авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 | 2 || 4 |

«МИНИСТЕРСТВО ОБРАЗОВАНИЯ И НАУКИ РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ ФЕДЕРАЛЬНОЕ АГЕНТСТВО ПО ОБРАЗОВАНИЮ САНКТ-ПЕТЕРБУРГСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ ИНФОРМАЦИОННЫХ ТЕХНОЛОГИЙ, ...»

-- [ Страница 3 ] --

С другой стороны, вследствие дискретной структуры среды свет рассеивается в ней, что порождает фоновую засветку в плоскости изображения, аналогичную дробовым шумам в электронных приборах.

Поскольку в рассеянии света принимают участие все N элементов среды, а фазы рассеянных волн случайны, шумовой фон будет пропорционален N.

Следовательно, отношение сигнал/шум в изображении будет равно:

n PC =. (61) PШ NM Поскольку N/n равно числу L голограмм, записанных в фотослое, PC N N NM = = = 2. (62) PШ ML CL C Таким образом, при многократном наложении голограмм транспарантов на заданную площадь фотослоя, яркость изображения уменьшается с увеличением числа последовательных записей как 1/L2.

Если же общий объем записываемой информации принять неизменным, то яркость изображения убывает как 1/L. Следовательно, если требуется записать объем информации, равный С, то с точки зрения получения малых шумов при считывании наиболее выгодно эту информацию записать в голограмму сразу. В этом случае, как следует из (62), N С=. (63) PC / PШ Полагая РC/РШ = 100 и учитывая, что для фотоэмульсии N ~ зерен/см2, получим С ~ 109 бит, что близко к пределу, определяемому дифракционным разрешением голограммы.

Глава 3. Источники излучения для оптоинформатики.

Основными источниками излучения, применяемыми в оптоинформатике, являются лазеры. В этой главе мы рассмотрим физические основы работы лазеров, их типы и возможность использования для целей оптоинформатики.

Вторая половина прошлого века ознаменовалась интенсивным развитием оптических методов и средств получения передачи и хранения информации. Основным толчком к бурному росту интереса к этому направлению явилось создание в начале 1960 годов лазеров, генерирующих в видимом диапазоне спектра, появление которых привело фактически к революции в оптике и ее прикладных областях.

В разработку лазеров огромный вклад внесли российские ученые, среди них трое, А.М. Прохоров, Н.Г. Басов и Ж.И. Алферов за это получили Нобелевскую премию. В 1958 г. А.М. Прохоровым и Р. Дике (США) была предложена идея использования открытого резонатора.

Первый лазер был создан Т. Мейманом (США) в 1960 г., а через полгода А. Джаваном, В. Беннетом и Д. Эрриотом (США) был сконструирован первый газовый лазер. В 1962 г. были созданы первые полупроводниковые лазеры, в которых был использован предложенный в 1961 г. Н. Г. Басовым метод образования инверсии населенностей инжекцией электронов и дырок через p-n-переход. В 70-х годах прошлого века Ж.И. Алферовым были разработаны полупроводниковые лазеры на гетероструктурах, нашедшие широкое применение в системах передачи и хранения информации.

§1. Физические основы работы лазеров.

Слово “Лазер” является аббревиатурой слов английского выражения “Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation” – усиление света вынужденным излучением.

Для понимания работы лазера необходимо рассмотреть основные принципы взаимодействия излучения с веществом.

§1.1. Оптическое усиление.

Системы атомов, ионов и молекул могут иметь только дискретные энергетические состояния. Переход с одного энергетического уровня на другой сопровождается излучением или поглощением фотона (Рис.1.1).

E h E Рис. 1.1. Два энергетических уровня квантовой системы.

Длина волны поглощённого или излученного кванта определяется соотношением Бора.

E2 E1=h 21 (1.1) Где E2 E1 - два дискретных уровня энергии, 21 – частота и h = 6.6 x 10-34 Дж*с – постоянная Планка. Состояние, при котором квантовая система (атом, молекула, ион и др.) наиболее устойчива – когда её внутренняя энергия минимальна, т.е. когда нижние энергетические уровни более заселены, чем верхние. Переход квантовой системы в возбужденное состояние происходит при увеличении ее внутренней энергии, что эквивалентно переходу квантовой системы с основного уровня с минимальной энергией на один из возможных возбужденных уровней.

Находящаяся в основном состоянии квантовая система может только поглощать излучение, переходя в возбужденное состояние. В лазерах это достигается использованием внешнего источника накачки, который переводит электроны с нижнего энергетического уровня на верхний. Этим достигается инверсия населённости. Электромагнитная волна на частоте 21, падающая на инвертированное лазерное вещество (лазерный активный элемент), будет усиливаться, потому что падающие фотоны переводят электроны с верхнего уровня на нижний с излучением дополнительных фотонов. В результате, энергия, взятая из лазерного вещества, добавляется к энергии падающей на него электромагнитной волны. Так создаётся стимулированное излучение.

Если всё это сказать коротко, то когда лазерное вещество возбуждается и количество атомов (или молекул) на верхнем энергетическом уровне больше, чем на нижнем, лазерное вещество становится способным усиливать падающее на него излучение, соответствующей частоты. Вот откуда и появилась аббревиатура “Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation” – усиление света вынужденным излучением.

Из квантовой механики, описывающей взаимодействие излучения с веществом, следует, что стимулированное излучение имеет абсолютно те же параметры, что и стимулирующее (падающее на вещество) излучение:

направление, поляризацию, фазу и спектр. Этот факт и определяет экстремально высокую степень когерентности лазерного излучения.

Основу теории процесса образования стимулированного излучения создали М. Планк (Рис.1.2) и А. Эйнштейн (Рис. 1.3).

Рис. 1.2. Макс Планк.

Рис. 1.3. Альберт Эйнштейн.

Рассматривая историю создания лазеров следует отметить большой вклад, который сделали следующие учёные:

• 1900 – М. Планк – M. Planck (квант, постоянная Планка h=6.6x10-34 Дж*с). Свет испускается порциями энергии – квантами E = h • 1916 – А. Эйнштейн – A. Einstein (вынужденное излучение). Кванты вынужденного излучения неотличимы от первичных: частота, фаза, поляризация, направленность.

• 1924 – Ш. Бозе – Bose, А. Эйнштейн (статистика фотонов) • 1927 – П.А.М. Дирак – Dirac (квантовая теория) • 1954 – Ч. Таунс-Townes, А. Шавлов –Schawlow (мазер • Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation) • 1954 – Н.Г. Басов и А.М. Прохоров (мазер) • 1960 – Т. Мейман –Maiman (рубиновый лазер), Е. Снитцел Snitzel(Nd:glass лазер) • 1961 – А. Джаван (He-Ne лазер) • 1962 – Р. Холл –Hall (полупроводниковый GaAs лазер) • 1968 – Ж.И. Алферов (гетероструктуры) Советские учёные Н. Г. Басов и А. М. Прохоров совестно с американским учёным Ч. Таунсом за создание лазеров были награждены Нобелевской премией 1964 года. Фотографии этих учёных представлены на рисунке 1.4.

Н.Г. Басов А.М. Прохоров Ч.Таунс Рис. 1.4. Нобелевские лауреаты 1964 года.

§1.2. Взаимодействие излучения с веществом.

Многие свойства лазера могут быть описаны в терминах поглощения и испускания, когда атомная (или молекулярная) система взаимодействует с веществом. М. Планк описал спектральное распределение термального излучения. А. Эйнштейн, комбинируя закон М. Планка и статистику Ш.

Бозе, сформулировал концепцию стимулированного излучения, создав тем самым теорию, необходимую для описания принципа работы лазера.

1.2.1. Излучение абсолютно чёрного тела.

Когда изолированное вещество (например, оно находится в замкнутом резонаторе) находится при постоянной температуре T, то оно излучает электромагнитное поле с плотностью излучения () в спектральном диапазоне d, определяемое законом Планка 8 2 d h ( ) d = (1.2) h / kT c e где () – плотность излучения на единицу частоты [ДжГц/cm ] – спектральная объёмная плотность энергии, k – постоянная Больцмана (1. х 10-23 Втс K), с – скорость света. Спектральное распределение этого температурного излучения стремится к нулю при стремящейся к нулю и бесконечности, и имеет максимум, зависящий от температуры.

Абсолютно чёрное тело излучает через отверстие в резонаторе энергию с плотностью (Вт/см2) ( )c W= (1.3) Многие вещества, при определённых условиях, ведут себя как абсолютно чёрное тело и излучаемая ими радиация может быть вычислена по формуле (1.3).

В соответствии с уравнением Стефана-Больцмана излучение абсолютно чёрного тела может быть вычислено по формуле (1.4) W = 4 (1.4) где = 5.68 х 10-12 Вт/см2 K2. W имеет максимум для длины волны, которая может быть определёна из уравнения 1.5.

max = (1.5) µm T / K Например, абсолютно чёрное тело при температуре 5200 К имеет максимум излучения для длины волны 556.4 нм (приблизительно в центре видимого спектрального диапазона).

1.2.2. Статистика Больцмана В соответствии с основными принципами статистической механики, когда большое количество одинаковых атомов находятся в равновесии при температуре Т градусов, относительная населённость двух энергетических уровней Е1 и Е2 (рис. 1.5) определяется отношением Больцмана (1.6) N2, g E 21 1 2 N1, g E Рис. 1.5. Два энергетических уровня с населённостью N1, N2 и вырождением g1 и g2.

( E2 E1 ) N = exp( (1.6) ) N1 kT где N1 и N2 – это число атомов на энергетических уровнях Е1 и Е2, соответственно. Из уравнения Е2 – Е1 = h = для комнатной температуры (T = 300 K) = 6 x 1012 Гц, что соответствует длине волны = 50 мкм – дальний инфракрасный спектральный диапазон.

При температуре абсолютного нуля, статистика Больцмана демонстрирует, что все атомы (ионы, молекулы) будут находиться на нижнем энергетическом уровне. При любой другой температуре уровень с меньшей энергией будет более заселён, чем уровень с большей энергией.

То есть N2/N1 всегда меньше 1 для E2 E1 и T 0. Это означает, что оптическое усиление не возможно при температурном равновесии.

1.2.3. Коэффициенты Эйнштейна.

Введём определения коэффициентов Эйнштейна А и В. Если в веществе имеется два энергетических уровня 1 и 2 с населённостью N1 и N2, соответственно, то общее число атомов на этих уровнях всегда постоянно N1 + N2 = Nобщ (1.7) Атомы, переходя с уровня 2 на уровень 1, излучают энергию Е2 – Е1 = h21, а, переходя с уровня 1 на уровень 2 – поглощают энергию. Излучение и поглощение энергии в этой двухуровневой системе происходит квантами h21. Существует три типа взаимодействия электромагнитного излучения с такой двухуровневой системой: поглощение, спонтанное излучение и вынужденное излучение.

Основное состояние квантовой системы - состояние, при котором квантовая система (атом, молекула, ион и др.) наиболее устойчива благодаря тому, что ее внутренняя энергия минимальна. Переход квантовой системы в возбужденное состояние происходит при увеличении ее внутренней энергии, что эквивалентно переходу квантовой системы с основного уровня с минимальной энергией на один из возможных возбужденных уровней. Находящаяся в основном состоянии квантовая система может только поглощать излучение, переходя в возбужденное состояние.

Поглощение. Если электромагнитная волна с частотой 21, проходит через атомную систему с энергией между уровнями h21 (Рис. 1.6), тогда возможно уменьшение населённости уровня 1, пропорциональное как спектральной плотности энергии падающей волны (), так и населённости уровня N N = -B12 ( )N1 (1.8) t где B12 – коэффициент Эйнштейна или сечение поглощения.

N E 1 Падающий фотон N E Рис. 1.6. Поглощение электромагнитного излучения.

Спонтанное излучение. После того, как атом поглотил квант электромагнитного излучения h21 и населённость верхнего уровня увеличилась, возможно самопроизвольный спонтанный уменьшение населённости верхнего уровня (Рис.1.7), пропорциональное этой населённости N = - A 21 N 2 (1.9) t где А21 – коэффициент Эйнштейна – вероятность спонтанного перехода.

N h21 =E2-E A Спонтанный фотон N E Рис. 1.7. Спонтанное излучение.

Спонтанные переходы происходят самопроизвольно, случайно во времени. Спонтанное излучение не зависит от воздействия на квантовую систему внешнего электромагнитного излучения, и его закономерности определяются исключительно свойствами самой системы. Момент спонтанного перехода принципиально не может быть предсказан, и потому можно говорить лишь о вероятности такого перехода. Случайность спонтанных переходов приводит к тому, что различные атомы (квантовые системы) излучают независимо и несинхронно. Поэтому спонтанное излучение ненаправленно, некогерентно, неполяризованно и немонохроматично.

Следует отметить, что система может переходить в состояние 1 и безизлучательно, при этом разность энергий может выделиться в виде кинетической энергии.

Электромагнитное излучение, Вынужденное излучение.

испускаемое квантовой системой, находящейся в возбужденном, т.е.

неравновесном состоянии, под действием внешнего электромагнитного излучения (Рис. 1.8). При вынужденном излучении частота, фаза, поляризация и направление распространения испущенной электромагнитной волны полностью совпадают с соответствующими характеристиками волны вынуждающей. Поэтому вынужденное излучение полностью когерентно с вынуждающим излучением. Акт вынужденного излучения является обратным акту поглощения;

вероятности процессов вынужденного излучения и поглощения равны.

N E h B21 h21 =E2-E Падающий фотон N E Рис. 1.8. Вынужденное излучение.

§1.3. Поглощение и усиление.

В этом разделе будет рассмотрена связь между двумя процессами (поглощением и усилением) очень важными для создания лазерной генерации.

Пусть плоская электромагнитная волна с плотностью потока фотонов F = () проходит через вещество толщиной dz (Рис. 1.9).

F + dF F dz Рис. 1.9. Прохождение излучения через вещество.

Вещество имеет два энергетических уровня с населённостью нижнего уровня N1, а верхнего N2. При этом B12 = B21 = сечение вынужденного излучения. Тогда изменение плотности потока фотонов определяется уравнением 1- dF = F ( N 2 N1 )dz (1-10) Если dF 0, то происходит поглощение излучения в веществе, а если dF 0, то вещество усиливает проходящее излучение.

1.3.1. Инверсная населённость.

В соответствии с распределением Больцмана (1.6) в ансамбле атомов, находящемся в тепловом равновесии, разница населённостей двух уровней N2 – N1 всегда положительна. А это, в соответствии с уравнением 1-10, означает, что падающее излучение будет поглощаться (см. рис. 1.10-а) Е Е Е Е в а Рис.1.10. Населённость двухуровневой системы атомов.

а – нормальная, в – инвертированная.

Предположим, что возможна временная ситуация, когда на верхнем уровне находится больше атомов, чем на нижнем, т. е. N2 – N1 разница населённостей двух уровней N2 – N1 становится отрицательной. В этом случае падающее излучение стимулирует вынужденное излучение, т. е.

падающий сигнал усиливается. Условием, необходимым для усиления является N2 N1 и иллюстрируется рисунком 1.10-б.

Вынужденное поглощение и излучение всегда происходят практически одновременно. В обычном состоянии, когда число атомов на верхнем уровне меньше, чем на нижнем, происходит процесс поглощения.

Когда число атомов на обоих уровнях одинаково, то число излучений становиться равным числу поглощений и вещество является прозрачным для падающего излучения. По мере того, как населённость верхнего уровня становится больше нижнего, излучательный процесс увеличивается. Для создания инверсной населённости необходимы специальные источники энергии, которые называются в лазерной технике источниками накачки.

§1.4. Принципы лазерной генерации.

На рисунке 1.11. представлена принципиальная схема устройства лазера, состоящего из: 1) Активной среды длиной L, 2) Источника накачки, например, импульсная лампа, 3) Двух зеркал с коэффициентами отражения R1 и R2, образующими резонатор (типа интерферометра Фабри-Перо) и создающими обратную связь.

Обратная Источник накачки Выходной связь пучок L Зеркало Зеркало Активная R R среда Рис. 1.11. Принципиальная оптическая схема лазера.

Условия генерации такого лазера могут быть представлены в следующем виде R1 R2 exp[2 ( N 2 N1 )l ] = 1 (1-11) Для создания генерации такого лазера необходимо создать три условия: 1. наличие активной среды с инверсной населенностью, 2.

присутствие обратной связи, 3. превышение усиления над потерями Лазерная генерация начнется тогда, когда усиление активной среды компенсирует потери в нем, усиление излучения за один проход в активной среде (т. е. отношение выходной и входной плотностей потока фотонов) равно ехр[(N2 –N1)L] (1-12) Если потери в резонаторе определяются только пропусканием зеркал, то порог генерации будет достигнут при выполнении условия R1R2 exp [2 (N2 — N1)L] = 1 (1-13) Это условие показывает, что порог достигается тогда, когда инверсия населенностей приближается к критической. Как только достигнута критическая инверсия, генерация разовьется из спонтанного излучения.

Действительно, фотоны, которые спонтанно испускаются вдоль оси резонатора, будут усиливаться. Этот механизм и лежит в основе лазерной генерации.

1.4.1. Методы создания инверсной населённости.

До сих пор мы рассматривали гипотетические двухуровневые системы. В реальных лазерных системах существует большое число энергетических уровней с комплексом процессов возбуждения и каскадными релаксационными процессами, охватывающими многие уровни. Точное описание лазерной генерации в конкретном активном веществе возможно только с учётом полной многоуровневой энергетической диаграммы. Однако, для понимания главных принципов лазерной генерации мы рассмотрим два основных случая: 1) трёхуровневую систему и 2) четырёхуровневую систему.

1.4.1. Трёхуровневая система.

На рисунке 1.12. изображена диаграмма, демонстрирующая работу, оптически накачиваемого, трёхуровневого лазера (например, рубинового).

В исходном состоянии все атомы в лазерном веществе находятся на нижнем уровне 1. Накачка переводит атомы с нижнего уровня на широкополосный уровень 3. Этот широкополосный уровень позволяет использовать в качестве накачки широкополосный источник, например, импульсную лампу. Большинство возбуждённых атомов быстро переходят на средний уровень 2 без излучения. Но окончательно электроны возвращаются на нижний уровень 1 с излучением фотона. Этот переход и является лазерным переходом. Если интенсивность накачки меньше порога лазерной генерации, то излучение, сопровождающее переход атомов с уровня 2 на уровень 1, спонтанно. Когда интенсивность накачки превышает порог генерации, то излучение становится стимулированным.

Это происходит, когда населённость уровня 2 превосходит населённость уровня 1. Этого можно добиться если время жизни на уровне 2 будет больше, чем время релаксации с уровня 3 на уровень 2, т. е.

21 32 (1-14) Уровни 3 E накачки 32 (Быстро) E реход Переход накачки Лазерный накачки 21 21 (Медленно) переход Нижний 1 E Плотность уровень населённости Рис. 1.12. Диаграмма энергетических уровней трёхуровневого лазера.

Число атомов N3 на уровне Е3 мало по сравнению с числом атомов на других уровнях, т. е.

N1 + N 2 N общ (1-15) Основная идея трёхуровневой системы состоит в том, что атомы эффективно накачиваются с уровня 1 на метастабильный уровень 2, быстро проходя уровень 3. И в этом случае система представляется как двухуровневая. Для генерации необходимо, чтобы населённость уровня была больше, чем населённость уровня 1. Т. е. в трёхуровневой системе для лазерной генерации необходимо, чтобы больше, чем половина атомов с нижнего энергетического уровня 1 была переведена на метастабильный уровень 2.

1.4.2. Четырёхуровневая система.

Четырёхуровневая лазерная система, по которой работают большинство лазеров на стекле и кристаллах, активированных ионами редкоземельных элементов, представлена на рисунке 1.13.

Pump E 32 (Быстро) band 31 E реход 21 Лазерный Переход накачки 21 (Медленно) накачки переход E 10 (Быстро) Нижний E Плотность уровень населённости Рис. 1.13. Диаграмма энергетических уровней четырёхуровневого лазера.

Следует отметить, что в трёхуровневой системе лазерная генерация происходит между возбуждённым уровнем 2 и нижним уровнем 1, который всегда заселён. А в четырёхуровневой системе лазерный переход осуществляется на уровень 1, который находится выше нижнего уровня и который может быть совсем не заселён или заселён, но значительно меньше, чем самый нижний уровень. А это означает, что создать инверсную населённость в четырёхуровневой системе значительно легче, чем в трёхуровневой. Т. е. порог генерации четырёхуровневой лазерной системе будет значительно ниже, чем в трёхуровневой.

1.4.3. Методы накачки активных лазерных веществ.

Накачка активного лазерного вещества должна обеспечивать эффективную инверсную населённость. Основными методами накачки являются:

Оптическая накачка (импульсные лампы, светодиоды, 1.

полупроводниковые лазеры) – используется в рубиновых лазерах, неодимовых лазерах, лазерах на красителях,… Электрический разряд (непосредственно в газовом активном 2.

веществе) - He-Ne лазер, Ar и Kr лазеры, CO2 лазер.

Инжекция носителей – полупроводниковые лазеры.

3.

Электронный пучок – практически все активные среды.

4.

Газодинамика – CO2 и другие газы.

5.

Фотодиссоциация - CF3I + h I* + CF 6.

Химическая реакция-возбуждение - HF, HCl, HBr и др.

7.

§1.5. Основные типы лазеров: классификация лазеров по агрегатному состоянию активного вещества.

По агрегатному состоянию активного вещества лазеры подразделяются на три основных класса: 1. Твердотельные, 2. Газовые и 3.Жидкостные (см. Рис. 1.14.). Следует отметить, что в силу перспективности и оправданно большого производства, полупроводниковые лазеры выделены в особую группу твердотельных лазеров.

Твердотельные Газовые Жидкостные лазеры лазеры лазеры Рубиновый He-Ne лазер Лазеры на лазер основе (атомарный органических Ионные красителей лазеры (Ar, Kr) Лазеры на основе ионов редкоземельных CO2 лазеры элементов (молекулярный лазер) Полупроводниковые лазеры Эксимерные лазеры Рисунок 1.14. Классификация лазеров по агрегатному состоянию активного вещества.

1.7.1. Твердотельные лазеры.

Первая демонстрация работы лазера была проведена в 1960 Теодором Мейманом [T. H. Maiman, Nature 187, 493 (1960)] на кристалле рубина (Cr3+:Al2O3) – (см рис. 1.15). Матрицей твердотельных лазеров являются различные кристаллы и стёкла. Они должны иметь хорошие оптические, механические и термальные свойства. Матрицы и вводимые в них активные ионы должны иметь одинаковые размеры и валентность.

Лазерные элементы должны быть оптически однородны и иметь хорошую прозрачность. Они должны быть хорошо воспроизводимы в изготовлении, в том числе и больших геометрических размеров.

Рис. 1.15. Теодор Мейман и конструкция его рубинового лазера.

Рубиновый лазер. Рубин химически состоит из сапфира (Al2O3), в котором в малом процентном весе ионы Al3+ заменены ионами Cr3+. То есть это кристалл корунда с примесью ионов хрома Al2O3(Cr3+).

Рубиновый лазер, работающий по трёхуровневой системе, в настоящее время используется не очень активно. Его положительными параметрами являются: работа в видимом диапазоне (две линии – 692.9 нм и 694.3 нм), узкая спектральная ширина этих линии (0.53 нм), что очень важно для спектральных исследований и голографии, две широкие спектральные области поглощения (370-430 нм и 520-570 нм), что позволяет эффективно использовать для его накачки различные импульсные лампы. Недостатками рубинового лазера являются: малый КПД, термическая анизотропия, подверженность термическим разрушениям.

На рисунке 1.16 представлена упрощённая схема энергетических уровней рубинового лазера.

F F 0.42 мкм 0.55 мкм E 0.6928 мкм 0.6943 мкм Лазерные переходы A Рис.1.16. Упрощённая схема энергетических уровней рубинового лазера.

Лазеры на основе ионов редкоземельных элементов. Более сотни лазеров на основе различных комбинации редкоземельных элементов, внедрённых в различные стёкла и кристаллы продемонстрировали возможность генерации, перекрывающей спектральный диапазон от видимого до среднего ИК спектра. К таким трёхвалентным ионам редкоземельных элементов относятся: Nd3+ - неодим, Er3+ - эрбий, Ho3+ гольмий, Tm3+ - тулий, Pr3+ - празеодим, Gd3+ - гадолин, Eu3+ - европий, Yb3+ - иттербий Стёкла для лазерных активных элементов имеют следующие преимущества по сравнению с кристаллическими веществами: они могут быть изготовлены значительно больших размеров (существуют стеклянные лазерные элементы диаметром более 1.5 м) и лучшего оптического качества. Поэтому для мощных твердотельных лазерных систем выходные каскады усилителей изготавливаются на стеклянных элементах. Но их термические свойства, как правил, уступают кристаллам.

Лазеры на кристаллах кроме хороших термических качеств, как правило, генерируют и более узкое спектральное излучение, чем стеклянные лазеры, что позволяет использовать их в больших приложениях.

Кристаллы для лазерных активных элементов (наиболее используемые): Сапфир (Al2O3), Иттрий алюминиевый гранат – YAG (Y3Al5O12), Алюминат (Y2O3-Al2O3), Ванадат – CaWO4, Флюорид (CaF2).

Ионы редкоземельных элементов (наиболее используемые):

Nd3+ - неодим в основном внедряется в стекло и в кристалл YAG и основными линиями его генерации являются 0.9 мкм, 1.06 мкм и 1.35 мкм.

Er3+ - эрбий хорошо внедряется во многие стёкла и кристаллы и основные линии его генерации лежат в области 1.5 – 1.66 мкм. Особый интерес представляет лазер Er:YAG, генерирующий на длине волны 2. мкм.

Ho3+ - гольмий также хорошо внедряется во многие стёкла и кристаллы и одна из интересных линии его генерации – 2.08 мкм.

Tm3+ - тулий также хорошо внедряется во многие стёкла и кристаллы.

Лазер Tm:YAG генерирует на длине волны 2.01 мкм, лазер Tm:Ho:YAG – на 2.09 мкм, лазер Cr:Tm:YAG – в диапазоне 1.945 – 1.965 мкм.

Неодимовые лазеры (Nd:Laser). Рассмотрим несколько неодимовых лазеров:

а) ионы неодима внедрены в кристалл YAG (Nd:YAG) – активный элемент имеет высокий коэффициент усиления и хорошие термическое качество, что позволило выйти этим лазерам в лидеры в промышленное и военное применение;

б) ионы неодима внедрены в стекло (Nd:glass) – активные элементы могут быть изготовлены больших размеров, что позволяет использовать их для создания мощных лазерных систем;

в) ионы неодима внедрены в кристалл YLF (Nd:YLF) – активный элемент малое термическое двулучепреломление и его лазерное выходное излучение имеет высокую степень линейной поляризации;

г) ионы неодима внедрены в кристалл YVO4 (Nd:YVO4) - активный элемент имеет полосу поглощения, точно попадающую в линию излучения (809 нм) дешёвого и мощного полупроводникового лазера, используемого для накачки этого лазера.

Nd:YAG. Активный элемент имеет хорошее оптическое качество, высокие термические характеристики и высокий коэффициент усиления.

На рисунке 1.17 представлена упрощённая схема энергетических уровней Nd:YAG лазера.

R F3/ R 0,73 мкм 1,06 мкм 0,8 мкм I11/ I9/ Рис. 1.17. Упрощённая схема энергетических уровней Nd:YAG лазера.

Основной лазерный переход (длина волны излучения – 1.064 мкм) осуществляется с уровня R2, серии 4F3/2 на уровень Y3 серии 4I11/2. Кроме этой генерации, возможна генерация на следующих длинах волн: 0. мкм, 1.061 мкм, 1.03 мкм и 1.839 мкм.

Nd:стекло. В отличие от кристаллов YAG, в стекло может быть введена большая концентрация Nd и стеклянные активные элементы могут быть изготовлены значительно больших размеров.

Для лазерных активных элементом в основном используется силикатное (SiO2), фосфатное (P2O5) и боратное (B2O3) стекло. Длина волны излучения таких лазеров – 1.053 мкм.

Существует два основных отличия между лазерами на кристалле и стекле: 1 – у стекла значительно хуже термические качества, 2 – спектр излучения у стекла значительно шире. Это приводит к тому, что для лазеров, работающих на высоких частотах повторения импульсов, но с малой энергией в импульсе, используются кристаллические активные элементы, а для мощных лазеров – стеклянные.

На рисунке 1.18 представлена оптическая схема Nd:YLF лазера c диодной накачкой, а на рисунке 1.19 представлена схема лазерной системы, состоящей из задающего генератора и двух усилителей.

Gain module Nd:YLF slab AO Q-switch Diode Laser bar Рис. 1.18. Оптическая схема YLF лазера с диодной накачкой.

19W @ 25W 29W @ 37W M = 1.07 (H), 2nd Stage Nd:YLF 1st Stage Gain Nd:YLF slab Farad ay AO Diode Laser Q- bar Рис. 1.19. Лазерная система: Задающий генератор – Многопроходовый усилитель.

Самая мощная лазерная система, выходные каскады которой выполнены из стекла, активированного ионами Nd3+ находится в Ливерморской Национальной Лаборатории.

National Ignition Facility (Lawrence Livermore National Laboratory.

Livermore, CA, USA). План специального здания для этой cистемой представлен на рисунке 1.20.

Рис. 1.20. Размещение лазерной системыNational Ignition Facility.

Лазерная система предназначена для исследований в области высоких энергий, в том числе для экспериментов по термоядерному синтезу.

Установка состоит из 192 лазерных каналов с общей выходной энергией 106 Дж. Принципиальная оптическая схема изображена на рисунке 1.21.

Задающий генератор (Injection Laser System) создан на основе эрбиевого волоконного лазера с энергией в импульсе ~ 10-9 Дж. После усиления в нескольких усилителях (Power Amplifier, Main Amplifier) энергия на выходе всей системы должна достигнуть значения 4*106 Дж (к 2009 году).

Рис. 1.21. Принципиальная оптическая схема лазерной установки NIF/ Следует отметить, что ИК-излучение лазера на выходе системы ( нм) преобразуется в фиолетовое излучение (351 нм), посредством высокоэффективной генерации третьей гармоники (Final Optics).

На рисунке 1.22. изображены образцы активных элементов (стекло, активированное неодимом), используемых на установке в различные годы.

Размер нынешних элементов – 81 х 46 х 3.4 см3!!!

Рис. 1.22. Образцы лазерных стёкол, использовавшихся в разные годы в системах для лазерного термоядерного синтеза.

1.7.2. Газовые лазеры.

В газовых лазерах в качестве активной среды используется газообразные вещества. Семейство газовых лазеров многочисленно и они генерируют в широком спектральном диапазоне: от УФ области спектра до субмиллиметровых волн. Газы по сравнению с конденсированными средами обладают большей однородностью. Поэтому излучение этих лазеров однородно, а расходимость может достигать дифракционных пределов. Но из-за малой плотности газа невозможно получить их большую концентрацию – поэтому удельный энергосъём у газовых лазеров значительно ниже, чем у твердотельных и жидкостных лазеров.

Гелий-неоновый лазер (He-Ne лазер). Это был первый газовый лазер и его запустил американский учёный А. Джаван (Рис.1.22) в 1961 году.

Рис. 1.22. А. Джаван Упрощённая схема энергетических уровней He-Ne лазера изображена на рисунке 1.23. В гелий-неоновом лазере активным веществом являются нейтральные атомы Ne. При электрическом разряде часть атомов Ne переходит с основного уровня E1 на возбуждённый верхний уровень E5. Но в чистом Ne время жизни на этом уровне мало и атомы быстро переходят с него на нижние уровни E4, E3, E2 и E1, что препятствует созданию инверсной населённости. Примесь He существенно меняет ситуацию.

Возбуждённые энергетические уровни атома гелия F2 и F3 совпадают с верхними уровнями E5 и E4 неона. Поэтому при столкновении возбуждённых электронным ударом атомов He, с невозбуждёнными атомами Ne (с энергией E1) происходит передача возбуждения, в результате которой атомы Ne переходят на уровни E5 и E4, а атомы He возвращаются в основное состояние F1. При достаточно большом числе атомов He в газовой смеси можно добиться преимущественного заселения уровней E5 и E4 неона. Этому же способствует опустошение уровня E3, происходящее при соударении атомов неона со стенками газоразрядной трубки. Уровни E5, E4, E3 обладают сложной структурой, т. е. состоят из множества подуровней. В результате гелий-неоновый лазер может работать на 30 длинах волн, из которых наиболее эффективными и востребованными являются 0.63 мкм и 1.15 мкм. Несмотря на малый КПД этих лазеров, их излучение обладает высокой монохроматичностью, а конструкция самого лазера достаточно проста и надёжна.

E F 0.63 мкм E F 1.15 мкм E E E F Ne He Рис. 1.23. Упрощённая схема энергетических уровней He-Ne лазера.

Ионные лазеры. Генерация на ионизированных газах была впервые получена американским физиком У. Б. Бриджесом в 1964 году. Ионные лазеры обладают большей выходной мощностью, чем газовые лазеры на нейтральных атомах. Инверсия населённости создаётся между уровнями энергии атомарных ионов в электрическом разряде. Генерация наблюдается на 440 переходах ионов 29 элементов. Наиболее мощная генерация (до сотен Вт) получена в сине-зелёной области спектра (488 нм – 514 нм) на ионах Ar2+, в жёлто-красной (568 нм – 647 нм) на ионах Kr2+, на УФ линиях Ne2+, Ar3+ и Kr3+. Упрощённая схема энергетических уровней Ar2+ лазера представлена на рисунке 1.24. Ионные лазеры широко применяются в физических исследованиях и голографии.

4p4 2S3/ Конфигурация 3p44p 1/ 4p2P0 3/ 1/ 4p4P0 3/ 5/ 3/ 4p2D0 5/ 1/ 4p4D0 5/2 3/ 7/ Конфигурация 1/ 4s P 3/ 1/ 3p44s 4s4P 3/ 5/ p1/ p3/ Рис. 1.24. Упрощённая схема энергетических уровней Ar2+ лазера.

CO2 лазеры. Относятся к классу газовых молекулярным лазеров. Это наиболее мощные газовые лазеры с высоким КПД.

В атомарных и ионных лазерах первый возбуждённый уровень обычно имеет энергию, равную энергии ионизации, остальные уровни расположены выше, сгущаясь к ионизационному пределу. Поэтому большинство процессов возбуждения неселективно: возбуждается одновременно много уровней, что уменьшает КПД такого лазера. А молекулы, в отличие от атомов, кроме электронных уровней имеют колебательные и вращательные уровни энергии (рис. 1.25).

C O O а) б) в) г) Рис. 1.25. Возможные колебания молекулы CO2.

Расстояния между нижними колебательными уровнями часто малы, поэтому можно возбудить только колебания молекул, не затрагивая электроны. У многоатомных молекул существует несколько типов колебаний. Излучательные переходы между уровнями одинакового типа дают квантовый выход, близкий к единице. Высокая эффективность возбуждения колебательных уровней, большой квантовый выход и селективность резонансной передачи энергии позволяет достичь в молекулярных газовых лазерах КПД до 25 %. Генерация наблюдается на колебательно-вращательных переходах 23 молекул.

Наиболее интересны молекулярные лазеры на CO2 ( = 9.4 мкм и = 10.6 мкм). В газовой смеси CO2 и N2 газоразрядных CO2 лазеров электроны в тлеющем разряде возбуждают колебательные уровни молекул CO2 и N2 (рис. 1.26).

2500 CO2 N 2000 10,6 мкм Энергия, см- 9,6 мкм 4,26 мкм Рис. 1.26. Схема нижних колебательных состояний молекулы СО2.

Молекулы N2 при столкновении с молекулами CO2 передают им энергию, заселяя верхний лазерный уровень. Достигаемые мощности – единицы кВт. Схема конструкции такого лазера с продольным разрядом представлена на рисунке 1.27. В более мощных CO2 лазерах используется схема с поперечным разрядом и непрерывной прокачкой газа, что позволят достигать на выходе – десятки кВт.

Газ Газ – – + + Газ Вода Вода Рис. 1.27. Схема конструкции СО2 лазера с продольным разрядом.

Эксимерные лазеры. Это газовые лазеры, работающие на переходах между электронными уровнями эксимерных молекул (молекул, существующих только в электронно-возбуждённом состоянии). Нижний уровень лазерного перехода является т. н. “отталкивательным” (невозбуждённые атомы отталкиваются друг от друга и не образуют молекулу). Энергия верхнего уровня лазерного перехода молекулы KrF (см. рис. 1.28) имеет минимум, соответствующий образованию эксимерной молекулы. При наличии в газе некоторого количества эксимерных молекул, создаваемых накачкой, инверсия населённостей возникает благодаря эффекту опустошения нижнего уровня за счёт разлёта ядер.

Рис. 1.28. Зависимость энергии эксимерной молекулы KrF от расстояния R между атомами Kr и F.

В эксимерных лазерах используются двухатомные эксимерные молекулы – короткоживущие соединения атомов инертных газов друг с другом, с галогенами или с кислородом. Излучение этих молекул соответствует видимой или УФ областям спектра. Наиболее часто используются следующие эксимерные лазеры: ArF ( = 193 нм), KrF ( = 248 нм), XeCl ( = 309 нм), XeF ( = 351 нм).

Активная среда эксимерного лазера состоит из энертного газа при атмосферном давлении или несколько большем давлении с возможными малыми добавками галогенсодержащих молекул. Эксимерные молекулы образуются в результате протекания, например, следующего процесса Kr* + F2 – (KrF)* + F В силу малых времён жизни активных молекул (~10-8 с), малости и большой ширины линии усиления для осуществления генерации требуется создать достаточно высокую концентрацию эксимерных молекул. Это достигается за счёт использования мощных импульсных источников возбуждения – мощных электронных пучков или импульсного поперечного разряда. При возбуждении импульсным электрическим разрядом возможна генерация с высокой частотой повторения импульсов (~ 10кГц) и высокой средней мощностью излучения (десятки Вт).

Фотография одного из промышленно выпускаемых эксимерных лазеров представлена на рисунке 1.29.

Рис. 1.29. Внешний вид эксимерного лазера MPB.

1.7.3. Жидкостные лазеры.

В жидкостных лазерах в качестве активной среды используется жидкость. Преимущество этих лазеров перед твердотельными – однородность и возможность циркуляции в нём жидкости с целью её охлаждения. Это позволяет получить большие выходные энергии.

Наибольшее применение среди жидкостных лазеров нашли лазеры на основе органических красителей.

Лазеры на основе органических красителей. Это лазеры, использующие в качестве активной среды органические соединения (красители в виде растворов). Наиболее распространены производные оксазола, оксадиазола, бензола, оксазиновые и полиметиновые красители.

Генерация в красителях возникает на переходах с нижних колебательных подуровней первого возбуждённого электронного состояния на верхние, слабо заселённые подуровни основного электронного состояния.

Оптическую накачку осуществляют различными лазерами (эксимерными, газовыми, гармониками твердотельных лазеров) или газоразрядными импульсными лампами. В случае импульсной лазерной накачки лазеры на красителях излучают одиночные или периодически повторяющиеся импульсы длительностью единицы – десятки нс при КПД единицы – десятки процентов и мощности излучения – до сотен МВт.

Спектр излучения смещён в длинноволновую сторону относительно излучения лазера накачки (рис. 1.30) и генерация при смене красителей может быть получена в широком спектральном диапазоне (322 нм – нм).

Рис. 1.30. Спектры поглощения (1) и люминесценции (2) красителя.

Непрерывный режим генерации осуществляется при накачке непрерывным излучением аргонового или криптонового лазеров. При этом перестройка возможна в диапазоне от 400 нм до 960 нм, при КПД – до десятка % и выходной мощности – до 20 Вт. Оптическая схема узкополосного лазера на красителе изображена на рисунке 1.31. В простом оптическом резонаторе красители генерируют излучение широкого спектрального состава (~ 10 нм). Однако линия генерации легко может быть сужена до 10-3 нм при использовании дисперсионных элементов, например дифракционной решётки. Перестройка обычно осуществляется заменой красителя (грубая) и поворотом дисперсионного элемента (плавная).

Преимущества лазеров на красителях: Плавная перестройка частоты излучения в значительном спектральном диапазоне, Высокий коэффициент усиления сигнала (требуется лишь небольшой объем активной среды), Недорогая и мало подверженная изменениям активная среда, Менее громоздки, проще в эксплуатации (по сравнению с газовыми системами).

Рис. 1.31. Оптическая схема лазера на красителе. 1 – излучение накачки, – поворотное зеркало, 3 – глухое зеркало резонатора, 4 – кювета (или поток) с раствором красителя, 5 – поворотное зеркало резонатора, 6 – частотный селектор, 7 – выходное зеркало резонатора.

§2. Полупроводниковые лазеры §2.1. Физические основы работы полупроводникового лазера.

Полупроводниковый лазер – лазер, активной средой которого является полупроводниковый кристалл, а точнее, область p-n перехода.

В отличие от лазеров других типов, в полупроводниковом лазере используются излучательные квантовые переходы между разрешёнными энергетическими зонами, а не дискретными уровнями энергии. В полупроводниковой активной среде может достигаться очень большой коэффициент оптического усиления, благодаря чему размеры активного элемента обычно очень малы (длина лазерного резонатора ~ 50 мкм – мм).

К основным достоинствам полупроводниковых лазеров кроме малогабаритности относится их высокий КПД (до 50%) и большой выбор полупроводников для генерации в широком спектральном диапазоне (от 0.3 мкм до 30 мкм).

Для понимания работы полупроводникового лазера необходимо рассмотреть строение и основные свойства полупроводников.

1.1. Полупроводники.

Полупроводники это вещества, которые по величине – электропроводности занимают промежуточное значение между металлами (~ 108 – 106 Ом-1 м-1) и диэлектриками (~ 10-8 – 10-17 Ом-1 м-1).

Полупроводники отличаются от металлов не только меньшей величиной электропроводности, но и тем, что их электропроводность возрастает с ростом температуры. Полупроводники обладают высокой чувствительностью к внешним воздействиям: к изменению температуры и давления, к свету, а также к содержанию примесей. Эта особенность полупроводников дают возможность управлять их свойствами. Свойства полупроводников хорошо описывает зонная теория твёрдого тела.

Энергетические зоны типичных полупроводников приведены на рис.2.1.

Зонная структура полупроводника не имеющего примесей представлена на рис.2.1.а. Такие полупроводники называются собственными полупроводниками или полупроводниками i-типа.

E Зона Зона Зона проводимости проводимости проводимости F Запрещённая Уровень зона доноров Запрещённая F зона Запрещённая Уровень зона акцепторов F Валентная Валентная Валентная зона зона зона а б в Рис. 2.1. Зонная структура полупроводников. а – собственный полупроводник, б – полупроводник n-типа, в – полупроводник p-типа. F – уровень Ферми.

В образовании электрического тока в собственном полупроводнике участвуют как электроны, переведённые из валентной зоны в зону проводимости, так и образовавшиеся дырки в валентной зоне, которые обуславливают собственную проводимость. Как было отмечено выше, на электропроводность полупроводников большое влияние оказывают примеси, которые обуславливают примесную проводимость. Атомы примеси замещают в узлах кристаллической решётки некоторое количество атомов основного вещества. Независимо от конкретной природы, примеси бывают двух типов: донорные и акцепторные.

Энергетические уровни электронов примеси располагаются внутри запрещённой зоны: донорные ближе к зоне проводимости (рис.2.1.б), а акцепторные – ближе к валентной зоне (рис.2.1.в). Основными носителями тока в полупроводнике, имеющем только донорные примеси, будут электроны в зоне проводимости. Такие полупроводники называются полупроводниками n-типа. А при наличии в полупроводнике только акцепторной примеси наиболее вероятным является переход электронов из валентной зоны на уровень акцептора. При этом в валентной зоне образуются дырки, которые и будут являться основными носителями тока в данном полупроводнике. Такие полупроводники называются полупроводниками p-типа. В реальных полупроводниках, добавление в германий сурьмы или мышьяка превращает германий в полупроводник n тип а добавление индия – в полупроводник p-типа. Если в полупроводнике имеется область с двумя типами проводимости, то это приводит к существованию особых условий на границе их раздела - на p-n переходе (рис.2.2).

p-тип n-тип n-тип p-тип n-тип p-тип в б а - электроны - дырки Рис. 2.2. Движение электронов и дырок в области p-n перехода: а – внешнее электрическое поле отсутствует, б – внешнее электрическое поле приложено в прямом направлении, в – внешнее электрическое поле приложено в обратном направлении.

Так как концентрация электронов и дырок по обе стороны p-n перехода различна, то электроны из n-полупроводника будут диффундировать в p-полупроводник, а дырки из p-полупроводника – в n полупроводник. Таким образом, область p-полупроводника вблизи границы раздела зарядится отрицательно, а область n-полупроводника – положительно. Образовавшееся контактное электрическое поле будет удалять электроны и дырки в глубь соответствующих полупроводников.

Этот тонкий слой (несколько десятков микрон) носит название обеднённого слоя или запирающего слоя (рис.2.2-а). Если к системе приложить внешнее электрическое поле: плюс к p-полупроводнику, а минус к n-полупроводнику, то толщина запирающего слоя уменьшается или становится равной нулю. В этом случае через p-n переход потечёт ток (рис.2.2-б). Такое направление внешнего электрического поля называется прямым. Если направление внешнего электрического поля совпадает с направлением образовавшегося контактного поля, то толщина запирающего слоя значительно увеличивается, и ток через p-n переход не течёт (рис.2.2-в). Такое направление внешнего электрического поля называется обратным или запирающим.

Существует большое количество полупроводниковых приборов, использующих p-n переход (см. Таблицу 1).

Таблица 1.

Внешнее Используемое явление Название прибора воздействие Эл. поле E Вольтамперная характеристика p-n Полупроводниковый перехода диод -выпрямитель Свет Генерация электронов и дырок Полупроводниковый фотоном, в области детектор оптического p-n перехода излучения - фотодиод Свет Генерация электронно-дырочных пар Полупроводниковый фотоном, влетающим в обеднённый фотоэлемент, слой солнечная батарея Эл. поле E Излучательная рекомбинация Светоизлучающий электронов и дырок в области p-n диод перехода (спонтанная) Эл. поле E Излучательная рекомбинация Инжекционный электронов и дырок в области p-n полупроводниковый перехода (вынужденная) лазер 2.3. Полупроводниковый лазер.

Для достижения генерации лазера любого типа (полупроводниковых, газовых, жидкостных и твердотельных) необходимо выполнение трёх основных требований: 1) осуществление возбуждения или накачки электронов с нижнего уровня на верхний;

2) наличие большого числа инвертированных электронов или создание инверсной заселённости для того, чтобы интенсивность стимулированного излучения превышала потери;

3) наличие резонатора для обеспечения положительной обратной связи и квантового усиления.

В отличие от лазеров других типов, в полупроводниковых лазерах используются излучательные переходы между разрешёнными энергетическими зонами, а не между дискретными энергетическими уровнями энергии. А инверсная населённость создаётся с помощью инжекции через p-n переход неравновесных носителей тока, путём приложения внешнего напряжения в прямом направлении. Дело в том, что распределение электронов по возможным энергетическим уровням в полупроводниках зависит от концентрации примеси и температуры кристалла. При этом для каждой температуры существует вполне определённое распределение электронов по энергетическим состояниям.

При изменении температуры через некоторое время устанавливается равновесие электронов и атомов и происходит новое распределение электронов по энергетическим уровням. При этом часть электронов может обладать энергией, достаточной, чтобы перейти в зону проводимости и стать свободными носителями тока. Эти свободные носители, существующие при тепловом равновесии, называются равновесными носителями тока. Если возбуждение электронов происходит не в результате теплового воздействия, а за счёт других процессов, например, путём освещения полупроводника или путём приложения электрического поля, то в течение относительно длительного времени электроны могут обладать температурой, большей, чем температура атомов, что приводит к увеличению электропроводности, и такие электроны (и дырки) называются неравновесными носителями тока. Наряду с генерацией неравновесных носителей существует обратный процесс – рекомбинация электронов и дырок – переход электронов из зоны проводимости в валентную зону, в результате чего происходит исчезновение электронов и дырок.

Рекомбинация может сопровождаться излучением фотонов, что и лежит в основе работы полупроводниковых лазеров.

На рис.2.1. представлено положение уровня Ферми в собственном и примесном полупроводниках. Одно из важных свойств уровня Ферми заключается в том, что в системе, состоящей из полупроводников n- и p типа и если к ним не приложено напряжение, уровни Ферми (Fn и Fp) у них выравниваются (рис.2.3.а). А если они находятся под разными потенциалами, то уровни Ферми в них сдвигаются на величину разности потенциалов (рис.2.3.б).

d d Еп Еп Fn Еп Ев + Fn Fn Fp Fp h Еп Ев p n Fp Ев Ев p n l а б Рис. Энергетическая диаграмма инжекционного 2.3.

полупроводникового лазера. а – p-n переход без приложенного внешнего напряжения, б - p-n переход при приложении внешнего напряжения в прямом направлении, d – ширина p-n перехода, l – реальная ширина области, обеспечивающей работу лазера.

В этом случае в зоне p-n перехода создаётся инверсная заселённость и электроны совершают переход из зоны проводимости в валентную зону (рекомбинируют с дырками). При этом испускаются фотоны с энергией h. По такому принципу работает светодиод (Рис. 2.4).

Световое излучение Область p- Область p Область n- Область n (а) (б) (в) Рис. 2.4. Поперечный разрез светоизлучающего диода (а) и образцы светодиодов синего, зелёного и красного цвета.


Но если для этих фотонов создать обратную связь в виде оптического резонатора, то в области p-n перехода при больших значениях внешнего приложенного напряжения можно получить лазерную генерацию. При малых значениях внешнего приложенного напряжения процесс образования и рекомбинации неравновесных носителей происходит хаотично и излучение обладает малой мощностью и является некогерентным и немонохроматическим. Это соответствует светодиодному режиму работы полупроводникового лазера. При увеличении тока выше некоторого порогового значения излучение становится когерентным, его спектральная ширина сильно сужается, а интенсивность резко возрастает – начинается лазерный режим работы полупроводникового лазера. При этом также увеличивается степень линейной поляризации генерируемого излучения.

На рис.2.5 схематично представлена конструкция полупроводникового лазера и распределение интенсивности выходного излучения. Как правило, в таком лазере резонатор создаётся полировкой двух диаметрально противоположных сторон кристалла, перпендикулярных плоскости p-n перехода. Эти плоскости делаются параллельными и полируются с высокой степенью точности. Выходную поверхность можно рассматривать как щель, через которое проходит излучение. А угловая расходимость излучения лазера определяется дифракцией излучения на этой щели. При толщине p-n перехода в 20 мкм и ширине – 120 мкм, угловая расходимость соответствует приблизительно 60 в плоскости XZ и 10 – в плоскости YZ.

+ Z b p p-n n a Y X Рис. 2.5. Принципиальная схема лазера на p-n-переходе.

1-область p-n-перехода (активный слой);

2-сечение лазерного пучка в плоскости Х-Y.

2.4. Основные параметры полупроводниковых лазеров.

Полупроводниковые лазеры в настоящее время являются наиболее эффективными источниками накачки для твердотельных лазеров, особенно для Nd:YAG, Nd:стекло и других Nd-лазеров.

Основные преимущества накачки с помощью полупроводниковых лазеров:

а) Высокая эффективность. Большая эффективность накачки по сравнению с ламповой объясняется хорошим согласованием излучаемого спектра определённого полупроводникового лазера и спектра поглощения Nd в области 808 нм (Рис.2.6). Обычно импульсные лампы имеют более высокую эффективность излучения относительно приложенного напряжения (70%), по сравнению с полупроводниковыми лазерами (25 50%). Однако, только малая часть спектра излучения импульсных ламп попадает в спектра поглощения Nd.

Рис. 2.6. Спектр поглощения Nd:YAG-лазера.

б) Большое время жизни. Время жизни лазерной полупроводниковой линейки, работающей в непрерывном режиме ~ 104 часов или импульсов, при работе в импульсном режиме. В то время как, время жизни импульсных ламп в непрерывном режиме ~ 500 часов или 108 импульсов.

в) Хорошее качество выходного пучка Nd-лазера. Хорошее согласование спектра излучения полупроводникового лазера со спектром поглощения Nd-лазера уменьшает нагревание активного элемента и, соответственно, уменьшает термооптические эффекты, которые ухудшают качество выходного пучка.

г) Высокая частота генерации импульсов. Полупроводниковая лазерная накачка легко обеспечивает генерацию Nd-лазеров на частотах от сотен Гц до нескольких кГц.

д) Малое влияние на другие элементы лазерной системы. Отсутствие высокого напряжения, высокой температуры и УФ излучения, присущих, импульсным лампам и приводящим к деградации многих элементов лазерной системы, особенно активных элементов, делает полупроводниковые лазеры более перспективными по сравнению с импульсными лампами.

е) Малогабаритность. Малые размеры полупроводниковых лазеров и малые размеры области излучения позволили создать новые классы малогабаритных твёрдотельных лазеров: лазеры с торцевой накачкой, микрочипные лазеры и волоконные лазеры. На рисунке 2.7. изображена фотография и схема устройства малогабаритной лазерной указки (цилиндр диаметром 10 мм и длиной 120 мм), представляющей собой современный высокий уровень развития лазерной техники. Указка состоит из лазера на YAG с внутрирезонаторной генерацией второй гармоники ( = 530 нм) и накачкой полупроводниковым лазером.

а Нелин. элемент п/п ГВГ лазер Зеркалаа б Блок Активный элемент Батарейки ААА YAG питания Рис. 2.7. “Зелёная” лазерная указка: а – общий вид, б – блок-схема.

2.5. Полупроводниковые лазеры на основе гетероструктур.

Выходная мощность полупроводникового лазера линейно увеличивается с увеличением ширины зоны излучения (рис.2.5). Но при размерах более 100 мкм ток, протекающий через активную зону, становится неоднородным и в местах его увеличения начинается электрический пробой, приводящий к разрушению полупроводника. Для достижения более стабильного режима генерации необходимо разбить активную зону на несколько более мелких зон. Современные полупроводниковые лазеры имеют размер активной зоны ~ несколько мкм.

А высокая выходная мощность достигается параллельной работой нескольких таких зон-лазеров, что стало возможным после разработки и создания полупроводниковых гетероструктур.

Гетерогенная система – (от греческого слова heterogenes – разнородный), неоднородная термодинамическая система, состоящая из различных по физическим свойствам или химическому составу частей.

Смежные фазы гетерогенной системы отделены друг от друга физическими поверхностями раздела, на которых скачком изменяется одно или несколько свойств системы, например, состав, или плотность, или кристаллическая структура и т. п.). Противоположностью гетерогенной системы является гомогенная (однородная) система.

Гетеропереход – контакт двух различных по химическому составу полупроводников. На границе раздела изменяется: ширина запрещённой зоны, подвижность носителей заряда и др. характеристики. В зависимости от легирования обеих сторон гетероперехода можно создать p-n гетеропереход (анизотропный) и n-n гетеропереход или p-p гетеропереход (изотропный). Комбинации различных гетеропереходов и монопереходов образуют гетероструктуры. Образование гетеропереходов, требующее стыковки кристаллических решёток, возможно лишь при совпадении типа, ориентации и периода кристаллических решёток сращиваемых материалов, что является очень сложной физико-химической задачей. Кроме того, в идеальном гетеропереходе граница раздела должна быть свободна от структурных и других дефектов, а также от механических напряжений.

Наиболее широко применяются монокристаллические гетеропереходы между полупроводниковыми материалами типа AIIIBV (GaAs, InAs, GaP) и их твёрдыми растворами на основе арсенидов, фосфидов и антимонидов Ga и Al (см. Рис. 2.8). Кроме того используются полупроводники типа AIIBVI –(ZnS, CdS, ZnTe). Полупрводниковые лазеры, созданные на основе этих гетероструктур, позволили перекрыть широкий спектральный диапазон излучения, например, AlGaInP-лазеры излучают в диапазоне 0.6 0.8 мкм, AlGaAs-лазеры – 0.7-0.9 мкм, а InGaAsP-лазеры – 1.0-1.65 мкм.

Рис. 2.8. Периодическая система элементов Д. И. Менделеева.

Многолетняя работа в этом направлении была отмечена Нобелевской премией 2002 года, которой был удостоен академик РАН Ж.

И. Алфёров (Рис. 2.9).

Рис. 2.9. Жорес Иванович Алфёров Рассмотрим принцип работы полупроводникового лазера на основе двойной гетероструктуры (рис. 2.10).

Рис. 2.10. Схематическая структура лазера на двойной гетероструктуре.

Схема реальной двойной гетероструктуры изображена на рисунке 2.11.

Y n 1мкм n 0.1-0.3мкм p-n 1мкм p 1мкм p ~13мкм 10 X Рис. 2.11. Пример реальной двойной гетероструктуры. 1-проводящий металлизированный слой для создания электрического контакта;

2-слой GaAs (n);

3-слой Al0.3Ga0.7As (n);

4-слой, соответствующий зоне инжекции носителей заряда (p-n-переход);

5-слой Al0.3Ga0.7As (p);

6-слой GaAs (p);

7-непроводящий слой оксида металла для ограничения тока через p-n-переход, формирующий зону генерации излучения;

8,9 прилегающие слои для создания электрического контакта;

10-подложка с теплоотводом.

Интенсивное развитие полупроводниковых лазеров в последнее десятилетие привело к большим успехам в области создания структур на основе квантовых ям (Quantum Well), в которых лазерная генерация происходит в очень тонких слоях, толщиной меньше 0.02 мкм (20 нм).

Электроны инжектируются из n-области, а дырки из p-области в центральную активную зону, где и рекомбинируют и удерживаются в этой зоне потенциальным барьером GaAlAs. А генерируемые фотоны удерживаются в этой области большим показателем преломления – т.е.

здесь образуется оптический волновод. Тонкий слой, в котором сформирована квантовая яма (рис. 1.10), расположен между двумя толстыми слоями композиций Ga и Al, в которой располагается Al с высокой концентрацией. Высокая концентрация Al увеличивает ширину запрещённой зоны, таким образом определяя квантовую яму, и большая толщина слоя предотвращает тунеллирование электронов из области квантовой ямы. Структуры квантовых ям позволяют лучше использовать электроны для излучательных переходов, по сравнению с другими конструкциями. Промышленно изготавливаются структуры как одиночных квантовых ям, так и структуры множественных квантовых ям. Одиночные структуры позволяют создавать полупроводниковые лазеры с очень низким порогом генерации и высоким КПД, которые используются далее для создания мощных лазеров.

2.6. Использование полупроводниковых лазеров в системах записи и считывания информации на CD и DVD дисках.

Первые компакт-диски (CD) были выпущены в продажу в 1982 году практически одновременно двумя компаниями – Sony и Philips. Компакт диск представляет собой пластмассовый диск диаметром 120 мм с тонким алюминиевым или золотым отражающим покрытием. Сверху этого слоя нанесено тонкое защитное прозрачное акриловое покрытие. Информация записывается в двоичной системе (есть отражение – “1”, нет отражения “0”) по спирали с интервалами между витками спирали – 1.6 мкм. При изготовлении компакт-диска методом штамповки, для получения “0”, разрушают отражающий слой. Для записи “1” и “0” используются углубления (pit) 0.125 мкм, шириной 0.5 мкм и длиной 0.83 мкм (см рис.


2.12). При считывании информации лазерный луч попадает на pit и или отражается, или не отражается.

Track 1.6 µm Pit Track 0. 0. Track Lase r Рис. 2.12. Схематическое изображение записи информации на компакт диске.

Оптическая схема считывания информации с компакт-диска изображена на рисунке 2.13. Луч полупроводникового лазера коллимируется линзой и проходит через поляризатор, который делает излучение линейно поляризованным (в данном случае – вертикально поляризованным). Далее излучение попадает на поляризационный кубик, который пропускает излучение вертикальной поляризации и отражает (вверх) излучение горизонтальной поляризации. Пройдя через четвертьволновую пластинку, поляризация излучения поворачивается на 900 и после поворотного зеркала фокусируется линзой (специальным объективом) на компакт-диск. Если излучение отражается, то оно проходит опять через четвертьволновую пластинку и ещё раз её поляризация поворачивается на 900 и становится горизонтальной. А излучение с горизонтальной поляризацией отражается (вниз) поляризационным кубиком и регистрируется фотодетектором.

Компакт-диск 1,2 мм Линза П-п Поляри- Светоделитель Линза лазер поляризатор затор Зеркало Четвертьволновая пластинка Линза Фото детектор Рис. 2.13. Оптическая схема считывания информации с CD-диска.

Лазерный луч Объектив F Частично прозрачные слои Рис. 2.14. Многоуровневый оптический диск.

§3. Источники излучения фемтосекундной и аттосекундной длительности.

§3.1. Предельно короткие импульсы света и сверхсильные поля..

Генерация всё более коротких импульсов света, предельная концентрация световой энергии во времени, а также применение сверхкоротких лазерных импульсов для воздействия на вещество, исследование быстропротекающих процессов, в системах передачи информации – одно из магистральных направлений развития современной лазерной физики и техники.

Успехи в области квантовой электроники, нелинейной оптики и лазерной физики, достигнутые к концу ХХ века, позволили получить световые импульсы с характерной длительностью во времени порядка нескольких фемтосекунд (1 фс = 10-15 с). Были получены импульсы длительностью = 4.5 фс в видимом диапазоне (всего два периода световых колебаний) и = 40 фс в ИК диапазоне на длине волны CO лазера – 10 мкм (световой импульс в один период колебаний). Один период оптического колебания – это предельная длительность светового импульса и предельная “скорость” оптического отклика материальной среды.

Фемтосекундные лазерные импульсы впервые позволили наблюдать в реальном времени динамику быстропротекающих элементарных молекулярных процессов и получить мгновенные снимки молекул и групп атомов на различных стадиях химических реакций. Временное разрешение, обеспечиваемое фемтосекундными лазерными импульсами, оказывается достаточным для исследования любых, даже самых быстрых процессов молекулярной динамики. Разработка эффективных источников сверхкоротких световых импульсов связана с возможностями реализации предельных скоростей оптической обработки и передачи информации. В последние годы выполнены эксперименты, ярко их демонстрирующие: созданы оптические бистабильные устройства, переключаемые за времена 10—12 с, элементы волоконно-оптических линий связи, информация с которых переносится с помощью оптических солитонов с длительностью, достигающей 10—13 с.

С другой стороны, переход к фемтосекундным импульсам – это и очередной скачок по шкале интенсивности света. При длительности импульса и = 100 фс и сравнительно небольшой энергии W = 100 мДж соответствующая мощность Р = 1012 Вт. Если это излучение сфокусировать в пятно диаметром 100 мкм, то плотность мощности будет достигать значения ~ 1016 Вт/см2. таким образом, в сравнительно скромных по масштабам лазерных система удаётся перейти к уровням мощности, которые ещё совсем недавно удавалось получить только в огромных мультиджоулевых установках, предназначенных для управляемого термоядерного синтеза.

Однако, для изучения динамики электронной системы внутри атомов и увеличения скоростей оптической обработки и передачи информации, требуются импульсы с длительностью короче одной фемтосекунды - аттосекундные импульсы (1 ас = 10-18 с). Генерация таких импульсов стала возможной на основе нелинейно-оптических взаимодействий высокоинтенсивных сверхкоротких лазерных импульсов лишь в начале XXI века.

Методы генерации сверхкоротких, в том числе 3.1.

фемтосекундных импульсов.

Для импульсной генерации лазеров используются различные виды затворов, перекрывающих и открывающих внутрирезонаторное излучение на необходимое короткое время.

3.2.1. Электрооптический затвор на основе эффекта Поккельса.

Рассмотрим принцип работы электрооптического модулятора добротности лазерных резонаторов, использующиго эффект Поккельса (рис.3.1). Излучение проходит через поляризатор и линейно поляризованное (вертикально) проходит через двулучепреломляющий кристалл, например KDP. Если к кристаллу не приложено продольное электрическое поле, то для любой поляризации излучения показатель преломления в этом направлении одинаковый. В этом случае поляризация излучения на выходе кристалла остаётся без изменения и вертикальную поляризацию второй поляризатор (анализатор) не пропускает.

Рис.3.1. Схема работы электрооптического затвора, на основе эффекта Поккельса.

Но если к кристаллу приложить соответствующее высокое напряжение, то из-за эффекта наведённого двулучепреломления, на выходе кристалла поляризация повернётся на 900 и излучение пройдёт через второй поляризатор.

К сожалению, даже самые лучшие электрооптические затворы не позволяют получить импульсы короче 1 пс.

Для генерации сверхкоротких световых импульсов используется принцип синхронизации генерируемых продольных мод лазерного резонатора.

3.2.2. Работа лазера в режиме синхронизации мод.

Вспомним (1.11), что для самовозбуждения лазера необходимо, чтобы усиление света за счёт вынужденного излучения в инвертируемой среде превышало величину потерь. Т.е. условие возникновения генерации представляется в виде R1R2 exp [2 (N2 — N1)L] = 1 (3.1) Данное условие называется амплитудным условием самовозбуждения лазера.

Другое условие самовозбуждения, называемое фазовым, состоит в том, что на длине резонатора должно укладываться целое число полуволн генерируемого излучения L = n/2, где n = 1,2,3,… (3.2) При выполнении этого условия фазовый набег световой волны при двойном проходе резонатора кратен величине 2, что обеспечивает оптимальное условие для усиления света.

Рассмотрим подробнее спектральные и временные характеристики излучения лазера.

Фазовые условия самовозбуждения лазера (3.2) показывают, что лазерная генерация идёт на дискретных частотах – частотах собственных мод резонатора, которые образуют эквидистантный спектр (рис.3.2.а).

а) б) A в) Рис. 3.2. Спектр излучения многомодового лазера. Частоты собственных мод резонатора (а), спектр генерации лазера (б), интенсивность (с).

При этом напряжённость светового поля в некоторой фиксированной точке пространства можно представить в виде E (t ) = l = n E0 exp {i[(0 + l )t + l ]} n (3.3) При полной синхронизации фазы всех спектральных компонент амплитуда колебаний поля имеет вид sin[(2n 1)(t + ) / 2] A(t ) = E sin[(t + ) / 2] (3.4) а вид интенсивности (I = A ) представлен на рис.3.2.с. Видно, что излучение лазера представляет собой последовательность мощных коротких импульсов. Легко определить, что длительность каждого отдельного импульса обратно пропорциональна полной ширине спектра лазера p (2n + 1) (3.5) А период следования импульсов можно представить в виде T = 2L/c (3.6) Если узкополосный одномодовый лазер генерирует световые колебания синусоидальной формы, то временной ход излучения многомодового лазера может быть разным, и зависит от количества этих мод, их амплитуды и фазы. Это иллюстрирует рис. 3.3, на котором показан временной ход излучения многомодового лазера в двух противоположных предельных случаях – для полность независимых (а) и жёстко синхронизованных (б) колебаний отдельных мод.

Рис. 3.3. Спектры (слева) и временной ход (справа) излучения лазера с несинхронизированными модами (а) и в режиме синхронизации мод (б).

Видно, что в первом случае излучение подобно оптическому шуму, в то время как во втором случае лазер генерирует мощный короткий импульс. Режим генерации коротких импульсов называют режимом синхронизации мод.

Формула (3.6) показывает, что период следования импульсов равен двойному времени пробега света через резонатор. Это позволяет сделать вывод, что в режиме синхронизации мод в резонаторе формируется короткий плотный “сгусток” излучения. При каждом попадании этого сгустка на выходное зеркало резонатора часть излучения выходит наружу, образуя последовательность световых импульсов, следующих с периодом T = 2L/c. В связи с этим становиться ясно, что роль синхронизатора мод может играть насыщающий поглотитель (просветляющийся фильтр), помещённый внутрь лазерного резонатора. Зависимость пропускания такого фильтра от энергии падающего излучения представлена на рисунке 3.4. Препятствуя усилению света слабой постоянной интенсивности, такой элемент становится прозрачным для мощных, коротких импульсов света.

Данный способ генерации сверхкоротких лазерных импульсов широко используется на практике и называется способом пассивной синхронизации мод.

Рис.3.4. Пропускание насыщающего поглотителя в зависимости от падающей на него энергии.

Принципиальная оптическая схема лазера с пассивной синхронизацией мод показана на рисунке 3.5. В качестве насыщающего поглотителя используют обычно тонкую кювету со специально подобранным органическим красителем.

Рис. 3.5. Оптическая схема лазера с пассивной синхронизацией мод.

§3.2. Генерация аттосекундных импульсов электромагнитного излучения.

Сверхкороткие импульсы электромагнитного излучения, формируемые лазерными источниками, представляют собой интересный физический и объект и являются уникальным инструментом для исследования быстропротекающих процессов в физике, химии и биологии.

На рисунке 3.6 представлены временные масштабы природных явлений.

Рис. 3.6. Временные масштабы природных явлений Время жизни вселенной: 14 миллиардов лет = 5 1017 с Средняя продолжительность жизни человека: 70 лет = 2 109 с Сердечный ритм: 1 с Быстродействие компьютера: 3 10-10 с Длительность терагерцового импульса: 10-12 с = 1 пикосекунда Период колебания светового поля: 3 10-15 с = 3 фемтосекунды Период обращения электрона вокруг протона в атоме водорода: 1.5 10-16 с = 150 аттосекунд Сильные ядерные взаимодействия: 10-21 с = 1 зептосекунда Начальная вспышка большого взрыва (время Планка): 10-43 с.

Из этого рисунка видно, что для фундаментальных физических исследований фемтосекундные длительности не являются пределом и работы направленные на генерацию более коротких импульсов являются актуальными.

Фемтосекундные лазерные импульсы впервые позволили наблюдать в реальном времени динамику быстропротекающих элементарных молекулярных процессов и получить мгновенные снимки молекул и групп атомов на различных стадиях химических реакций. Временное разрешение, обеспечиваемое фемтосекундными лазерными импульсами, оказывается достаточным для исследования любых, даже самых быстрых процессов молекулярной динамики.

Однако, для изучения динамики электронной системы внутри атомов требуются импульсы с длительностью короче одной фемтосекунды - аттосекундные импульсы (1 ас = 10-18 с). Генерация таких импульсов стала возможной на основе нелинейно-оптических взаимодействий высокоинтенсивных сверхкоротких лазерных импульсов лишь в начале XXI века.

Рис. 3.7. Движение валентного электрона вблизи атомного остова.

Интенсивный световой импульс с длительностью, соответствующей нескольким циклам поля, может приводить к ионизации атома. Вблизи своего максимума световое поле на короткое время понижает эффективный кулоновский потенциал, связывающий валентный электрон с атомным остовом. При этих условиях электрон туннелирует через потенциальный барьер или проходит над ним.

Преодолевающий барьер электрон сначала удаляется от атомного остова, а затем возвращается к остову под действием линейно поляризованным полем. Благодаря высокой нелинейности процесса соответствующий электронный волновой пакет локализован на временном интервале порядка T0/10, где T0 - период колебания светового поля (2.5 фс для излучения с длиной волны 750 нм).

Электрон, возвращающийся к родительскому иону, сталкивается с ним, приводя к возбуждению связанных электронов и испусканию рентгеновского излучения. Кванты рентгеновского излучения с максимальной энергией излучаются вблизи пика поля. В зависимости от фазы несущей относительно огибающей такие фотоны могут излучаться лишь однажды ( = 0) или дважды за импульс ( = /2). В результате излучение вблизи частоты отсечки излучаемого спектра имеет непрерывный или промодулированный спектр.

Именно такая картина (см. рис. 3.8) наблюдается в спектре рентгеновского излучения, испускаемого атомами в поле сверхкороткого лазерного импульса со стабилизированной фазой (a. d) и без стабилизации фазы. Длительность импульса около 5 фс. Энергия 0. мДж. Импульс фокусируется в газовую трубку, наполненную неоном при давлении 160 мбар. Интенсивность сфокусированного импульса 7 х Вт/см2.

Рис. 3.8. Спектр высших гармоник, возбуждаемых излучением сверхкороткого импульса.

Схема генерация аттосекундных импульсов в соответствии с описанным выше механизмом представлена на рисунке 3.9.

Рис. 3.9. Схема генерации аттосекундных импульсов.

Момент испускания аттосекундного импульса жестко привязан к фазе максимального поля сверхкороткого лазерного импульса.

На рисунке 3.10 представлена хронология генерации коротких лазерных импульсов.

Рис. 3.10. Хронология генерации коротких лазерных импульсов.

При формировании аттосекундных импульсов особое внимание уделяется, как и для фемтосекундных импульсов, принципу синхронизация. В фемтосекундных системах необходимо обеспечить синхронизацию продольных мод лазерного резонатора. При генерации аттосекундных импульсов требуется обеспечить синхронизацию фаз оптических гармоник или частотных компонент, генерируемых в результате вынужденного комбинационного рассеяния высокого порядка.

Глава 4. Локальная и распределенная запись информации §4.1. Локальная (побитовая) запись Одной из наиболее важных задач в системах записи и хранения информации является проблема увеличения плотности записи. Следует разделять два основных способа записи: локальную (или побитовую) запись и распределенную (голографическую) запись информации. В случае побитовой записи каждый элемент этой записи соответствует одному биту информации записанной в двоичном коде, то есть «0» или «1». Реализация такого типа записи в оптических системах подразумевает не только оптическую запись, но и оптическое считывание информации. В процессе оптического считывания информации, например, на вращающемся диске последовательность изменений интенсивности отраженного света преобразуется в двоичные данные, которые далее попадают в процессор цифровых данных для их обработки и получения исходных данных.

Рис.1 К расчету плотности записи на оптический диск Пределы плотности записи на оптические диски связаны с дифракционными ограничениями, которые определяют минимальную площадь пятна S при записи/считывании (см. рис.1):

S(/А)2 (1) - длина волны излучения где А – числовая апертура (A=nsin ) Соответственно, плотность записи будет обратно пропорциональна размеру пятна записи. Таким образом, как видно из формулы (1), для увеличения плотности записи следует использовать излучение на возможно более коротких длинах волн и при максимальных числовых апертурах. В связи с тем, что числовая апертура может достигать значений 0,95 ( при показателе преломления воздуха n=1) размеры пятна при записи могут составлять порядка /2.

Первые устройства считывания оптических дисков использовали излучение лазерных диодов на длинах волн 830-780 нм. Уменьшение длины волны до 400 нм повышает плотность записи в четыре раза.

Увеличение скорости считывания может быть достигнуто не только путем уменьшения физического размера пятна записи, но и увеличением скорости вращения оптического диска. Однако, при этом значительно возрастает вероятность ошибки чтения информации. Для обнаружения и коррекции ошибок чтения записанной информации используют специальные коды коррекции ошибок, для реализации которых приходится использовать довольно значительную часть (10-15%) поверхности диска.

§4.2. Голографическая (распределенная) запись При голографической записи происходит сложение взаимно когерентных волн (опорной и объектных) в результате которого происходит преобразование фазовых соотношений в амплитудную структуру интерференционной картины. Регистрация этой интерференционной картины на оптическом диске и приводит к записи голограммы.

Рис.2 Пример схемы для голографической записи Для считывания голограммы используют опорную волну, дифракция которой на интерференционной структуре голограммы приводит к появлению волны, в точности соответствующей объектной волне при записи. Детектирование и декодирование (в случае цифровой записи) этой волны позволяет извлечь записанную на голографическом диске информацию. В результате того, что на голограмме одновременно можно зарегистрировать значительное количество (N) бит информации при рассмотрении предельных значений плотности записи данных, необходимо учитывать «способность» голограммы восстанавливать различные «части»

объекта, количество которых в нашем случае будет равно числу одновременно записываемых битов. Поэтому минимальный размер голограммы будет определяться исходя из минимально возможного интервала в пределах которого сохраняются свойства восстановленного изображения. В таком случае, размер голограммы для записи N бит информации должен составлять не менее:

D=(N/)1/2 (2) где - угол схождения объектной волны при записи (см. рис.2) Таким образом, при =1 стерадиан (около 600), =0,633 мкм (He-Ne лазер) и N=100, минимальный размер голограммы составляет D=6,3 мкм, а на площади в 1 см2 можно записать до 2,5108 бит информации, что сравнимо с побитовой оптической плотностью записи. Однако, в случае использования трехмерных сред для записи голограмм, плотность записи может значительно превышать это значение, поскольку на один и тот же участок диска записывают одновременно много голограмм, отличающихся либо длиной волны записи, либо направлением опорной волны. В настоящее время на полимерном материале толщиной 1 мм достигнута плотность записи до 1010 бит/см2, что примерно в 5 раз превышает значения величин, полученных для побитовой записи на DVD дисках (4109 бит/см2). Теоретический предел для объемной записи оценивается примерно в 1 Тбит/см2 (1012 бит/см2 ).

Одним из важнейших свойств голографической записи является то, что при записи большого числа объектных волн (каждая из которых в нашем случае представляет один бит информации) каждая из этих волн распределена по всей площади голограммы. Таким образом, повреждение или утрата части голограммы будет приводить лишь к уменьшению уровня сигнала при её считывании, не нарушая при этом целостности картины восстановленных объектных волн. По этой причине, распределенная (голографическая) запись является принципиально гораздо более устойчивой к появлению каких-либо ошибок или сбоев в канале считывания.



Pages:     | 1 | 2 || 4 |
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.