Крылов К.И., Прокопенко В.Т., Тарлыков В.А. Основы лазерной техники (1990) (1151950), страница 49
Текст из файла (страница 49)
Этот эффект имеет место в узком участке длин волн, положенн* которо~ на оси частот определяется частотой акустических колебаний, г!уме. няя ее значение, можно осуществлять герестройку длины золнга излучения лазера на красителе. Перестройка длины волны излучения лазера на красителе с помощью оптических внутрнрезонаторных селектявных элементов снижает эффективность преобразования энергии накачки в энергию излучения ввиду наличия потерь на селектнвных элементах. Метод динамической распределенной обратнов связи позволяет повысить эффективность преобразования.
Он состоит в том, что кювета с красителем находится на оптическом контакте с гипотенузной гранью призмы, на боковые грани которой с разных направлений падают пучки лазера накачки. Эти пучки, пройдя через призму, интерферируют на гипотенузной грани и в объеме красителя, образуя пространственную интерференпионную картину. Этой картине соответствуют пространственное изменение показателя преломления активной среды и такое ~ке изменение коэффициента усиления, В активной среде как бы наводится дифракционная решетка с периодом Т = (Х/2) з!п О, где Х вЂ” длина волны накачки; Π— угол падения луча накачки на гнпотенузиую грань призмы, Генерация возникает на длине волны, соатветствукппей периоду решетки Т.
Изменяя угол падения О, можно осуществить плавную перестройку длины волны излучения лазера иа красителе. Для накачки в танях системах используются лазеры на молекулярном азоте, неаднмовые лазеры на второй и третьей гармониках излучения, лазеры на рубине и его второй гармонике, Диапазон настройки рассматриваемого способа зависит от диапазона изменения угла падения пучка накачки 9, угла при вершине призмы а.
Сравнение метода с динамической распре- 2!4 деленной обратной связью и метода перестройки с помощью дифракционной решетки показывает, что применение первого метода позволило увеличить коэффициент преобразования в два раза, что дает основания для его практического использования. Длина волны излучения еще зависит от добротности резонатора лазера. Следовательно, изменение добротности — это еще один способ перестройки лазера иа красителе.
В течение оптической накачки потери энергии в красителе изменяются в результате изменения синглет-синглетного поглощения, а показатель преломления возрастает иа коротких волнах. Введя в систему управления элемент в виде ячейки Поккельса или Керра, можно управлять моментом включения начала генерации. Этот способ пригоден для перестройки лазера на красителе. Перестройка возможна также изменением длины кюветы и изменением концентрации носителей. Перестройка с помощью призмы осуществляется путем ее установки между активным элементом н отражающим зеркалом.
Прн падении на ее боковую поверхность широкоголосного излучения за счет дисперсионных свойств призмы происходит угловое разложение луча после призмы, Угловое положение призмы подбирается так, чтобы излучение вполне определенной волны, выходящее из призмы, возвращалось в нее после отражения от зеркала резонатора. В результате возбуждение поля в лазере будет происходить только в узком спектральном интервале. Остальные лучи выходят из резонатора и не участвуют в процессе генерации.
Перестройка лазера осуществляется простым поворотом призмы. Достоинством этого способа является простота, но ширина спектра излучения при этом оказывается достаточно большой, составляющей несколько нанометров. Это значительно больше, чем при наличии дифракционной решетки. Вместе с призмой могут применяться и другие оптические элементы, позволяющие сузить полосу излучения жидкостного лазера. ! Г л а а а 8 ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЕ ЛАЗЕРЫ Полупроводниковые лазеры отличаются ат газовых и твердо тельных тем, что излучающие переходы происходят в полупроводниковом материале не между дискретнымн энергетическими состояниями электрона, а между парой широких энергетических зон.
Поэтому переход электрона из зоны проводимости в валентную зону с последующей рекомбинацией приводит к излучению, лежащему в относительно широком спектральном интервале и составляющему несколько десятков нанаметров, что намного шире полосы излучения газовых или гвердотельных лазеров, зл. ВынужденнОе излучение В ПОЛУПРОВОДНИКАХ Прн образовании кристаллического твердого тела атомы или молекулы вступают во взаимодействие и сближаются на малые расстояния н их волновые функции перекрываются. Благодаря этому перекрытию электроны в кристалле принадлежат не отдель ному атому, а всему кристаллу в целом и составляют единую подсистему, на которую распространяется принцип Паули, согласно которому в одном квантовом состоянии не может находиться более одного электрона.
Тогда электроны, находившиеся в изоля. раввинам атоме в одном н там же энергетическом состоянии, в кристалле будут занимать состояния, несколько отличающиеся по энергиям. Иными словами, энергетические уровни изолированных атомов в каисгалле расщепляктся на ряд подуровней н образуют энергетическую зону. Зоны разрешенных энергий для электронов в кристалле разделены зоной запрещенных энергий (рис. 8.1). Из ванной теории следует, что кристаллы металлов отличаются ат кристаллов диэлектриков и полупроводников степенью заполнения электронами состояний энергетических зон. В полупроводниках и диэлектриках все состояния внешних энергетических зон при Т = ОК либо полностью заполнены электронами, либо полностью не заполнены.
Внешнее электрическое поле здесь ие может вызвать перераспределения зарядов в знергетнческой зоне, поэтому прн Т ОК полупроводники и диэлектрики различаются лишь шириной запрещенной зоны. Условно считается, что в полупроводниках ширина запрещенной зоны Ез ~ 3 эВ. В отсутствие примесей электропроводнасть собственных полупроводников обес- 2!6 печнвается благодаря переходам электронов ~оаа ароЗол~ аооаа нз состояний полностью заполненной зоны (валентной зоны) в состояния ближайшей свободной зоны (зоны проводимости), отстоящей от нее на ширину запрещенной зоны Е (рис.
8.1), Переходы электронов из валентной зоны в зону проводимости имеют место, в частности, прн повышении температуры кристалла (Т>0), когда происходит разрыв валентных связей электронов с атомами вещества за счет энергии колебательного движения кристаллической решетки. В этом случае сообщенная электрону энергия равна или превосходит ширину заире- эаа.вл.ваааатяая щенной зоны Ей, Образующийся свободный зона, зона а!оазазлектрон занимает при этом одно из состояний лама«та эоны проводимости и может принимать участие в злектропроводности. При переходе электронов пары а созотааяваоо з зону проводимости в валентной зоне паауа!ооаолаяаа остается ненасыщенная валентная связь электрона с атомом кристалла.
Такая связь, называемая дыркой, может также принимать участие в переносе электрического тока. Таким образом, при отсутствии примесей полная электропровод. ность полупроводника складывается из злектропроводностей, обусловленных движением электронов в зоне проводимости„ н дырок в валентиой зоне. Кинетическая энергия Е электрона в зоне проводимости (дырки в валентной зоне) зависит от его волнового вектора 1к! = 2п!)о (где Х вЂ” длина волны де Бройля) или квазинмпульса р = йй.
Из квантовой механики известно, что зависимость Е (к), нлн Е (р), для свободного электрона имеет вид ро ао!оо Е (8.1) 2аоо 2аоо где ш, — масса свободного электрона; р — его импульс, р = точ. Аналогичный по форме вид закона дисперсии Е (р) имеет место и в кристалле, где электрон движется уже не в свободном пространстве, а в периодическом потенциальном поле кристаллической решетки. Различие состоит в том, что вместо массы свободного электрона в выражение (8.1) необходимо подставить так называемую эффективную массу ло", Эффективная масса !ло отличается от массы свободного электрона лоо и учитывает то обстоятельство, что электрон, движущийся в крн«талле, не является свободным, а испытывает действие периодического поля кристаллической решетки, Свойства полупроводников описываются поведением электронов вблизи дна зоны проводимости Е, и дырок вблизи потолка валевтной зоны Е, Если отсчитывать значение энергий для элек- 2!7 Лорд о) гдмй~рдмоогоо Рис.
З,з. Днсперсионные аависимости кинетической энергии для электронов в эоне проводимости Ес и дырок в валепткоа лопе Ее Рис. а.а, Энергетическая конная структура полупроводников с прямой (а) и непрямой (б) структурой эмергетпческнх аои тронов и дырок от потолка валентной зоны, то с учетом (8.1) полную энергию электронов и дырок можно представить в виде: ач „агх, (8.2) Зависимость (8,2) графически в общем виде представлена на рис. 8,2. Существенным здесь является то, что минимум Е„((с) для зоны проводимости и максимум Е„(й) для валентной зоны приходятся на одну и ту же точку )г-пространства. Полупроводники, у которых экстремумы зоны проводимости и валентной зоны находятся в одной и той же точке )с-пространства, называются полупроводниками с прямой структурой зон.
Из-за взаимодействия атомов кристалла с соседними атовгамн экстремумы зоны проводимости и валентной зоны могут оказаться в различных точках пространства волновых векторов. Такие полупроводники называются полупроводникамн с непрямой структурой зон. Они схематически показаны на рис. 8.3. Из статистической физики известно, что количество энергетических уровней, находящихся в ингервале энергий от Е до близкого значения Е + г(Е. зависит от величины Е. Эта зависимость характеризуется функцией плотности состояний и (Е), определяемой равенством и (Е) = г(Ж (Е))1(Е где Ф (Е) — число энергетических уровней в малом интервале от Е до Е + г)Е для кристалла единйчиого объема.
Полное число энергетических уровней в зоне проводимости в интервале энергий от Екдо Е или в валентной зоне в интервале энергии от 0 до — Е„равно'. а Е ),(Е 1 1 2 п.)агг . Е эгг. а, вв йр — — ~ йг,(Ер)ЙЕр = —,—., (2гп,')эгг (Ер)' ° а 21З На рис. 8.4 изображены энергетическая зонная структура я функция плотности состояний в зонах полупроводника. Валентная зона и зона проводимости большинства полупроводников имеют сложное строение, поскольку образованы наложением нескольких подзон с различнымк значениями эффективных масс.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
