6514648519,3660,6050,7371,11,541,4314658526,5660,6050,660,991,211,2114668533,7650,550,6050,881,0451,114678540,9650,4950,550,770,9350,9914688548,1640,4950,4950,7150,770,8814698555,3640,4950,550,550,660,71514708562,5630,4950,4950,4950,6050,6614718569,7620,440,440,4950,550,60514728576,9620,4950,441,5950,4950,5514738584,1610,440,3851,5950,550,5514748591,3610,440,3851,5950,8140,49514758598,560,440,3850,440,4950,49514768605,760,440,3850,440,4950,4414778612,9590,3850,3850,440,4950,4414788620,1580,3850,3850,440,440,4414798627,3580,3850,3850,440,440,4414808634,5570,3850,3850,3850,440,38514818641,7570,3850,3850,3850,440,4414828648,9560,3850,3850,3850,4070,4414838656,1560,3850,3850,3850,3850,4414848663,3550,3850,3850,3850,440,4414858670,5540,3850,3850,3850,440,4414868677,7540,3850,3850,3850,440,44n
,градλ, A^o
I=80mA
I=85mA
I=90mAI=95mA
I=100mA
U,мBU,мBU,мBU,мBU,мB14878684,9530,3850,3850,3850,440,38514888692,1530,3850,3850,3850,440,4414898699,3520,3850,3850,3850,440,4414908706,5510,3850,3850,3850,3850,38514918713,7510,3850,3850,3850,440,4414928720,950,3850,3850,3850,440,4414938728,150,3850,3850,3850,440,38514948735,3490,3850,3850,3850,3850,4414958742,5490,3850,3850,3850,440,4414958742,5490,3850,3850,3850,440,4414968749,7480,3850,3850,3850,3850,40714978756,9470,3850,3850,3850,440,4414988764,1470,3850,3850,3850,440,4414998771,3460,3850,3850,3850,440,4415008778,5460,3850,3850,3850,440,44 Исследовали максимумы интенсивности при токах накачки 80,85,90,95,100 мА.
Таблица №2
n, градусыλ, A^oIнк, мАUmax, мВ14568461.771800.82514548447.372851.3214558454.572902.9714558454.5729511.2214558454.87210019.8 Используя данные полученные в пункте 3 построили зависимость интенсивности излучения от напряжения Y(Iнк) (рис.2.)и Y(I2нк)(рис.3.).
Рис. 2. Зависимость интенсивности от тока накачки.
Рис. 3. Зависимость интенсивности от квадрата значений тока накачки.
Используя данные полученные в пункте 2 построили зависимости Y(λ)(рис.4.) и Y(hv)(рис.5.) Рисунки представлены отдельным файлом.
Рис.4, Спектр излучения лазера Y(λ) для токов накачки: 80, 85, 90, 95 и 100 мА.
Рис. 5. Спектр излучения лазера Y(hν) для токов накачки: 80, 85, 90, 95 и 100 мА.
По графикам на рис. 2 и рис. 3 построили зависимости полуширины спектра от тока накачки (рис. 6): Рис. 6. Зависимость полуширины спектра от тока накачки.
По графикам на рис. 2 и рис. 3 построили зависимости длины волны, соответствующей максимуму, от тока накачки λmax(Iнк) (рис. 7):
Рис. 7.Зависимость длины волны, соответствующей максимуму, от тока накачки.
Часть II
Исследовали спектры излучения диода в интервале от (1510-1630) единиц барабана при различных токах накачки (Iнак=80,85,90,95,100 мА). Затем используя градуировочную кривую перевели в градусы барабана в длину волны. Данные представлены в таблице №1.
Таблица №1
n,
градλ, A^ohvI=60 mAI=80 mAI=100 mA15108850,541,4010,330,360,6715128864,9391,3980,3630,400,6715148879,3381,3960,330,360,6715168893,7371,3940,330,360,8015188908,1351,3910,330,360,9315208922,5341,3890,3850,420,5315228936,9331,3870,3850,420,6015248951,3321,3850,3850,420,6015268965,7311,3830,440,480,6015288980,131,3800,4950,540,6715308994,5281,3780,550,610,7315329008,9271,3760,660,730,8015349023,3261,3740,770,850,9315369037,7251,3720,880,971,0615389052,1241,3690,991,091,0615409066,5231,3671,11,211,6015429080,9221,3651,321,451,7315449095,321,36311,571,8615469109,7191,3611,651,822,1315489124,1181,3591,761,942,2615509138,5171,3561,872,062,8015529152,9161,3542,22,422,9315549167,3151,3522,312,543,1915569181,7131,3502,422,663,5915589196,1121,3482,642,903,8615609210,5111,3462,753,033,9915629224,911,3442,973,274,1315649239,3091,3422,973,274,3915669253,7081,3403,083,394,6615689268,1071,3373,193,514,9215709282,5051,3353,433,664,9815729296,9041,3333,543,894,9215749311,3031,3313,43,785,1215769325,7021,3293,193,705,2215789340,1011,3273,123,515,3115809354,51,3253,053,515,3415829368,8981,3232,973,275,2015849383,2971,3212,973,275,1215869397,6961,3192,863,155,0515889412,0951,3172,753,034,9815909426,4941,3152,753,034,8115929440,8931,3132,642,904,3915949455,2921,3112,532,783,9915969469,691,3092,422,663,9915989484,0891,3072,312,543,8616009498,4881,3052,22,423,5916029512,8871,3032,092,303,4616049527,2861,3011,982,183,1916069541,6851,2991,872,063,0616089556,0841,2971,761,942,9316109570,4821,2951,651,822,6616129584,8811,2931,431,572,5316149599,281,2911,321,452,2616169613,6791,2891,211,332,2616189628,0781,2871,211,332,1316209642,4771,2861,11,211,8616229656,8751,2840,991,091,7316249671,2741,2820,9351,031,6016269685,6731,2800,880,971,4616289700,0721,2780,8250,911,4616309714,4711,2760,770,851,33 Исследовали максимумы интенсивности при токах накачки 80,85,90,95,100 мА.
Таблица №2
Umax, mBIнак, мАn, градλ1,51015749311,31,982015769325,72,343015789340,12,894015749311,33,145015729296,9043,546015729296,9043,657015769325,73,898015729296,9044,459015689268,115,3410015809354,5 Используя данные полученные в пункте 3 построили зависимость интенсивности излучения от напряжения Y(Iнк) (рис.8.)и Y(I2нк)(рис.9.).
Рис. 8. Зависимость интенсивности от тока накачки.
Рис. 9. Зависимость интенсивности от квадрата значений тока накачки.
Используя данные, полученные в пункте 2, построили зависимости Y(λ)(рис.10.) и Y(hv)(рис.11.) Рисунки представлены отдельным файлом. Рис.10.Спектр излучения светодиода Y(λ) для токов накачки: 60, 80 и 100 мА. Рис. 11. Спектр излучения светодиода Y(hν) для токов накачки: 60, 80 и 100 мА.
По графикам на рис. 2 и рис. 3 построили зависимости полуширины спектра от тока накачки (рис. 6): Рис. 6. Зависимость полуширины спектра от тока накачки.
По графикам на рис. 2 и рис. 3 построили зависимости длины волны, соответствующей максимуму, от тока накачки λmax(Iнк) (рис. 7):
Рис. 7.Зависимость длины волны, соответствующей максимуму, от тока накачки.
Анализ результатов
В ходе лабораторной работы мы снял зависимости длин волн от тока накачки для инжекционного лазера и светодиода. По полученным данным можно сделать вывода, что длина волны максимума для инжекционного лазера постоянна при вариации тока накачки. Для светодиода длина волны максимума излучения увеличивается с ростом тока накачки. Вывод
У светодиода ширина на полувысоте кривой интенсивности почти не изменяется, такое явление можно объяснить тем, что излучение светодиода является спонтанным и некогерентным. Излучение лазера является когерентным и спонтанным, следовательно, ширина кривой излучения намного меньше и также уменьшается с ростом тока накачки.
1
Документ
Категория
Рефераты
Просмотров
104
Размер файла
658 Кб
Теги
печать
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа