Diode Laser Pentru Sisteme de Comunicatii Optice

=== Diode Laser pentru sisteme de comunicatii optice ===

Diode Laser pentru sisteme de comunicatii optice.

http://ep.etc.tuiasi.ro/site/Senzori_si_Traductoare/Cursuri/senzori_2.pdf

CAPITOLUL I

CONSIDERENTE TEORETICE

1.1. Istoric

Cuvântul LASER este un acronim care provine din limba engleză și înseamnă Lumină Amplificată prin Stimularea Emisiei de Radiație. Astăzi, LASER a devenit un substantiv comun și desemnează orice dispozitiv care are în componența sa o parte ce funcționează pe baza amplificării stimulate a luminii. Această transformare a unui cuvânt pur tehnic într-un cuvânt comun subliniază faptul că aplicațiile dezvoltate pe baza efectului LASER au devenit lucruri obișnuite pe care omul le folosește în viața de zi cu zi.

Principiile de funcționare ale laserului au fost enunțate în 1916 de Albert Einstein, printr-o evaluare a consecințelor legii radiației a lui Max Planck și introducerea conceptelor de emisie spontană și emisie stimulată. Aceste rezultate teoretice au fost uitate însă până după cel de-al doilea război mondial.

În 1954 Charles Townes și Arthur Schawlow au inventat MASER-ul (Microunde Amplificate prin Stimularea Emisiei de Radiație), un dispozitiv asemănător cu laserul, dar care nu folosește lumină vizibilă.

Primul laser funcțional a fost construit de Theodore Maiman în 1960 și avea ca mediu activ rubinul și folosea drept sursă de energie o lampă cu descărcare.

Primul laser cu gaz a fost construit de fizicianul iranian Ali Javan în 1960 folosind un amestec de heliu și neon, care producea un fascicul cu lungimea de undă de 1,15 μm (infraroșul apropiat). În 1963 s-a realizat primul laser cu semiconductor, iar în 1966 primul laser cu lichid de către Peter Sorokin.

În România primul laser a fost realizat încă din primii ani de viață ai acestuia de către un grup de cercetători conduși de profesorul Ion. I. Agârbiceanu la Institutul de Fizică Atomică.

Pentru descoperirea laserilor și pentru dezvoltarea aplicațiilor bazate pe laser au fost acordate 3 Premii Nobel:

în 1964 Premiul Nobel pentru fizică a fost acordat fizicienilor: Charles Hard Townes (SUA), Nicolay Gennadiyevich Basov (URSS) și Aleksandr Mikhailovich Prokhorov (URSS) pentru ”lucrările fundamentale în domeniul electronicii cuantice, care au condus la construcția oscilatorilor și amplificatorilor bazați pe principiul maserului și laserului”;

în 1981 premiul a fost acordat altor 2 cercetători: Nicolaas Bloembergen (SUA) și Arthur Leonard Schawlow (SUA) pentru ”contribuția lor la dezvoltarea spectroscopiei laser”;

în 1997 câștigătorii Premiului Nobel pentru Fizică a fost Steven Chu (SUA), Claude Cohen- Tannoudji (Franța) și William D. Phillips (SUA) pentru ”dezvoltarea unor metode pentru răcirea și traparea atomilor folosind radiația laser”.

1.2. Clasificarea laserilor

Bazate pe felul mediului folosit, laserele, sunt în general clasificate ca solide, gazoase, semiconductoare, sau lichide.

Laserele solide

Cele mai comune lasere au la originea lor fibrele de cristale de rubin și neodim. Mănunchiul de fibre este fasonat la capete, prin suprafețe paralele și acoperite cu o peliculă nemetalică reflectantă.

Lasere semiconductoare

Sunt cele mai compacte lasere, care sunt formate din joncțiuni între semiconductoare cu proprietăți electrice diferite. Arsenidiu de galiu este cel mai comun semiconductor folosit. Mediul semiconductoarelor este excitat prin aplicarea directă de-a lungul joncțiunii.

Aceste tipuri de laser, oferă cea mai mare putere la ieșire în impulsuri de lumină (cu durata 12×1015 secunde) și sunt folosite în studiul fenomenelor fizice de durată scurtă. Excitarea atomilor din mediul laser solid se face prin descărcări electrice în tub cu xenon, arcuri electrice sau lămpi cu vapori de metal. Gama de frecvență a luminii laserului, trece de la infraroșu la violet.

Lasere gazoase

Mediul activ al unor astfel de lasere poate fi din gaze pure, amestec de gaze sau chiar vapori de metale, într–un tub cilindric de sticla sau de quartz, cu două oglinzi paralele aflate la capetele tubului.

Gazul laserului este excitat prin lumină ultra-violetă, fascicole de electroni, curent electric sau prin reacții chimice. Laserul cu mediu gazos de heliu – neon este cel mai cunoscut pentru înalta și stabila lui frecvență, puritatea culorii și pentru cel mai subțire profil al fascicolului de lumină. Laserul cu mediul gazos de dioxid de carbon este foarte eficient și este foarte apreciat pentru cea mai puternică și continuă rază laser.

O metodă care permite creșterea randamentului este aceea de a monta vertical lasere miniatură, în circuite electronice. O astfel de aplicație este folosită în tehnica video și audio digitală (compact disk) și la imprimante laser.

Lasere lichide

Cele mai utilizate medii laser lichide sunt mediile anorganice. Ele sunt excitate cu lampi flash, în mod pulsatoriu, sau cu lasere cu gaz, cu fascicul continuu.

Lasere cu electroni liberi

Folosesc electroni neatașați de atomi care sunt excitați prin unde magnetice. Studiul acestui tip de laser a fost dezvoltat încă din 1977 și a devenit un important instrument de cercetare. Teoretic astfel de lasere, pot acoperi întreg spectrul, de la infraroșu la raze X și sunt capabile să producă raze de putere foarte mare.

Clasificarea tehnică a laserilor

Clasa 1 – cuprinde laserele de joasă putere și este limitată la unele lasere de tip GaAs. Un laser cu IR sau UV aparține acestei clase, dacă radiația concentrată pe piele sau ochi nu determină leziuni pentru o durată maximă de expunere în timpul unei zile de operare cu laserul. Laserii din clasa 1 se regăsesc în scanere sau diodele laser încorporate în CD/DVD player-recorder.

Clasa 2 – cuprinde sisteme cu risc scăzut sau de joasă putere și este limitată de spectrul vizibil între 400 →700 nm; tipice acestei clase sunt laserele pentru acupunctură.

Clasa 3 – este rezervată pentru laserele cu risc mediu sau de putere medie ce pot determina lezarea ochiului și determină reflexul de clipire, dar nu produc leziuni cutanate. Tipice pentru acest grup sunt laserele din fizioterapie și unele utilizate în oftamologie.

Clasa 4 – cuprinde laserele de înaltă putere și cu cel mai mare potențial lezional tisular sau de aprindere a materialelor inflamabile. Acestea necesită măsurători de control și modalități de avertizare suplimentară; cele mai multe lasere chirurgicale aparțin acestei clase.

1.3.Parametrii fizici ai laserilor

Lipsa efectelor prognozate în special sau a celor negative în general au făcut obiectul unor studii ce consideră drept cauze:

– utilizarea unor doze prea mici;

– starea tisulară, care contraindică laserul;

– densitate mică a radiației;

– lipsa de informare a celor, care practică laseroterapia prin rezumatele unor lucrări sau de cazuri raportate;

– parametrii aleși sunt necorespunzători;

– dorința unor firme de a-și distribui produsele cu orice preț printr-o promovare inadecvată din punct de vedere tehnic.

Cei mai importanți parametrii laser:

Lungimea de undă (λ)

Definește viteza de propagare (v) într-o anumită perioadă (T) (λ=vT), iar efectul biologic este legat semnificativ de lungimea de undă a radiației emise de laser.

B. Doza

Este cel mai important parametru și definește energia (E) luminoasă direcționată pe o unitate de suprafață (S), într-un timp dat (t) al ședinței terapeutice. Energia este măsurată în joules (J), suprafața în cm2, și, în consecință, doza în J/cm2. Ca relație matematică se poate exprima astfel:

D (doza) = E (energia)/S (suprafața) [ J/cm2] (1.1)

Considerând că puterea (P) a emisiei laserului rămâne constantă în timpul tratamentului, energia (E) a luminii este egală cu puterea (P) multiplicată cu timpul (t) cât durează emisia. Doza poate fi astfel calculată:

D = P(putere)t(timp)/S [ J/cm2] (1.2)

Totuși puterea nu este constantă, cum se întâmplă în forma pulsatilă sau în cea modulată. De exemplu, se poate fixa timpul în care se produce emisia luminoasă pulsatilă la 50%, ceea ce înseamnă că timpul de operare este doar 50% din timpul total și astfel este blocată emisia pentru 50% din timpul total. Această situație necesită introducerea noțiunii de putere medie: Pm = 50% din P maximă.

Când laserul este fixat pe forma pulsatilă la putere medie, doza se calculează astfel:

D = Pmt/S [J/cm2] (1.3)

La laserele GaAs (de tip semiconductor) durata impulsului este foarte scurtă, iar puterea maximă este mult mai ridicată, decât cea medie. La acest tip de impuls, referirea se face adesea ca un superimpuls. La acest tip de laser, durata impulsului este de ordinul nano secundelor (100-200 ns), iar puterea maximă se manifestă între 1-20 W (wați). Considerând, de exemplu, că puterea maximă este 10 W, fiecare impuls are energia de 1,5 mJ (microjoule). Dacă laserul emite 100 de impulsuri pe secundă (o frecvență de 100 Hz), puterea medie va fi de 0,15 mW (miliwați). O frecvență de 1000 Hz va determina ca puterea medie să aibă valoarea de 1,5 mW. Cu alte cuvinte, puterea medie a emisiei variază după impulsurile generate într-o secundă. Aplicând această relație se pot obține alte doze și alți parametrii.

C. Densitatea puterii.

Indică gradul de concentrare a emisiei și se măsoară în W/cm2. De exemplu: dacă o suprafață circulară cu diametrul de 5 mm este luminată de un laser cu puterea emisiei de 100 mW, efectele biologice vor fi diferite față de cele din cazul utilizării unei zone cu diametrul de 5 cm, iradiată cu același tip de laser. În primul caz densitatea puterii este mai mare de 100 de ori decât în al doilea. Densitatea puterii este mai mare în centrul ariei luminate.

1.4. Principiul de funcționare al laserului

Principiul general de funcționare al laserilor se bazează pe fenomenul de emisie stimulată (emisie indusă) a luminii.

Un dispozitiv LASER este constituit din două sisteme fizice în interacțiune: câmpul electromagnetic dintr-o cavitate rezonantă, respectiv dintr-un rezonator optic și un mediu activ (situat în aceeași cavitate, respectiv în același rezonator optic). Atomii, moleculele sau ionii mediului activ au două nivele energetice a căror diferență de energie corespunde unei frecvențe care este în rezonanță cu una din frecvențele proprii ale cavității rezonante, respectiv ale rezonatorului optic.

Dacă atomii, moleculele sau ionii mediului activ sunt excitați pe nivelul energetic superior printr-un mecanism oarecare, modul electromagnetic rezonant îi stimulează pentru a trece pe nivelul energetic inferior. În timpul acestui proces de emisie stimulată, atomii transferă diferența de energie câmpului electromagnetic din cavitate. În urma acestei emisii, energia tuturor atomilor este convertită în energie a unui singur mod pe frecvența căruia este acordată cavitatea. Aparatul realizat este un amplificator de radiație care funcționează dacă este asigurată o diferență de populație între cele două nivele atomice.

Puterea câștigată de o undă electromagnetică la traversarea mediului activ este proporțională cu densitatea de energie spectrală a undei incidente. Astfel, dacă densitatea de energie spectrală este mare, la putere incidentă egală, amplificarea undei va fi mai importantă. Această condiție poate fi ușor realizată în domeniul microundelor, unde, cuplarea unui ghid de undă la o cavitate rezonantă se poate face în așa fel ca undele reflectate de pereți să se adune în fază formând un sistem de unde staționare de foarte mare amplitudine. Trecând de mai multe ori prin același loc, unda creează o densitatea de energie spectrală superioară celei care există într-o simplă undă progresivă. Cu alte cuvinte, cavitatea acumulează într-un volum limitat o energie importantă care se găsea înainte de a intra în cavitate, etalată pe o întindere foarte mare a undei electromagnetice progresive. Această energie acumulată are rolul de a crește câștigul amplificatorului constituit de mediul material în care s-a realizat inversia de populație.

La aceeași concluzie se ajunge dacă se consideră o undă progresivă care reflectă de mai multe ori pe pereții cavității, unda fiind amplificată la prima trecere, aceasta la rândul său la a doua trecere, ș.a.m.d., fracțiunea de amplificare jucând rolul coeficientului de reacție dintr-un amplificator sau un oscilator electronic clasic.

Dacă numărul de atomi ai mediului activ respectiv este suficient de mare pentru a compensa pierderile în cavitate și în mediul activ, realizându-se condiția de prag, aparatul obținut acționează ca un generator de radiație electromagnetică pe un mod specific și cu o frecvență proprie.

Dificultatea obținerii unui dispozitiv laser constă în existența unui coeficient de amplificare mic la frecvențele optice. Lungimea de undă a radiației fiind foarte mică în raport cu dimensiunile rezonabile ale unei cavități, diferența dintre frecvențele proprii este de ordinul a 108Hz (de exemplu pentru lungimea de undă =1m). Rezultă, deci, că un atom, care se află într-un astfel de rezonator, poate radia pe circa 106 moduri în general, de ordinul a 1010-1013Hz .

Deci, în cazul laserului, posibilitatea emisiei pe un singur mod este dificil de realizat.

În cazul maserilor nu se petrece același lucru deoarece cavitatea are, în general, un singur mod de oscilație a cărui frecvență corespunde frecvenței tranzițiilor moleculare sau atomice se află un singur mod activ.

Condiția de prag , care determină existența efectului laser, a fost stabilită pentru prima dată de către A.L.Schawlow și C.H.Townes în cazul în care mediul activ este situat în interiorul unui rezonator optic de tipul etalonului Fabry-Perot. Astfel, diferența de populație, adică diferența dintre populația Nm a nivelului superior, și populația Nn celui inferior, trebuie să depășească valoarea de prag, dată de expresia:

Nm – Nn > (1.4)

unde este frecvența tranziției (frecvența centrală a liniei radiației emise), – lărgimea a liniei radiației emise, – timpul mediu de viață al nivelului superior, R-factorul de reflexie și l-lungimea mediului activ. Mărimile ,și caracterizează mediul activ și tranziția dată, în timp ce mărimile R și l pot fi alese experimental. Ulterior, calculul asupra condiției de prag a fost reluat ajungându-se la expresii care sunt puțin diferite de la un tip de laser la altul. Pentru o linie cu profil lorentzian, în care numărul de moduri, z(), este:

z()= (1.5)

condiția laser sau condiția de prag devine:

(1.6)

unde V este volumul rezonatorului optic, τc- timpul mediu de viață al unui mod în rezonatorul laser, gn și gm sunt degenerescențele nivelului laser inferior n, respectiv superior m.

Din ultima relație rezultă o serie de condiții, care favorizează condiția de prag:

termenul Nn este necesar să fie foarte mic pentru selectarea nivelului atomic excitat m. Acest lucru se face mai ales în cazul maserilor;

linia atomică, moleculară, sau ionică care duce la efect laser sau maser, trebuie să aibă o lărgime, ∆ω, cât mai mică;

timpul mediu de viață al stării atomice superioare m trebuie să fie mare în comparație cu timpul mediu de viață al stării atomice inferioare n și, în același timp, tranziția să fie radiativă. Cu alte cuvinte, tranziția dintre nivelele m și n trebuie să fie foarte intensă (adică forța oscilatorului să fie mare). Timpul mediu de viață, τ, al nivelului energetic inferior este necesar să fie cât mai scurt, pentru a nu aglomera atomii pe acest nivel, ceea ce ar duce la micșorarea sau chiar la dispariția efectului laser (prin scăderea inversiei de populație).

timpul mediu de viață, τc, al fotonilor în rezonatorul optic trebuie să fie foarte mare.

Aceasta cere ca mediul activ să aibă pierderi mici prin împrăștierea radiației și, pe cât posibil, o absorbție mică datorită altor mecanisme în afară de tranziția dintre două nivele energetice în cauză. De asemenea rezonatorul optic trebuie să fie proiectat pentru a micșora pierderile de energie. De aici rezultă necesitate unui studiu detaliat al amortizării modurilor de oscilație, atât în rezonatorul Fabry-Perot, cât și în alte tipuri de rezonatori.

Pentru a realiza un emițător laser se utilizează schema de principiu din figura 1.1. Datorită pompajului se poate ajunge să se schimbe repartiția de atomi, obținându-se inversia de populație. După aceasta, emisia stimulată este preponderentă și apare amplificarea radiației. Mediul activ fiind închis într-un rezonator optic, fotonii fac numeroase drumuri dus-întors rezultând o amplificare și, în anumite condiții, o oscilație proprie. În acest caz, este suficient ca una din cele două extremități ale cavității să fie parțial transparentă pentru a lăsa să iasă în exterior radiația stimulată care prezintă proprietăți specifice.

Fig.1.1. Schema de principiu a unui emițător laser.

Puterea câștigată de o undă electromagnetică la traversarea unui mediu de volumV, în care este realizată inversia de populație

(Nm>Nn), este: P (1.7)

η fiind coeficientul de umplere a cavității (0< η ≤1).

Se observă că amplificarea de putere este proporțională cu densitatea de energie , a undei incidente. Deci, la puteri de incidență (de intrare), Pi, egale, amplificarea undei va fi cu atât mai importantă cu cât densitatea de energie este mai mare. Pentru aceasta se utilizează fie o cavitate rezonantă în cazul maserilor, fie rezonatori optici în cazul laserilor. Proprietățile esențiale ale unei cavități rezonante sau ale unui rezonator optic sunt rezumate de factorul de calitate, Q, care poate fi definit ca în cazul unui circuit rezonant:

Q = (1.8)

unde este constanta de timp cu care descrește energia E înmagazinată în cavitate când se suprimă unda incidentă. Descreșterea energiei înmagazinate este produsă de două cauze: cavitatea nu este complet închisă și este extrasă în exterior puterea Pu și există pierderi pe pereții cavității, puterea pierdută fiind Pi. Dacă se notează energia prin:

E = V u = (1.9.)

Scăderea energiei în timp este:

Pu+ Pi= Pc=E (1.10)

Expresia (1.8.) ne arată că factorul de calitate Q măsoară ordinul de mărime al numărului de perioade pe care le putem număra înainte unda să fie ”stinsă”. Definiția energetică a factorului de calitate Q, va fi :

Q = ω E / (Pu+ Pi ) (1.11)

Pentru E =const., trebuie să avem: P+P= Pu+ Pi= E (1.12)

Construind cavitatea astfel ca puterea de ieșire Pu să fie net superioară pierderilor, Pi, câștigul în putere va fi:

G = Pu / Pi(Pu+ Pi ) / Pi== (1.13)

Dacă P este pozitiv, câștigul este superior unității. Introducând incertitudinea asupra frecvenței, avem:

E = V (1.14)

Astfel, se deduce relația:

Q =Q (1.15)

care permite calculul câștigului și arată că acesta crește cu factorul de calitate Q.

Punând condiția ca G→, se obține regimul în care avem oscilații libere. Mărimile δp și Pu+ Pi = E sunt proporționale cu .

Astfel, se obține:

δP>E adică ηh> (1.16)

Deci cavitatea primește mai multă energie decât cedează și energia sa, E, crește. Astfel, oricare ar fi valoarea inițială a densității de energie , aceasta crește exponențial. Un număr mic de fotoni este suficient pentru a amorsa procesul și aparatul dă naștere el însuși unei unde, funcționând ca un oscilator. Puterea de ieșire a oscilatorului este limitată datorită neliniarităților mediului activ și,astfel, se obține regimul staționar.

1.5.Proprietățile radiației laser

Direcționalitatea reprezintă proprietatea radiației laser de a se propaga sub forma unor unde foarte apropiate de undele plane. Această proprietate se datorează cavității de rezonanță care selectează numai undele ce se propagă paralel cu axa cavității. Există totuși o împrăștiere unghiulară a fasciculului laser (unghiul de împrăștiere fiind de radiani) determinată de difracția care are loc la marginile oglinzilor cavității de rezonanță. Astfel în timp ce o sursă clasică emite radiații într-un unghi solid de 4π steradiani, un laser emite o radiație într-un unghi solid de 10-6 – 10-8 steradiani (unghiul solid de împrăștiere este proporțional cu pătratul unghiului de împrăștiere). Fasciculul emis de un laser poate să fie focalizat într-un spot al cărui diametru minim impus de limita de difracție este egal cu lungimea de undă a radiației. Prin focalizare se obțin densități de putere extrem de mari. Acest lucru arată pericolul pe care îl prezintă incidența unei astfel de radiații asupra ochiului, la care, datorită efectului de focalizare pe suprafața retinei, are loc distrugerea ireversibilă a retinei. Ordinul de mărime al unghiului de împrăștiere este determinat de lungimea de undă a radiației și de diametrul aperturii D ( α∼λ/D ).

(1.17)

D = 2λ , A = πr2 = π (1.18)

Monocromaticitatea radiației laser constă în faptul că lărgimea liniei radiației laser este mult mai mică decât lărgimea naturală, apropiindu-se de cazul ideal al unei radiații perfect monocromatice.

Această proprietate se datorează cavității rezonante care selectează dintre fotonii incidenți numai pe aceia care au aceeași frecvență (oscilația laser apare numai la frecvențele de rezonanță ale cavității optice). Lărgimea liniei laser este mai mică decât lărgimea modurilor de oscilație ale cavității, deoarece modul axial al cavității, care este strâns legat de rezonanța atomică, are amplificarea cea mai mare. Factorul de calitate al laserului se exprimă ca raportul între frecvența ν0 corespunzătoare maximului intensității liniei laser și lărgimea ΔνL a liniei laser:

Q = = (1.19)

Coerența temporală a radiației laser este legată de monocromaticitatea acesteia. Se definește timpul de coerență :

(1.20)

unde ∆νL este lărgimea de bandă a liniei laser. Pentru un timp mai mic sau egal cu timpul de coerență diferite componente monocromatice din intervalul de frecvență ∆νL vor avea într-un punct dat din spațiu o corelație între faze (în particular aceste componente pot fi în fază sau pot avea o diferență de fază constantă), astfel că aceste componente interferă constructiv. Coerența temporală se referă la coerența undelor (corelația dintre fazele lor) într-un punct din câmpul de interferență, la două momente de timp diferite. Coerența temporală este legată direct de durata trenurilor de unde, adică de intervalul de timp în care radiațiile sunt descrise de aceeași undă. Pentru un laser care are lărgimea de bandă a liniei de 100 Hz rezultă un timp de coerență de 10-2s, care este mult mai mare decât timpii de viață atomici. În cazul luminii solare, la care lărgimea de bandă este de același ordin de mărime cu frecvența centrală (∆νS=1014 Hz), timpul de coerență este foarte mic (tc=10-14 s).

Coerența spațială a radiației laser este legată de forma frontului de undă al radiației emise. Se definește lungimea de coerență ca distanța parcursă de undă într-un timp egal cu timpul de coerență:

(1.21)

Coerența spațială se referă la corelația între fazele undelor în două puncte diferite aflate într-un plan perpendicular pe direcția de propagare, la același moment de timp. Divizăm fasciculul laser în două fascicule componente, care după ce străbat distanțe diferite se suprapun pe un ecran.

Vom obține pe ecran o figură de interferență numai dacă diferența de drum este mai mică decât lungimea de coerență (2l < lc). Pentru tc=10-2 s rezultă lc=3∙108∙10-2 m = 3∙106 m.

Intensitatea depinde de tipul de laser și de aplicația pentru care a fost construit, puterea transportată de fascicul putând fi foarte diferită. Astfel, dacă diodele laser folosite pentru citirea discurilor compacte este de ordinul a numai 5 mW, laserii cu CO2 folosiți în aplicații industriale de tăiere a metalelor pot avea în mod curent între 100 W și 3000 W. În mod experimental sau pentru aplicații speciale unii laseri ajung la puteri mult mai mari; cea mai mare putere raportată a fost în 1996 de 1,25 PW (petawatt, 1015 W).

Emisia stimulată a radiației electromagnetice. Efectul laser

Emisia stimulată a radiației electromagnetice

Una dintre descoperirile de o deosebită importanță, cu aplicații în multe domenii de activitate, este laserul, care a fost realizat în anul 1960 de către Maiman (laserul cu rubin), apoi în 1961 de către Javan (laserul cu He-Ne), în anul 1962 fiind pus la punct și în țara noastră, la Institutul de Fizică Atomică, de un colectiv condus de profesorul Agârbiceanu.

Termenul de LASER este acronimul cuvintelor în limba engleză: Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation, și ne arată că aceste dispozitive permit fie amplificarea, fie generarea și amplificarea radiației luminoase, pe baza procesului de emisie stimulată.

Primele dispozitive de generare și amplificare a radiației au fost realizate în anul 1954 de către Gordon, Zeiger și Townes în S.U.A. și de către Basov și Prohorov în Rusia. Acestea au fost dispozitive de tip MASER (Microwave Amplification by Stimulated Emission of Radiation).

Pentru a explica modul de emisie a radiației laser, vom face o descriere sumară a fenomenelor, bazându-ne pe ideile dezvoltate încă din 1916 de către Einstein, cu privire la emisia și absorbția radiației electromagnetice în sisteme cuantice.

Să considerăm un sistem alcătuit din atomi identici, aflat într-o incintă, în echilibru termodinamic la temperatura T; atomii sunt considerați independenți (nu interacționează reciproc), dar sistemul interacționează cu radiația termică de echilibru din interiorul incintei, cu care este în echilibru.

Pentru simplificare, considerăm două niveluri energetice atomice nedegenerate (figura 2.7), cărora le corespund energiile Wn și Wm (Wn < Wm), respectiv stările cuantice caracterizate prin numerele cuantice n și m, pe care le vom numi starea n, fundamentală și starea m, excitată.

Fig. 2. 1 – Schema tranzițiilor într-un sistem cu două niveluri energetice

Un atom aflat în starea n poate absorbi radiație cu frecvența mn (un foton de energie hmn) trecând în starea m, în timp ce un atom aflat în starea m, la trecerea în starea n, va emite radiație cu frecvența mn.

La echilibru, radiația emisă și cea absorbită de sistemul de atomi sunt identice, energia și frecvența fotonului emis sau absorbit fiind și ele identice:

hmn = Wm – Wn (2. 1)

Deci tranzițiile din starea n în starea m au loc prin absorbția radiației electromagnetice. Tranzițiile în sens invers au loc pe două căi. O primă cale este aceea a tranzițiilor spontane. Orice sistem cuantic rămâne într-o stare excitată un timp limitat, după care el se dezexcită trecând în starea fundamentală, ca urmare a tendinței generale de trecere într-o stare de echilibru, caracterizată de energie minimă. Acest fenomen se întâmplă și cu atomii excitați. Probabilitatea de dezexcitare a unui atom în unitatea de timp este dată de expresia:

(2. 2)

unde N este numărul atomilor aflați în stare excitată la momentul de timp t.

Din relația de mai sus, rezultă:

dN = Npdt, care, prin integrare de la momentul inițial (t0 = 0) până la momentul t, ne dă:

(2. 3)

Acest lucru înseamnă că numărul atomilor aflați în stare excitată scade exponențial în timp ca urmare a dezexcitărilor spontane.

Timpul de viață mediu în starea excitată este dat de:

(2. 4)

Atunci, relația (2.3) se mai scrie:

(2. 5)

Pentru majoritatea stărilor excitate, timpul de viață mediu este de ordinul a 10–8 ÷ 10–10 s, dar există anumite stări, numite stări metastabile, pentru care timpul de viață mediu este mult mai mare (comparativ cu cel al stărilor normale), de ordinul a 10–4 ÷ 10–5 s. Importanța acestor stări metastabile se va vedea în mai departe.

Radiația emisă prin dezexcitări spontane nu poate avea intensități mari, deoarece doar o mică fracțiune din numărul total de atomi aflați în stare excitată se dezexcită la un moment dat. Pentru a obține o intensitate mare, este necesar ca acest număr să fie mare, ceea ce se poate obține prin dezexcitarea stimulată, proces prin care, în prezenta unei radiații exterioare de frecvență mn, atomii sistemului se vor dezexcita toți, practic în același moment de timp.

Într-un ansamblu de atomi excitați, procesele de dezexcitare a acestora pot fi provocate (stimulate, induse) printr-o intervenție din exterior. Aceasta poate fi reprezentată de o radiație electromagnetică incidentă, fotonii acesteia stimulând atomii excitați să revină pe un nivel energetic inferior, prin emisia unui alt foton. Probabilitatea acestui proces depinde de adaptarea dintre energia fotonului incident și diferența de energie dintre cele două niveluri între care are loc tranziția (acest proces este similar celui de absorbție, putând fi privit ca o absorbție negativă). 

În general, fotonul care este emis în procesul de emisie stimulată este identic cu fotonul incident. Amândoi au:

lungimi de undă (și, deci, frecvențe) identice  monocromaticitate

direcții în spațiu identice  direcționalitate

faze identice  coerență

Acestea sunt, după cum se va vedea, proprietățile radiației laser.

Fotonul incident nu suferă nici o transformare ca rezultat al procesului de emisie stimulată. De fapt, ca rezultat al acestui proces, se obțin doi fotoni identici, proveniți din fotonul incident și starea excitată. Apare astfel posibilă o amplificare în sensul că numărul de fotoni crește. Acesta este procesul care dă numele de LASER: amplificarea luminii prin emisie stimulată a radiației.

Fig. 2. 2 – Procese posibile la interacțiunea fotonilor cu atomii: a) – absorbție; b) – emisie spontană; c) – emisie stimulată

O explicație simplă a emisiei stimulate este aceea că fotonul incident reprezintă un câmp electromagnetic care oscilează în timp și spațiu. Acest câmp forțează atomul excitat să oscileze cu aceeași frecvență și fază, ceea ce înseamnă că atomul nu poate oscila liber, ci este forțat să oscileze coerent cu fotonul incident.

Sintetizând, procesele posibile la interacțiunea dintre fotoni și atomi sunt (așa cum este ilustrat în figura 2.2):

absorbția fotonilor (figura 2.2.a)

emisia spontană a unui foton (figura 2.2.b)

emisia stimulată a unui foton (figura 2.2.c)

Pentru un sistem aflat în echilibru termodinamic la temperatura T, densitatea de energie a radiației pe unitatea de interval de frecvență corespunzătoare frecvenței de tranziție, mn, este:

(2. 6)

Conform teoriei lui Einstein, probabilitatea de tranziție din starea n în starea m în unitatea de timp (probabilitatea de absorbție) este:

pnm = Bnm (2. 7)

iar probabilitatea de tranziție din starea m în starea n în unitatea de timp (probabilitatea de emisie) este:

pmn = Amn + Bmn (2. 8)

unde primul termen, Amn, corespunde emisiei spontane iar al doilea emisiei stimulate.

La echilibru termodinamic, numărul mediu de atomi aflați în stările n respectiv m este dat de distribuția Boltzmann:

Prin împărțirea celor două relații, se obține:

(2. 9)

unde k este constanta lui Boltzmann.

Condiția de echilibru termodinamic se exprimă prin faptul că numărul de tranziții în unitatea de timp din starea n în starea m este egal cu numărul de tranziții în unitatea de timp din starea m în starea n:

pnmNn = pmnNm  BnmNn = (Amn + Bmn)Nm (2. 10)

Coeficienții Amn, Bmn și Bnm poartă numele de coeficienții lui Einstein pentru emisia spontană, respectiv pentru emisia sau absorbția indusă (stimulată) . Din relațiile (2.23) și (2.24), rezultă:

(2. 11)

Expresiile (2.20) și (2.25) ale lui  coincid numai dacă

Bmn = Bnm (2. 12)

Și (2. 13)

În conformitate cu teoria lui Einstein, energia radiației absorbite în intervalul de timp dt de către sistemul de atomi în mediul utilizat este:

dWa = NnBnm(nm)hnmdt (2. 14)

Energia radiației emise spontan în același interval de timp este:

dWs = Nmmnhmndt (2. 15)

iar energia radiației emise stimulat (indus) este:

dWi = NmBmn(mn)hmndt (2. 16)

Pentru a obține amplificarea radiației, este necesar ca energia radiației emise să depășească pe cea a radiației absorbite, adică:

dW = (Nm – NnBmn(mn)hmndt + Nmmnhmndt > 0 (2. 17)

Satisfacerea relației de mai sus impune condiția:

Nm – Nn > 0 (2. 18)

adică numărul de atomi aflați în starea de energie superioară trebuie să-l depășească pe cel al atomilor aflați în starea de energie inferioară.

Condiția (2.32) nu poate fi satisfăcută în mod natural. În conformitate cu relația (2.23), la echilibru termic, numărul atomilor aflați într-o stare de energie superioară este mai mic decât cel al atomilor aflați într-o stare de energie mai mică.

Realizarea amplificării, adică îndeplinirea condiției (2.32), care poartă numele de inversie de populație între nivelurile energetice considerate, implică următorul aspect: exprimând temperatura absolută din relația (2.23), obținem relația:

(2. 19)

Cum Wm > Wn, dacă se realizează inversia de populație, adică dacă Nm > Nn, rezultă că T < 0. Din punct de vedere termodinamic, acest rezultat nu are sens, pentru că temperatura, definită termodinamic numai pentru stări de echilibru, nu poate avea valori negative. Interpretarea poate fi făcută însă în cadrul fizicii statistice, în cadrul căreia această situație, de temperatură absolută negativă, corespunde unei stări de neechilibru. Este evident atunci că inversia populațiilor nu poate fi obținută decât prin factori exteriori sistemului. Un astfel de mediu, în care, prin intermediul unor factori exteriori, s-a realizat inversia populațiilor între două niveluri energetice, se numește mediu activ laser.

Am văzut deci că, pentru a obține o amplificare a radiației electromagnetice, trebuie realizată emisia stimulată a radiației într-un mediu în care s-a realizat inversia de populație (mediu activ).

Efectul laser constă în amplificarea sau generarea radiației electromagnetice pe baza procesului de emisie stimulată într-un mediu în care s-a realizat inversia populațiilor.

Proprietățile radiației laser

Monocromaticitatea

Această proprietate este determinată de însuși procesul de amplificare din mediul activ, de numărul de moduri pe care lucrează rezonatorul și de inversia de populație realizată.

Se calculează că, în cazul oscilației cavității pe un singur mod, lărgimea liniei laser emise, laser, este dată de relația:

(2. 20)

în care  este frecvența centrală a liniei Doppler, c – lărgimea unui mod de cavitate iar P – puterea emisă în modul dat. Pentru laserul cu He-Ne, având lungimea L = 1 m, rezultă r  150 MHz,  1 GHz și, dacă P  1 mW se obține laser  10–2 Hz. Se observă așadar monocromaticitatea extrem de pronunțată a radiației laser față de radiația Doppler emisă de sursele obișnuite (~ 10–17 față de ~ 10–6).

În cazul când laserul lucrează pe mai multe moduri, monocromaticitatea va fi mai slabă, totuși mult mai bună decât pentru sursele obișnuite.

Coerența

Conceptul de coerență este strâns legat de cel de monocromaticitate. În cazul surselor de lumină obișnuite, undele emise sunt în general necoerente, deoarece două puncte diferite ale unei asemenea surse emit unde ale căror faze nu prezintă nici o corelație. Laserii reprezintă însă surse de lumină deosebite din acest punct de vedere. Procesul de amplificare prin emisie stimulată face ca toți atomii excitați să emită în corelație de fază (de fapt, în fază), așa încât lumina emisă prezintă un grad de coerență foarte ridicat. Timpul în care este emisă unda laser nu mai este echivalentul timpului de emisie spontană, t, deoarece această undă nu mai este emisă spontan ci stimulat. De aceea, în cazul laserului, timpul de coerență nu mai poate fi definit față de t sau spontan adică, conform relației de nedeterminare:

Wt ћ (2. 21)

El trebuie definit în raport cu lărgimea indus , prin relația:

(2. 22)

iar lungimea de coerență, prin relația:

(2. 23)

Deoarece laser este foarte mic față de spontan, timpul de coerență, respectiv lungimea de coerență pentru radiația laser sunt foarte mari.

Directivitatea

Sursele obișnuite emit lumină într-un unghi solid de 4, deci cu o divergență foarte mare. Caracterul emisiei radiației laser (lumina emisă stimulat se propagă de-a lungul axei cavității) face ca aceasta să prezinte o divergență extrem de scăzută, datorată doar unor fenomene parazite, ca difracția la marginile oglinzilor, defectele acestora etc.

Proprietățile de monocromaticitate, coerență și directivitate ale radiației laser fac ca acest dispozitiv să fie echivalent cu o sursă de lumină punctuală, a cărei undă este colimată, deși suprafața emisivă a unui laser are o întindere apreciabilă.

Intensitatea

Este evident că și această proprietate este determinată de procesul de generare, specific laserului. Acumularea atomilor pe nivelul energetic superior, stimularea lor aproape simultană precum și propagarea unidirecțională a undei amplificate sunt factori care condiționează o undă laser foarte intensă. Compararea intensității undei laser cu cea emisă de Soare (ce poate fi asimilat cu un corp negru având temperatura de 6000 C), ne poate da o imagine asupra acesteia. Astfel, ținând seama că puterea undei emise de un laser cu o suprafață de 0,2 cm2 într-un timp de 10–3 s într-un unghi solid de 10–2 srd într-un interval spectral de 7 pm este de 1 kW iar puterea radiației solare în aceleași condiții este de numai 210–7 W, rezultă un raport de 5109 între intensitatea radiației laser și cea a radiației emise de Soare. Acest raport devine cu atât mai remarcabil cu cât monocromaticitatea și directivitatea radiației laser sunt mai pronunțate.

Laseri cu mai multe niveluri energetice

Laserul cu trei niveluri

Diagrama nivelurilor energetice pentru laserul cu trei niveluri energetice este prezentat în figura 2.3. Cele două niveluri energetice între care are loc tranziția laser sunt nivelul fundamental (E1), și nivelul metastabil (E2).

Inversia populațiilor se realizează prin pompaj optic, prin care atomii sunt excitați pe nivelul E3, cu radiație cu frecvența e = (E3 – E1)/h. Aceștia rămân în această stare un timp mediu de ordinul 10–8 s, după care se dezexcită printr-o tranziție neradiativă pe nivelul energetic metastabil E2. Cum timpul de viață mediu al nivelului metastabil este relativ lung (de ordinul a 10–3 ÷ 10–4 s, în scurt timp de la începerea pompajului, atomii se vor acumula într-un număr mare (peste 50% din numărul total) pe acest nivel, realizându-se astfel inversia populațiilor. În acest moment, primii fotoni proveniți din dezexcitarea spontană a atomilor de pe nivelul E2 vor induce dezexcitarea în masă a tuturor celorlalți atomi, având astfel loc emisia stimulată, deci producerea efectul laser. Emisia Radiației are loc în pulsuri, la intervale de timp necesare pentru refacerea populației majoritare pe nivelul metastabil.

Fig. 2.3 – Diagrama nivelurilor energetice pentru laserul cu trei niveluri

Laserul cu patru nivele

Diagrama nivelurilor energetice pentru un laser cu patru niveluri este dată în figura 2.4, unde nu a mai fost reprezentat procesul de emisie spontană. Comparativ cu diagrama echivalentă a laserului cu trei niveluri, în acest caz apare un nivel energetic suplimentar, E2, deasupra nivelului fundamental. Acest nivel are un timp de viață mediu foarte scurt. Operația de pompaj a laserului cu patru niveluri este similară celei de la laserul cu trei niveluri, prin utilizarea unui nivel metastabil, E3.

Fig. 2.4 – Diagrama nivelurilor energetice pentru laserul cu patru niveluri

Avantajul laserului cu patru niveluri este populația scăzută a nivelului energetic E2. Pentru a crea inversia populațiilor, nu este necesară pomparea a mai mult de 50% din totalul atomilor din sistem pe nivelul superior. Populația de pe nivelul E2, N2(t), scade prin dezexcitarea rapidă în starea fundamentală, astfel că, practic, cest nivel este gol. Astfel, este posibilă o operare continuă a laserului cu patru niveluri, chiar și când 99% din atomi rămân în starea fundamentală.

Sistemul laser

Laserul este un sistem similar unui oscilator electronic. Acesta este a sistem care produce oscilații pe baza principiului reacției pozitive (feed-back).

Orice oscilator are patru părți principale (figura 2.5):

Amplificator.

Buclă de reacție pozitivă.

Cuplaj de ieșire.

Sursă de energie.

Fig. 2.5 – Schema bloc a unui oscilator electronic

Prin analogie cu oscilatorul electronic, laserul poate fi descris ca fiind compus din patru unități structurale (figura 2.6):

Mediul activ, care reprezintă un amplificator optic.

Mecanismul de excitare

Bucla de reacție pozitivă optică

Cuplajul de ieșire, care permite radiației electromagnetice să iasă din dispozitivul laser.

Fig. 2.5 – Sistemul laser

Mediul activ laser

Mediul activ este un ansamblu de atomi sau molecule, care poate fi excitat într-o situație de inversie a populațiilor și din care radiația electromagnetică poate fi extrasă prin emisie stimulată. El se poate afla în orice stare de agregare: solidă, lichidă, gazoasă sau plasmă.

Mediul activ determină lungimile de undă posibile ale radiației electromagnetice care poate fi emisă de laser. Aceste lungimi de undă sunt determinate de tranzițiile laser specifice între nivelurile energetice din acest material.

Numărul materialelor folosite ca mediu activ laser este de câteva sute și el continuă să crească mereu. Deși, pentru simplificare, se consideră că mediul activ este alcătuit din atomi, în realitate acesta poate fi compus fie din atomi, fie din molecule, ioni etc., conform cu tipul laserului.

Mecanismul de excitație

Mecanismul de excitare este sursa de energie care duce atomii din mediul activ în starea excitată, creându-se astfel inversia populațiilor.

Conform legii conservării energiei, radiația electromagnetică de ieșire a laserului are o energie întotdeauna mai mică decât energia de intrare, furnizată de mecanismul de excitare. Există laseri cu randament chiar mai mic de 1 %, dar și alții cu randament foarte apropiat de 100 %.

Principalele tipuri de mecanism de excitare sunt:

Pompaj optic – excitare prin fotoni

În laserii cu mediu activ solid sau lichid, se obișnuiește ca energia de excitare să fie furnizată sub formă de radiație electromagnetică (fotoni) care sunt absorbiți în mediul activ.

Sursa de radiație electromagnetică poate fi de diferite feluri:

lămpi flash, care sunt construite dintr-un tub de cuarț umplut cu gaz la presiune scăzută; de obicei, se utilizează xenonul, dar uneori, când este necesară energie în cantitate mai mare, sunt utilizate alte gaze inerte, cu mase atomice mai mici, cum sunt kriptonul sau heliul.

alt laser

orice altă sursă de lumină, cum este lumina solară.

Excitarea electrică a gazului

Când mediul activ este în stare gazoasă, cel mai bun tip de excitare este prin descărcare electrică în gaz (figura 2.6).

Fig. 2.6 – Excitarea electrică a laserului cu gaz

Gazul din tub este neutru din punct de vedere electric și atât timp cât nu îi este furnizată energie din exterior, majoritatea moleculelor sale sunt în starea fundamentală.

Când pe electrozii din tub este aplicată o tensiune electrică înaltă (cel puțin egală cu o valoare constantă, caracteristică tipului de gaz și numită tensiune de aprindere), din catod sunt emiși electroni, care sunt accelerați spre anod. În drumul lor, acești electroni ciocnesc moleculele gazului, cărora le transferă energie. Astfel, moleculele gazului trec în stare excitată.

Pentru inițierea descărcării, este necesară o tensiune mai mare (tensiunea de aprindere) decât cea necesară pentru menținerea descărcării (tensiunea de ardere). Din această cauză, pentru inițierea descărcării, este aplicat un puls de înaltă tensiune preliminar (comutatorul K în poziția 2, în figura 4.3), după care tensiunea este scăzută la valoarea de ardere (comutatorul K în poziția 1). Rezistorul de balast R este utilizat pentru limitarea curentului în tub în timpul descărcării. Deoarece condițiile corecte pentru excitarea directă a gazului din laserul cu gaz sunt dificil de găsit, se utilizează o variantă a acestei metode, așa cum este descrisă în continuare.

Ciocniri între atomi sau molecule

Acesta este mecanismul de excitare standard în laserii cu gaz, cum sunt laserul cu He-Ne, sau laserul cu CO2. În metoda de față, în tubul laserului se găsesc cel puțin două gaze. Un gaz primește energie din ciocnirile electronii liberi accelerați cu moleculele sau atomii săi, iar al doilea gaz primește energie din ciocniri ale moleculelor sau atomilor săi cu moleculele sau atomii excitați ai primului gaz.

Fig. 2.7 – Diagrama nivelurilor energetice ale laserului cu He-Ne

Figura 2.7 prezintă diagrama nivelurilor energetice ale laserului cu He-Ne, cu tranzițiile posibile. Masa atomului de heliu este aproximativ o cincime din masa atomului de neon. Cantitatea de heliu din tub este de aproximativ 6 ori mai mare decât cantitatea de neon. Astfel, atomii de heliu au o probabilitate mai mare de a primi energie de la electronii accelerați și de a trece pe nivelurile energetice excitate E3 și E5.

Atomii de neon au două niveluri energetice excitate (E3 și E5), care sunt foarte apropiate de nivelurile energetice excitate ale atomilor de heliu. Atomii de heliu excitați transferă energia lor de excitare către atomii de neon prin ciocniri (o astfel de excitare se numește excitare la rezonanță).

Energia radiației laserului cu He-Ne este emisă la lungimi de undă care corespund diferenței de energie între niveluri:

E5 – E4  1 = 3,391 m

E5 – E2  2 = 0,632 m

E3 – E2  3 = 1,152 m

Excitare chimică

În acest tip de excitare, energia de excitare este furnizată de o reacție chimică între doi atomi sau molecule (așa cum se va arăta în paragraful 7.1.9).

Excitare prin curent electric (în diode laser).

Mecanismul de reacție

Mecanismul de reacție este sistemul prin care o parte din radiația laser produsă este întoarsă înapoi, în mediul activ. De obicei, reacția pozitivă este obținută utilizând oglinzi la ambele extremități ale mediului activ. Acestea sunt aliniate astfel încât radiația se reflectă între ele de mai multe ori. Se creează astfel o cavitate optică.

De obicei, o oglindă are o reflectanță de 100%, astfel încât întreaga radiație ce cade pe ea este reflectată în mediul activ. Cealaltă oglindă este parțial reflectantă (10% ÷ 99%), în funcție de tipul laserului. Partea din radiație care nu este reflectată în cavitatea optică este transmisă în exterior, reprezentând radiația laser emisă de dispozitiv.

Reacția permite fiecărui foton să treacă de mai multe ori prin mediul activ, astfel încât să se obțină o amplificare suficientă.

Datorită mecanismului de reacție, numai fotoni care se propagă între oglinzi și se reflectă pe acestea rămân în mediul activ, ceea ce asigură direcționalitatea foarte bună a fasciculului laser de ieșire.

Cuplajul de ieșire

Cuplajul de ieșire este calea prin care se transmite radiația electromagnetică laser în exterior. Cuplajul de ieșire standard utilizează o oglindă parțial reflectătoare. Partea din fascicul care nu este reflectată înapoi în mediul activ, este transmisă în exterior.

La un laser cu undă continuă (in care radiația este emisă continuu), cea mai mare parte a radiației este reflectată înapoi în cavitate și numai un mic procent din ea este transmis în exterior. La anumiți laseri în pulsuri, cea mai mare parte a radiației din cavitate este transmisă în exterior la un anumit moment, sub forma unui puls.

Cavități optice și moduri laser

Unde staționare

Unda staționară este rezultatul unui proces particular de interferență a două unde, atunci când acestea au aceeași frecvență și aceeași amplitudine și se propagă pe aceeași direcție, în sensuri opuse.

Așa cum este cunoscut din teoria undelor, când două unde cu amplitudini egale și aceeași frecvență se propagă pe aceeași direcție în sensuri opuse, din interferența lor rezultă o undă care apare ca și cum ar fi imobilă în spațiu – o undă staționară (figura 2.8).

Fig. 2.8 Formarea unei unde staționare din interferența a două unde ce se propagă în sensuri opuse

În figura 2.8, curbele reprezintă limita de oscilație a punctelor de pe traiectoria undelor; astfel, punctele care oscilează cu amplitudine minimă (nulă) se numesc noduri, iar cele care oscilează cu amplitudine maximă se numesc ventre

Distanța dintre două noduri consecutive sau cea dintre două ventre consecutive este jumătate din lungimea de undă a undelor care interferă.

Într-un laser, cavitatea optică este creată între cele două oglinzi de la extremitățile mediului activ. Aceste oglinzi au două roluri:

măresc lungimea mediului activ, prin reflexiile multiple ale fasciculului laser între ele;

determină condițiile la limită pentru câmpul electromagnetic în cavitatea laser .

O cavitate cu două oglinzi se numește rezonator Fabry-Perot. Axa ce unește centrele acestor oglinzi, perpendiculară pe ele, se numește axa optică a laserului. Fasciculul laser este emis în exterior pe direcția axei optice.

În cavitatea laser, unda electromagnetică, este reflectată între oglinzi, astfel că, în orice moment, două unde de aceeași frecvență și amplitudine se propagă în sensuri opuse, ceea ce constituie condiția pentru producerea unei unde staționare.

Întrucât prin reflexii multiple, la un moment dat, în cavitate nu se găsesc doar două unde, pentru formarea unei unde staționare prin reflexii multiple, trebuie ca diferența de fază dintre undele reflectate consecutiv să fie constantă. Acest lucru este asigurat dacă drumul optic de la o oglindă la cealaltă este un multiplu întreg al lungimii de undă.

Cum distanța dintre oglinzi (L) este constantă, lungimile de undă posibile, care creează unde staționare, trebuie să îndeplinească condiția:

m = (2. 24)

unde L este lungimea cavității optice, m numărul (ordinul) modului, care este egal cu numărul semilungimilor de undă cuprinse în interiorul cavității optice și m lungimea de undă a modului m.

Primul mod conține o semilungime de undă, al doilea mod două semilungimi de undă și așa mai departe.

Lungimea de undă a modului laser (m) este măsurată în mediul activ. În substanță, lungimea de undă (m) a unei unde este egală cu:

m = (2. 25)

unde 0 este lungimea de undă a luminii în vid și n indicele de refracție al mediului activ. Cum viteza luminii în vid, c are expresia:

c = nmm (2. 26)

frecvența modului longitudinal este:

m = (2. 27)

Înlocuind relația (2.24) în (2.27), rezultă:

m = (2. 28)

Valoarea:

1 = (2. 29)

reprezintă primul mod de oscilație posibil pentru cavitatea optică respectivă.

Acest mod se numește mod longitudinal fundamental și lui îi corespunde frecvența fundamentală a cavității optice. 

Frecvența fiecărui mod laser este egală cu un multiplu întreg (ordinul modului, m) al frecvenței fundamentale a modului longitudinal fundamental.

Diferența dintre frecvențele modurilor consecutive, numită și distanță intermodală, este egală cu frecvența fundamentală a cavității:

 = (2. 30)

Pentru înțelegerea mai ușoară a aspectelor legate de modurile cavității laser, se poate apela la o analogie cu modurile de oscilație ale unei coarde vibrante (figura 2.9). Acestea sunt echivalente cu modurile longitudinale laser, care sunt moduri de-a lungul axei optice a laserului. Condiția necesară pentru formarea acestor unde staționare este existența unui nod la fiecare extremitate (oglindă) a cavității. 

În toate discuțiile de până acum, s-a considerat că indicele de refracție n este constant în cavitatea optică. Această presupunere înseamnă că lungimea mediului activ este egală cu lungimea cavității optice.

Există laseri în care oglinzile nu sunt plasate la extremitățile mediului activ, astfel că L1 nu este egal cu lungimea cavității, L. În astfel de cazuri, fiecare secțiune a cavității este calculată separat, cu indicele de refracție corespunzător:

M = (2. 31)

Fig. 2.9 – Primele trei moduri longitudinale într-o cavitate optică de lungime L

Moduri longitudinale în laser

Din totalitatea radiațiilor de frecvențe posibile, numai acelea care îndeplinesc o altă condiție vor putea fi emise de laser și anume acele frecvențe (moduri) sunt amplificate peste o valoare minimă, pentru depășirea absorbției. Această amplificare minimă este definită ca prag al efectului laser. Condiția de amplificare minimă înseamnă că amplificarea este egală cu pierderile, astfel încât amplificarea totală în buclă închisă (câștigul) în cavitate este A = 1.

În figura 2.10, curba amplificării în mediul activ în funcție de frecvență este reprezentată împreună cu pragul efectului laser și modurile longitudinale posibile ale laserului. Înălțimea fiecărei linii laser depinde de pierderile în buclă închisă în cavitate, inclusiv radiația emisă prin cuplajul de ieșire. Forma și proprietățile curbei amplificării sunt explicate în capitolul următor. Regiunea hașurată de sub curbă și deasupra pragului efectului laser include domeniul în care se poate produce efectul laser. Amplitudinea curbei amplificării depinde de lungimea mediului activ și de excitarea acestuia. Modurile longitudinale posibil ale laserului sunt marcate ca linii perpendiculare echidistante.

Fig. 2.10 – Curba amplificării unui laser

Condiția de formare a undelor staționare pentru moduri longitudinale este determinată de lungimea cavității și indicele său de refracție. În figura 2.10, numai 5 frecvențe dintre cele permise în cavitate, sunt deasupra pragului efectului laser, astfel că numai aceste 5 frecvențe pot exista în radiația de la ieșirea laserului. 

Numărul modurilor longitudinale optice

În figura 2.11 este prezentată distribuția spectrală a liniilor spectrale ale radiației emise de laser, descrise în figura 2.10.

În acest exemplu, la ieșire sunt permise 5 frecvențe, echidistanțate, cu valoarea numită distanță intermodală: M =.

Fig. 2.11 – Distribuția spectrală a liniilor spectrale laser

Curba amplificării (a câștigului) este o reprezentare grafică a amplificării în funcție de frecvență și ea descrie lărgimea liniei de fluorescență. Lărgimea liniei de fluorescență, L a unui laser este lărgimea curbei amplificării la jumătate din amplitudine. Ea determină lărgimea maximă a tuturor liniilor spectrale laser emise. Numărul aproximativ al modurilor laser posibile, N este dat de raportul dintre lărgimea liniei de fluorescență și distanța dintre două moduri consecutive:

N = (2. 32)

Modul în care se poate controla numărul modurilor longitudinale într-un laser este prin controlul lungimii cavității laser . Acesta poate fi făcut în două feluri:

prin variația lungimii cavității deplasând fizic oglinzile în altă poziție

prin dublarea lungimii cavității, ceea ce reduce la jumătate distanța între modurile longitudinale consecutive, deci numărul modurilor laser posibil sub curba de fluorescență se dublează.

Este evident că un singur mod laser poate fi obținut prin reducerea lungimii cavității, astfel încât sub curba de fluorescență, cu condiția A > 1, va rămâne un singur mod longitudinal. La o astfel de operare a laserului, în condiția monomod, distanța exactă dintre oglinzi este critică, deoarece, dacă nu sunt moduri care să îndeplinească condițiile, efectul laser nu are loc. Dezavantajul acestei metode este că o lungime scurtă a cavității limitează puterea de ieșire a laserului.

Adăugarea unei oglinzi suplimentare în cavitatea laser (figura 2.12) este o metodă care determină obținerea concomitentă a două lungimi ale cavității: L1, și L2. Lungimea L1 este aleasă astfel încât un singur mod longitudinal se va găsi sub curba de fluorescență a laserului. Laserul ca sistem, trebuie să îndeplinească condițiile de funcționare pentru ambele cavități. Acest aranjament necesită poziții strict stabile pentru oglinzi și este utilizat ori de câte ori este necesară obținerea unei puteri mari la operarea monomod, în special în laserii cu corp solid. 

Fig. 2.12 – Funcționarea unui laser monomod cu 3 oglinzi

Diferența dintre modurile longitudinale consecutive

Importanța modurilor optice longitudinale ale laserului este determinată de aplicația specifică în care este utilizat acesta.

În majoritatea aplicațiilor de putere, pentru prelucrarea materialelor sau chirurgie medicală, laserul este utilizat ca un mijloc pentru transferul energiei spre țintă. Din această cauză, numărul modurilor longitudinale laser nu are nici o importanță.

În aplicațiile unde interferența radiației electromagnetice este importantă, de exemplu în holografie, sau măsurări interferometrice, modurile longitudinale sunt foarte importante. În aceste aplicații, lungimea de coerență a radiației este o proprietate importantă și ea este determinată de lărgimea liniei spectrale a radiației laser (invers proporțională cu ea). În aceste aplicații, este utilizat un laser monomod și se folosesc tehnici speciale de reducere a lărgimii liniei, crescând astfel lungimea de coerență. În aplicații spectroscopice și fotochimice, este necesară o lungime de undă foarte bine definită. Aceasta se poate obține prin operarea laserului în regim monomod și controlul lungimii cavității, astfel încât acest mod să opereze exact la lungimea de undă necesară. Structura modurilor longitudinale laser este critică pentru aceste aplicații.

Când sunt necesare pulsuri scurte de mare putere, este utilizată operarea în „mode locking” (blocare a modului). Acest proces determină interferența constructivă între toate modurile din cavitatea laser . Pentru aceste aplicații, structura modurilor longitudinale laser este importantă. 

Deși majoritatea laserilor lucrează în regimul multimod, ei sunt considerați ca surse monocromatice, deoarece diferența între lungimile de undă ale modurilor longitudinale consecutive este foarte mică. De exemplu, pentru un laser cu of He-Ne cu lungimea cavității de 50 cm, dacă lungimea de undă a modului m este exact m = 632,8 nm, lungimea de undă modului m + 1 este m+1 = 632,7996 nm și diferența dintre lungimile de undă ale modurilor longitudinale consecutive este deci 410–13 m. O astfel de diferență foarte mică permite aproximația care se face practic prin considerarea radiației laser ca radiație monocromatică.

Moduri transversale în laser

În discuțiile anterioare a fost examinată distribuția intensității radiației de-a lungul axei optice a laserului. Modurile longitudinale au fost descrise ca unde staționare între oglinzile laserului.

Fig. 2.13 – Moduri electromagnetice transversale în laser

Este importantă însă și analiza distribuției transversale a intensității radiației, într-o secțiune transversală a fasciculului, perpendicular pe axa optică a laserului. Aceste moduri transversale sunt determinate de lărgimea cavității, care permite formarea câtorva moduri transversale în cavitatea laser.

O ușoară nealiniere a oglinzilor laserului determină lungimi diferite ale drumului pentru diferite „raze” în cavitate. Astfel, distribuția intensității nu este o distribuție gaussiană perfectă. În secțiune transversală, radiația laser are o distribuție specific, în regiuni de intensitate mare și regiuni cu intensitate nulă. Figura 2.13 prezintă distribuția de energie a primelor câteva moduri electromagnetice transversale. Zonele întunecate marchează locurile unde radiația laser are intensitate maximă. Forma distribuției energiei în secțiunea transversală a fasciculului reprezintă modurile transversale electromagnetice (TEM).

Fiecare mod transversal (TEM) este marcat cu doi indici: TEMmn, unde m și n sunt numere întregi. Considerând că fasciculul se propagă de-a lungul axei Oz, m reprezintă numărul punctelor de iluminare nulă (între regiunile luminoase) de-a lungul axei Ox și n este numărul punctelor de iluminare nulă (între regiunile luminoase) de-a lungul axei Oy.

Este un mod transversal care nu se potrivește acestei clasificări și el are un nume special (conform formei sale) datorită importanței sale: „bagel”. El este compus din modurile TEM01 și TEM10 oscilând împreună (figura 5.6.i).

Cavități optice specifice laserilor

În orice cavitate laser sunt cel puțin două oglinzi la capetele acesteia. Aceste oglinzi sunt plasate față în față și centrele lor se află pe axa optică a laserului. Distanța între oglinzi determină lungimea cavității optice a laserului, L. Sunt diferite forme de oglinzi, cu diferite distanțe între ele. O cavitate optică specifică este determinată de mediul activ utilizat, de puterea optică în el și de aplicația specifică.

Câteva importante definiții pentru cavitatea optică sunt prezentate în continuare.

Cavitate optică – Cavitate laser – Regiunea dintre oglinzile de la capătul laserului.

Axă optică – Linia imaginară ce trece prin centrul oglinzilor și perpendiculară pe ele.

Apertură – Factor ce limitează diametrul fasciculului în cavitatea laser . De regulă, apertura este determinată de diametrul mediului activ, dar în unii laseri este introdusă o fantă circulară mică (pinhole) în cavitatea laser pentru a limita diametrul fasciculului.

Pierderi în cavitatea optică – Includ toate radiațiile ce lipsesc la ieșirea laserului

Pierderile în cavitatea optică pot fi determinate de:

nealinierea oglinzilor laserului – când oglinzile cavității nu sunt aliniate exact perpendicular pe axa laserului și paralel una cu cealaltă, radiația în cavitate nu va fi confinată la reflexiile între oglinzi.

absorbția, dispersia și pierderile în elementele optice – cum elementele optice nu sunt ideale, fiecare interacție cu un element optic în cavitate determină anumite pierderi.

difracția – la fiecare trecere a fasciculului laser printr-o apertură limitatoare, acesta se difractă.

Orice cavitate optică are două oglinzi cu razele de curbură R1 și R2. Doi parametri determină structura cavității optice:

volumul modului laser în interiorul mediului activ.

stabilitatea cavității optice.

În continuare sunt descrise principalele tipuri de cavități optice:

Cavitate optică plan-paralelă

Figura 2.14 descrie cavitatea optică plan-paralelă.

Fig. 2.14 – Cavitate optică plan-paralelă

La ambele capete sunt oglinzi plane (R1 =  , R2 =  ), paralele una cu alta și perpendiculare pe axa optică a laserului.

Avantaje:

Utilizarea optimă a întregului volum al mediului activ. Ca urmare, este utilizată în laseri în pulsuri, care necesită energie maximă.

Nefocalizarea radiației laser în cavitatea optică. În laserii de mare putere, o astfel de focalizare poate determina străpungerea electrică sau deteriorarea elementelor optice.

Dezavantaje:

Pierderi mari prin difracție.

Foarte mare sensibilitate la nealiniere și, ca urmare foarte dificil de lucrat cu astfel de laseri.

Cavitate circulară concentrică (sferică)

Figura 2.15 descrie cavitatea optică circulară concentrică. La ambele capete se află oglinzi sferice cu aceeași rază. Distanța între vârfurile oglinzilor este egală cu dublul razei de curbură a fiecăreia (R1 = R2 = L/2). Acest aranjament determină focalizarea fasciculului în centrul cavității.

Proprietățile acestei cavități sunt opuse acelora ale cavității plan-paralele.

Fig. 2.15 – Cavitate circulară concentrică

Avantaje:

Foarte mică sensibilitate la nealiniere. Astfel, alinierea este foarte ușor de făcut.

Pierderi mici prin difracție.

Dezavantaje:

Utilizarea limitată a volumului mediului activ. Se utilizează în pompajul optic al laserilor cu regim continuu cu coloranți. În acești laseri, colorantul lichid curge în regiunea de focalizare a fasciculului (direcția de curgere este perpendiculară pe axa optică a laserului). Astfel, pentru pompaj este utilizată o foarte mare densitate de putere.

Focalizare maximă a radiației laser în cavitatea optică. O astfel de focalizare poate determina străpungerea electrică sau deteriorarea elementelor optice.

Cavitate confocală

Această cavitate este un compromis între cavitățile optice plan-paralel și cele circulare. La capetele mediului activ sunt oglinzi sferice cu aceeași rază. Distanța între vârful oglinzilor este egală cu raza of curbură a fiecăreia dintre ele (R1 = R2 = L). Acest aranjament determină o mult mai slabă focalizare a fasciculului în centrul cavității.

Fig. 2.16 – Cavitate optică confocală

Avantaje:

Slabă sensibilitate la nealiniere, deci simplu de aliniat.

Pierderi prin difracție mici.

Focalizare nu prea mare în cavitate.

Utilizare medie a volumului mediului activ.

Principala diferență între cavitatea confocală și cavitatea sferică este aceea că în cavitatea confocală, focarul fiecărei oglinzi este în centrul cavității, în timp ce în cavitatea sferică, centrul de curbură al oglinzilor este în centrul cavității.

Cavitate cu raza de curbură a oglinzilor mai mare decât lungimea cavității

Această cavitate este un compromis mai bun decât cavitata confocală între cavitățile optice plan-paralelă și circulară. Oglinzile sferice au razele de curbură mari (nu neapărat egale). Distanța între vârfurile oglinzilor este mult mai mică decât raza de curbură a fiecăreia (R1 , R2 >> L). Acest aranjament determină o focalizare mult mai mică a fasciculului în centrul cavității.

Fig. 2.17 – Cavitate cu raza de curbură a oglinzilor mai mare decât lungimea cavității

Avantaje:

Sensibilitate medie la nealiniere.

Pierderi prin difracție medii.

Focalizarea fasciculului medie în cavitate.

Bună utilizare a volumului mediului activ

Cavitate emisferică

Cavitatea este creată de o oglindă plană și o oglindă sferică cu raza de curbură egală cu lungimea cavității.

Fig. 2.18 – Cavitate emisferică

Această cavitate este similară ca proprietăți cavității optice circulare, cu avantajul prețului scăzut al oglinzii plane.

Majoritatea laserilor cu He-Ne utilizează această cavitate care are pierderi prin difracție mici și este relativ ușor de aliniat.

Avantaje:

Slabă sensibilitate la nealiniere.

Pierderi prin difracție mici.

Cavitate emisferică cu lungime mai mare decât raza de curbură

Fig. 2.19 – Cavitate emisferică cu lungime mai mare decât raza de curbură

Cavitatea este creată de o oglindă plană și o oglindă sferică cu raza de curbură mulz mai mare decât lungimea cavității.

Această cavitate este similară în proprietăți cu cavitatea confocală, cu avantajul prețului scăzut al oglinzii plane.

Rezonator instabil

Un exemplu pentru o astfel de cavitate este aranjamentul convex-concav de oglinzi sferice din figura 2.20.

Fig. 2.20 – Exemplu de cavitate instabilă

Oglindă concavă este mare și raza sa de curbură este mai mare decât lungimea cavității. Oglinda convexă este mică și raza sa de curbură este mică. Într-o astfel de cavitate nu este creată nici o structură de unde staționare. Radiația nu se propagă pe același drum între oglinzi. Centrul de curbură al ambelor oglinzi este comun.

Avantaje:

Volum mare al modurilor în mediul activ.

Toată puterea din interiorul cavității este emisă în afara laserului.

Radiația laser este emisă în exteriorul laserului în jurul marginilor oglinzii mici. Această cavitate este utilizată în laseri de mare putere, care nu pot utiliza cuplajul de ieșire standard.

Dezavantaje:

Forma fasciculului are o „gaură” în mijloc.

Criteriul stabilității cavității

O cavitate stabilă este o cavitate în care radiația este captată în interiorul cavității, creând unde staționare în timpul propagării fasciculului între oglinzi. Geometria cavității determină dacă cavitatea este stabilă sau nu. Este posibilă utilizarea unui rezonator instabil numai dacă mediul activ are o amplificare mare, deoarece fasciculul trece prin mediul activ de mai puține ori decât în cavitatea stabilă. Pentru determinarea stabilității unei cavități, trebuie definit un criteriu de stabilitate.

Mai întâi, este definit un parametru geometric pentru fiecare oglindă:

(2. 33)

O reprezentare grafică a parametrilor geometrici este descrisă în figura 2.21.

Fig. 2.21 – Reprezentare grafică a parametrilor geometrici

O cavitate este stabilă dacă:

0 < g1g2 < 1 (2. 34)

Fig. 2.22 – Diagrama de stabilitate a cavităților laser

Criteriul de stabilitate pentru cavitatea laser este deci relația (2.34). Se poate da și o reprezentare grafică a acestui criteriu. În diagrama de stabilitate (figura 2.22), parametrii geometrici ai oglinzilor sunt the axele Ox și Oy.

În diagrama de stabilitate, regiunea hașurată marchează aria de stabilitate. Aceasta este delimitată de două arce de hiperbolă, definite de criteriul de stabilitate. Pe diagramă sunt marcate câteva cavități mai des întâlnite.

O cavitate este stabilă dacă centrul de curbură al uneia dintre oglinzi, sau poziția oglinzii însăși, dar nu amândouă, sunt între a doua oglindă și centrul său de curbură.

Pentru cavități aflate la marginea regiunii de stabilitate, produsul g1g2 este egal cu 0 sau 1.

Tipuri de laseri

Laserii pot fi clasificați în trei categorii principale: laseri cu emisie continuă (continuous wave – CW), laseri cu emisie în pulsuri și laseri ultrarapizi. Unele materiale, cum sunt rubinul și excimerii cu gaze rare și halogeni (ArF, XeCl) susțin acțiunea laser pentru doar o scurtă perioadă. Dacă durata pulsului este suficient de mare (~ s), construcția laserului este similară cu cea a unui laser CW. Totuși, mulți laseri în pulsuri sunt proiectați pentru o durată a pulsului de câteva ns. În acest caz, lumina nu poate face multe cicluri de propagare între oglinzile cavității în decursul unui puls. Cavitățile rezonante utilizate în laserii CW nu pot controla astfel de laseri. Pulsul se stinge înainte de obținerea condițiilor de echilibru. Astfel, deși în laserii în pulsuri se utilizează în continuare două oglinzi, pentru definirea direcției de amplificare maximă, acestea nu acționează ca o cavitate rezonantă. În acest scop, metoda uzuală de control și acord al lungimii de undă este o rețea de difracție.

Unii laseri în pulsuri, cum este laserul cu Nd:YAG (neodymium yttrium aluminum garnet), care utilizează ca mediu activ ioni de neodim (Nd), plasați într-un mediu gazdă, alcătuit dintr-un granat de ytriu și aluminiu, poate fi operat cu un dispozitiv intracavitar, numit Q-switch, care acționează ca un obturator optic rapid. Lumina nu poate trece prin el decât dacă este activat, de obicei printr-un puls de înaltă tensiune. Inițial, obturatorul este închis. La momentul oportun, el este deschis și energia înmagazinată în mediul activ este emisă sub forma unui puls foarte scurt. Acest mod de operare poate scurta durata unui puls normal de câteva ordine de mărime. Puterea de vârf a laserului în pulsuri este proporțională cu energia pulsului raportată la durata acestuia. Din această cauză, modul de operare Q-switching poate determina creșterea puterii de vârf cu câteva ordine de mărime. Puritatea lungimii de undă a laserilor Q-switched este dificil de controlat, datorită combinației de putere de vârf foarte mare și durata foarte scurtă a pulsului. Pentru rezolvarea acestei probleme, adesea este pus în serie cu unul, sau mai multe amplificatoare, un oscilator de mică putere, bine controlat.

Laserii CW pot produce mai multe moduri longitudinale. Dacă cavitatea este pulsatorie sau oscilantă, este posibilă blocarea acestor moduri împreună (mode-lock). Interferența  rezultată face ca undele luminoase ce se propagă în cavitate să se comaseze într-un puls foarte scurt (un pachet de unde). De fiecare dată când acest puls ajunge la cuplajul de ieșire, laserul emite o parte din acest puls. Frecvența de repetiție a pulsurilor este determinată de timpul necesar pulsului pentru a parcurge o dată cavitatea. Cu cât interferă mai multe moduri, cu atât este mai scurdă durata pulsului. Aceasta este invers proporțională cu banda amplificării mediului activ laser. Materialele utilizate de obicei pentru laserii acordabili, care produc pulsurile mode-locked cele mai scurte sunt de tipul safir dopat cu titan. Se pot obține astfel pulsuri cu durata de ordinul a 20 fs, cu frecvența pulsurilor de 100 MHz și puteri de vârf până la 1 MW.

Dispozitive emițătoare de radiație electromagnetică

Diode luminescente

Dioda luminescentă (numită și LED) are la baza funcționării sale fenomenul de electroluminescență, care constă în emiterea de radiație luminoasă sub acțiunea curentului electric. Dispozitivul este deci o diodă semiconductoare în care joncțiunea p – n este polarizată direct cu o tensiune suficientă pentru a excita electronii din banda de valență, astfel ca apoi, prin tranziția din banda de conducție sau de pe nivelurile de impurități în banda de valență sau pe nivelurile de impurități, să se producă fenomenul de recombinare radiativă. Este necesar ca aceasta să se producă cu o probabilitate suficient de mare (în comparație cu recombinările neradiative) pentru a se obține un randament de conversie a energiei electrice în energie luminoasă suficient de bun. Cele mai bune materiale semiconductoare, din acest punct de vedere, sunt cele compuse, de tipul SiC și de tipul III-V, cum sunt GaAs, GaP. Pentru ca radiația emisă să fie în domeniul vizibil, este necesar ca diferența dintre nivelurile energetice între care ale loc tranziția electronilor să fie mai mare decât 1,7 eV. Lărgimea benzii interzise a GaAs este de 1,43 eV, ceea ce face ca radiația emisă în acest caz să fie în domeniul infraroșu ( = 920 nm), în timp ce lărgimea benzii interzise a GaP este de 2,1 eV, astfel încât radiația emisă este în domeniul vizibil, verde ( = 560 nm). Dacă se realizează o soluție solidă a celor două materiale, se pot obține radiații de diferite culori, întrucât lărgimea benzii interzise depinde de proporția celor două materiale în soluție. Câteva exemple sunt date în tabelul 6.2.

Tabel 6.2 – Domeniul spectral de emisie al unor semiconductori

Deși domeniul spectral în care emit diodele luminescente este îngust, lumina emisă nu este totuși monocromatică, lărgimea benzii emise fiind destul de mare. Parametrii electrici mai importanți ai diodelor luminescente sunt:

tensiunea de deschidere a joncțiunii p-n polarizate direct (1,2 ÷ 3 V)

curentul maxim (10 ÷ 50 mA)

tensiunea inversă admisă (3 ÷ 10 V)

Pentru ca dioda să emită lumină, ea trebuie polarizată direct, prin înserierea unui rezistor de limitare a curentului.

O diodă luminescentă este în esență o diodă tipică cu joncțiune p-n, realizată dintr-un semiconductor cu bandă interzisă directă, de exemplu GaAs, în care recombinarea unei perechi electron-gol are drept rezultat emisia unui foton. Energia fotonului emis, h, este aproximativ egală cu energia corespunzătoare lărgimii benzii interzise, Eg

Fig. 6.13 – Diagrama structurii benzilor energetice a unei joncțiuni p-n (zona n puternic dopată); a) – joncțiune nepolarizată; b) – joncțiune polarizată direct

Figura 6.13.a prezintă diagrama benzilor energetice pentru o joncțiune nepolarizată, în care zona n este mai puternic dopată decât zona p. Nivelul Fermi, EF, este constant în toată joncțiunea, rezultat al condiției de echilibru când joncțiunea nu este polarizată. Regiunea de sărăcire (stratul de baraj) se extinde în majoritate în zona p. Apare o barieră de potențial, eV0, de la EC în zona n la EC în zona p, unde V0 este așa-numitul potențial de contact, determinat de câmpul electric intern al stratului de baraj. Această barieră de potențial împiedică difuzia electronilor din zona n în zona p.

Dacă se aplică o tensiune de polarizare directă, V, potențialul de contact se reduce la V0 – V, ceea ce permite mai multor electroni din zona n să difuzeze în zona p, adică aceștia sunt injectați în zona p, așa cum se poate vedea în figura 6.13.b. Componenta injecției de goluri din zona p în zona n este mult mai mică decât cea a injecției de electroni. Recombinarea electronilor injectați în regiunea de sărăcire și în interiorul unui volum ce se extinde pe o distanță egală cu lungimea de difuzie a electronilor în zona p are ca rezultat emisia fotonilor. Fenomenul de emisie a luminii din recombinarea perechilor electron-gol ca rezultat al injecției purtătorilor minoritari se numește electroluminescență de injecție.

Tabel 6.3 – Diferite materiale semiconductoare, lungimile de undă de emisie, randamente externe tipice. (D = bandă interzisă directă, I = bandă interzisă indirectă)

Datorită naturii statistice a proceselor de recombinare dintre electroni și goluri, fotonii sunt emiși în direcții aleatoare; ei rezultă din procese de emisie spontană. Structura unei LED trebuie să fie astfel încât fotonii emiși să poată ieși din dispozitiv fără a fi reabsorbiți de materialul semiconductor. Aceasta înseamnă că zona p trebuie să fie suficient de îngustă, sau trebuie utilizate dispozitive cu heterostructură.

Randamentul extern, ext, al unei LED măsoară eficiența conversiei energiei electrice în energie luminoasă emisă în exterior. El include randamentul intern al proceselor de recombinare radiativă, int și eficiența extracției fotonului din dispozitiv. Puterea electrică de intrare a unei LED este, evident dată de produsul dintre curentul I prin diodă și tensiunea de polarizare a acesteia (IV). Dacă Pout este puterea optică emisă de dispozitiv, atunci randamentul extern este Pout/(IV); unele valori tipice sunt date în tabelul 6.3. Pentru semiconductorii cu bandă interzisă indirectă ext este în general mai mic decât 1%, în timp ce pentru semiconductorii cu bandă interzisă directă, cu o structură corectă, ext poate fi considerabil mai mare (> 10%). Tabelul 6.3 prezintă domeniile tipice ale lungimilor de undă ale diferitelor tipuri de LED.

O heterojoncțiune este o joncțiune între două semiconductoare cu lărgimea benzii interzise diferită. Pentru a se obține o creștere a intensității luminii emise, LED-urile sunt construite în structuri de duble heterojoncțiuni. Figura 6.14.a prezintă un dispozitiv cu doublă heterostructură, alcătuit din două joncțiuni între materiale semiconductoare diferite, cu lărgimi ale benzii interzise diferite. În acest caz, semiconductorii sunt AlGaAs, cu Eg ≈ 2 eV și GaAs, cu Eg ≈ 1,4 eV. Dubla heterostructură din figura 6.14.a are o heterojoncțiune între zona n-AlGaAs și zona p-GaAs. O a doua heterojoncțiune se formează între zona p-GaAs și zona p-AlGaAs. Zona p-GaAs este un strat subțire, tipic o fracțiune de micron și este dopată slab.

O diagramă simplificată a structurii energetice a dispozitivului în absența unei tensiuni de polarizare este prezentată în figura 6.14.ab. Nivelul Fermi EF este continuu în întreaga structură. Bariera de potențial eV0 pentru electronii din BC a zonei n-AlGaAs se opune difuziei acestora în zona p-GaAs. La joncțiunea dintre zona p-GaAs și zona p-AlGaAs apare un salt ∆EC în valoarea lui EC. Acest salt este efectiv o barieră de potențial care împiedică orice electron din BC a zonei p-GaAs să treacă în BC a zonei p-AlGaAs. (există, de asemenea și un salt ∆EV, dar este mic și nu este reprezentat în figură).

Când este aplicată o tensiune de polarizare directă, cea mai mare parte a acesteia cade între zona n-AlGaAs și zona p-GaAs și reduce bariera de potențial eV0, exact ca la joncțiunea p-n normală. Aceasta permite electronilor din BC a zonei n-AlGaAs să fie injectați în BC a zonei p-GaAs (figura 6.14.c). Acești electroni sunt totuși confinați (captați), în BC a zonei p-GaAs, întrucât aici este o barieră de potențial, ∆EC, între zonele p-GaAs și p-AlGaAs.

Straturile cu bandă interzisă largă p-AlGaAs acționează ca straturi de confinare, care limitează accesul electronilor injectați doar în stratul p-GaAs. Recombinarea electronilor injectați cu golurile deja prezente în acest strat p-GaAs are drept rezultat emisia spontană de fotoni. Stratul p-GaAs este numit strat activ, deoarece acesta este stratul în care este generată lumina. Cum lărgimea benzii interzise a AlGaAs este mai mare decât a GaAs, fotonii emiși nu vor fi reabsorbiți la ieșirea din stratul activ și astfel pot ajunge la suprafața dispozitivului (figura 6.14.d).

Fig. 6.14 – a) – Heterostructură dublă a unei LED; o diodă cu heterostructură dublă are două joncțiuni care se formează între doi semiconductori cu lărgime a benzii interzise diferită (GaAs și AlGaAs); b) – diagramă simplificată a structurii de benzi energetice; c) – polarizare directă; d) – ilustrare schematică a fotonilor care nu se recombină în stratul AlGaAs și sunt emiși în exteriorul dispozitivului

Spectrul radiației emise este determinat de spectrul energetic al electronilor din BC și de cel al golurilor din BV în regiunea activă. Cum acesta este în ambele cazuri de ordinul 2kT (unde k este constanta Boltzmann și T temperatura absolută), lărgimea liniei spectrale a emisiei corespunde unui spectru energetic de câțiva kT. La creșterea temperaturii, lărgimea liniei, ∆λ, devine mai mare și maximul emisiei se deplasează spre lungimi de undă mai mari, deoarece lărgimea benzii interzise, Eg scade cu temperatura (figura 6.15)

Fig. 6.15 – Spectrul de emisie al unei LED cu AlGaAs (valori normalizate față de maximul de emisie la 25°C)

Laseri cu semiconductori

Laserii cu semiconductori ocupă în prezent aproximativ 70% din piața totală a laserilor, ceea ce înseamnă că ei prezintă avantaje importante, dar și limitări care îi împiedică să ocupe totalitatea pieței.

Trăsăturile specifice ale laserilor cu semiconductori pot fi rezumate simplu astfel:

• densitatea atomilor activi este cea a substanței condensate și nu cea a atomilor dopanți, ai unui lichid sau ai unui gaz. Această densitate asigură amplificări gigantice și construcția unor dispozitive compacte;

• mecanismul de conversie electron-foton est foarte eficace, ca urmare a controlului eficient al fabricării heterostructurilor semiconductoare, de o mare puritate, fără defecte. În consecință, randamentul este foarte mare, putând atinge 70%;

• fabricarea de natură colectivă a dispozitivelor (consecință, de asemenea, a compactității lor) de către industria semiconductorilor duce la costuri de producție mici, într-o spirală vertiginoasă odată cu dezvoltarea pe scară largă a pieței;

• diferitele materiale accesibile și ingineria structurii benzii interzise permit realizarea laserilor de lungimi de undă corespunzătoare într-o anumită gamă; se dispune astfel pe piață de laseri cu semiconductori cu lungimi de undă între roșu și infraroșu până la 2 m și chiar în domeniul albastru, sau infraroșul mediu;

În ce privește limitările lor, laserii cu semiconductori sunt laseri de energie mică, explicată natural prin compactitatea dispozitivelor și puterea limitată pe care o pot suporta într-un volum atât de mic, pe de o parte și, pe de altă parte, printr-un timp de viață radiativ scurt și deci o incapacitate de a stoca energie.

Alte puncte slabe ale laserilor cu semiconductori sunt, pe de o parte calitatea mediocră a fasciculului (în comparație cu cea de la laserii cu solid sau gaz) și, pe de altă parte, domeniile de lungime de undă încă puțin acoperite de diodele laseri: în primul rând, verde, albastru sau UV, domenii spectrale în care performanțele laserilor cu semiconductori sunt încă slabe.

În privința perspectivelor, diodele laser sunt încă departe de a-și demonstra toate posibilitățile. Cucerirea noilor domenii spectrale face obiectul unei cercetări foarte intense pentru aplicații de stocarea informației, imprimarea laser, sau de imagistică laser. Această cercetare est dificilă, căci emisia în domeniul albastru presupune utilizarea semiconductorilor cu bandă interzisă mare (cum este GaN), mai puțin stăpânită decât cea a semiconductorilor depuși pe GaAs sau InP. De cealaltă parte a spectrului, în IR mediu, materialele pe bază de antimoniu prezintă performanțe în creștere rapidă pentru lungimi de undă situate între 2 et 3 m. Dincolo de acest domeniu, laserii în cascadă cuantică, apăruți recent, oferă o gamă foarte extinsă de lungimi de undă accessibile, între 4 et peste 15 m.

Efectul laser poate fi obținut, în anumite condiții, și în materialele semiconductoare, în care inversia de populație se realizează fie prin pompaj optic, fie prin pompaj cu fascicul de electroni, fie electric.

Pompajul optic este utilizat pentru obținerea inversiei de populație într-un semiconductor cu care este dificil să se realizeze o joncțiune p-n și el se realizează prin iradierea semiconductorului respectiv (omogen) cu o radiație provenită de la un alt laser, când are loc în semiconductor generarea optică de perechi electron-gol. Astfel, un semiconductor omogen InSb, excitat cu radiație provenită de la un laser GaAs cu joncțiune, cu  = 840 nm, emite o radiație laser cu  = 5300 nm iar un semiconductor omogen CdSe, excitat cu radiație cu  = 632,8 nm, provenită de la un laser cu He-Ne, emite o radiație laser cu  = 690 nm.

Efect laser se poate obține și prin bombardarea unui semiconductor cu un fascicul de electroni de energie mare (~ 200 keV), metodă folosită în special pentru semiconductori cu o lărgime a benzii interzise mare (ZnS, CdS), care, evident, vor genera radiație laser cu frecvență mare, în domeniul ultraviolet.

Inversia de populație realizată pe cale electrică se poate produce în două moduri: prin ionizare prin ciocniri în câmp electric intens sau prin injecție la zona de contact.

Este cunoscut faptul că, sub acțiunea unui câmp electric intens, purtătorii de sarcină electrică liberi sunt accelerați, căpătând suficientă energie pentru a genera alte perechi de purtători, astfel având loc o multiplicare în avalanșă a purtătorilor care se recombină radiativ. Utilizând structuri de tip pp+p din GaAs, se poate obține o radiație laser plasând structura într-o cavitate Fabry-Perot. Radiația este emisă prin recombinarea coerentă în zona p+ a electronilor generați prin multiplicarea în avalanșă în zona p de rezistivitate mare.

A doua metodă de realizare a inversiei de populație pe cale electrică, aceea de injecție la zona de contact, se poate obține în joncțiuni p-n polarizate direct, în structuri metal-semiconductor, sau în structuri MOS.

Laserul cu joncțiune p-n sau dioda laser este un dispozitiv realizat dintr-o joncțiune p-n cu dopare puternică în ambele regiuni. Polarizând direct joncțiunea, în zona stratului de baraj se produce o inversie de populație.

Laserul cu semiconductor se deosebește esențial de alte tipuri de laser, prin următoarele caracteristici:

tranzițiile radiative au loc în laserul cu semiconductor nu între niveluri energetice discrete, ca la ceilalți laseri, ci între benzi energetice, în funcție de structura de benzi a semiconductorului;

dimensiunile geometrice ale laserului cu semiconductor sunt foarte mici;

caracteristicile spectrale și spațiale ale fasciculului laser emis de un laser cu semiconductor depind substanțial de proprietățile materialului semiconductor utilizat; monocromaticitatea radiației laser este mai puțin pronunțată, coerența și direcționalitatea fasciculului fiind de asemenea mai slabe față de alte tipuri de laseri.

Diode laser

Condiția necesară pentru ca un semiconductor să devină o sursă de radiație stimulată este aceea ca să se realizeze situația de inversie de populație, adică situația în care numărul de electroni aflați în stări energetice superioare, din banda de conducție, să fie mai mare decât numărul electronilor aflați în stări energetice cu energie mai joasă, situate în banda de valență.

Așa cum s-a arătat anterior, pentru a obține inversia de populație, se utilizează diferite metode, dintre care cea mai des utilizată este aceea de excitare prin injecția purtătorilor în joncțiunea p – n.

Pentru construcția diodelor laser (laseri cu semiconductori funcționând prin injecție) sunt folosite materiale semiconductoare cu benzi aliniate, astfel încât să predomine tranzițiile optice directe, la care absorbția optică este puternică, deci și coeficientul de amplificare optică este mai mare în comparație cu tranzițiile optice indirecte și care, fiind procese optice de ordinul doi (în care participă și cea de-a treia particulă – un fonon sau alt centru de împrăștiere), au un coeficient de absorbție mult mai mic. Materialele cele mai folosite în acest scop sunt compușii semiconductori, mai ales de tipul AIIIBV, cum sunt: GaAs, GaP, GaAsxP1-x, InP, InAs etc., caracterizați prin tranziții optice directe.

Procesele care au loc sunt ilustrate schematic în figura 6.16, în care este reprezentată structura energetică a semiconductorului în care s-a realizat starea de inversie de populație.

Fig. 6.16 – Schema tranzițiilor într-un semiconductor

Se observă că, spre deosebire de semiconductorul aflat în stare de echilibru, la care toate stările energetice din banda de valență sunt ocupate (la 0 K) iar cele din banda de conducție sunt libere, în cazul realizării inversiei de populație, care este o stare de cvasi-echilibru la T  0 K, prin acțiunea unor factori externi banda de valență are stări energetice neocupate între nivelul Fermi, FP și limita superioară a benzii de valență, WV iar banda de conducție are stările energetice ocupate până la nivelul Fermi, Fn. Sistemul fiind în cvasi-echilibru, mult mai probabile sunt tranzițiile electronilor din banda de conducție în banda de valență, însoțite de emisia stimulată a radiației (în urma recombinării radiative, cu fotoni de energie: h Eg, decât absorbția fotonilor în semiconductor (deoarece fotonii incidenți nu au la dispoziție electroni în banda de valență pentru a-i determina să treacă în banda de conducție, nivelurile energetice din aceasta din urmă fiind deja ocupate până la nivelul Fermi, Fn. Este evident că atât gradul de inversie de populație, cât și rata de recombinare radiativă sunt cu atât mai mari, cu cât concentrația purtătorilor este mai mare, deci cu cât semiconductorul are un grad mai mare de dopare; de aceea, laserii cu semiconductori cu injecție se realizează cu joncțiuni p-n puternic dopate (până la nivelul de degenerare).

Așa cum este cunoscut, distribuția după energii a purtătorilor de sarcină în condiții de neechilibru se poate descrie cu ajutorul funcției de distribuție Fermi-Dirac, în care energia nivelului Fermi, F, este înlocuită cu energia cvasi-nivelurilor Fermi Fn, respectiv Fp, pentru electroni și, respectiv goluri, adică:

(6. 19)

(6. 20)

În relațiile 6.18 și 6.20, fC() și fV() sunt funcțiile de distribuție pentru electronii din banda de conducție și, respectiv, din banda de valență în condiții de neechilibru. Intensitatea procesului de emisie fotonică, adică intensitatea fasciculului laser, este determinată de numărul proceselor de tranziție a electronilor din stări de energie superioare (, din banda de conducție) în stările de energie inferioare ( – h, din banda de valență).

Dacă NC() și NV() reprezintă densitățile de stări energetice din banda de conducție, respectiv din banda de valență, intensitatea procesului de emisie este proporțională cu produsul dintre densitatea de stări energetice ocupate din banda de conducție, NC()fC() și densitatea de stări libere din banda de valență, NV( – h)[1 – fV( – h)]. Astfel, pentru intensitatea totală a proceselor de emisie, rezultă probabilitatea totală de emisie:

pe ~ ∫NC()fC()NV( – h)[1 – fV( – h)]d (6. 21)

Analog, pentru intensitatea totală a proceselor de absorbție, se poate scrie probabilitatea:

pa ~ ∫ NV( – h)fV( – h) NC()[1 – fC()]d (6. 22)

Expresiile 6.21 și 6.22 au același coeficient de proporționalitate, legat de probabilitățile de tranziție bandă – bandă. Pentru a avea loc fenomenul de amplificare a radiației este necesar ca pe > pa și, ca urmare, din relațiile 6.21 și 6.22, rezultă:

Fn – Fp > h (6. 23)

Relația 6.23 reprezintă condiția ca intensitatea tranzițiilor bandă-bandă cu emisie stimulată să fie mai mare decât intensitatea tranzițiilor cu absorbție de fotoni. Dacă semiconductorul conține impurități în banda interzisă (cum este cazul diodelor laser), iar nivelul energetic al impurităților reprezintă fie starea inițială fie starea finală pe care au loc tranzițiile, atunci în relația 6.23 se utilizează cvasi-nivelul Fermi pentru nivelul impurităților cu coeficientul corespunzător de degenerare.

Cel mai utilizat semiconductor pentru construcția laserilor cu injecție cu homojoncțiuni p-n este arseniura de galiu (GaAs). Construcția se realizează astfel: Se folosește un mic monocristal, cu lungimea de câteva zecimi de mm, din GaAs, de formă cubică sau paralelipipedică (figura 6.17), dopat cu impurități donoare (Se, Te etc.), în care, într-o regiune se difuzează apoi impurități acceptoare (Zn, Cd etc.), în concentrație mai mare.

Fig. 6.17 – Structura constructivă a unei diode laser

La zona de contact dintre regiunea dopată cu impurități donoare și cea în care s-au difuzat impurități acceptoare se formează homojoncțiunea p-n, structura de benzi a acesteia fiind reprezentată în figura 6.18.a. Datorită dopării puternice a ambelor regiuni, necesară obținerii unui grad ridicat de inversie de populații, această structură este asemănătoare celei a unei diode tunel, adică nivelul Fermi este situat în banda de conducție în zona n și în banda de valență în zona p. La aplicarea unei tensiuni de polarizare directă (figura 6.18. b), nivelurile Fermi în cele două regiuni se distanțează cu valoarea eV, unde V este tensiunea aplicată. Bariera de potențial a stratului de baraj scade și se produce fenomenul de injecție, care este cu atât mai intens, cu cât V este mai mare și în mod corespunzător va fi mai intens și curentul prin joncțiunea p-n.

Electronii din zona n trec prin bariera (mai scăzută) de potențial în zona p, în stările libere din banda de valență, ceea ce determină emisia fotonilor cu energia h. Recombinarea purtătorilor cu emisie spontană sau stimulată de radiație are loc cu o probabilitate mare dacă în vecinătatea aceluiași punct se realizează concentrații mari de purtători de neechilibru, așa cum se întâmplă și în cazul fenomenului de injecție în regiunea de sarcină spațială (stratul de baraj). Ca urmare, recombinarea radiativă are loc chiar în această regiune de sarcină spațială. În această regiune, electronii care difuzează într-un sens se recombină cu golurile care difuzează în sens invers, în urma acestui proces rezultând un flux de fotoni emiși din stratul de baraj care constituie în acest caz mediul activ laser.

Fig. 6.18 – Structura benzilor energetice în dioda laser în lipsa polarizării (a) și în prezența acesteia (b)

Grosimea stratului de baraj este în general de ordinul de mărime al lungimii de difuzie. Rata de recombinare radiativă poate fi mărită prin asigurarea condițiilor ca fotonii generați să parcurgă de mai multe ori regiunea activă în planul joncțiunii.

La curenți de injecție mici, joncțiunea se comportă ca o diodă luminescentă obișnuită, emițând o radiație necoerentă, având un interval spectral mai larg (~ 100 nm) și o divergență mare pe direcția de emisie.

La curenți de injecție mai mari, peste valoarea de prag, radiația devine coerentă, foarte intensă, cu un interval spectral îngust și cu o divergență mică a fasciculului emis, având toate calitățile unei radiații laser.

Un parametru important al laserilor cu injecție cu joncțiune p-n este randamentul cuantic intern, definit ca raportul dintre probabilitatea de recombinare radiativă, Prr și probabilitatea totală de recombinare, Prt.

(6. 24)

Prr și Prt depind de timpii de viață efectivi ai perechilor electron-gol care se recombină radiativ. Timpul total de viață efectiv este dat de:

(6. 25)

Atunci:

(6. 26)

Diodele laser produc un fascicul de calitate inferioară celor produse de alte tipuri de laseri. Acest fascicul este destul de divergent, eliptic și astigmatic. De obicei, aceste deficiențe sunt corectate prin utilizarea diferitelor sisteme optice corectoare.

Temperatura joacă un rol important în diodele laser. Lungimea de undă, puterea, zgomotul de fond al fasciculului, structura modală și timpul de viață al laserului sunt toate dependente de temperatură. Cele mai sofisticate sisteme de control activ al temperaturii conțin un dispozitiv Peltier și un ventilator încorporat. Aceste sisteme stabilizează caracteristicile spectrale, reduc zgomotul de fond al fasciculului și maximizează viața dispozitivului.

Pentru a obține efectul laser într-o joncțiune p-n, aceasta trebuie polarizată direct și adusă la un nivel de injecție suficient de mare.

Crescând curentul de injecție, se observă apariția unei emisii de radiație cu spectru larg (~ 100 nm), incoerentă și cu divergență mare pe direcția de propagare, datorată proceselor de recombinare radiativă spontană, caracteristică diodelor luminescente.

Când curentul de injecție depășește o anumită valoare, numită curent de prag, apare fenomenul de recombinare radiativă stimulată, însoțit de emisia unei radiații de tip laser.

Primele diode laser, dezvoltate la începutul anilor ’60 din secolul trecut, au fost construite cu homojoncțiuni, cu structura tipică a unei diode semiconductoare obișnuite. Ele necesitau însă un curent intens pentru menținerea inversiei de populație și căldura generată de acesta distrugea rapid dispozitivul.

Pentru reducerea curentului și căldurii degajate, menținând totodată inversia de populație, diodele laser moderne comprimă emisia stimulată într-o mică regiune. Astfel, densitatea de curent rămâne suficient de mare pentru menținerea inversiei de populație, dar curentul total nu supraîncălzește laserul. Sunt două moduri prin care se poate realiza acest lucru: creșterea densității purtătorilor de sarcină și creșterea densității puterii optice intracavitare.

Ambele metode implică tehnici sofisticate de fabricație a semiconductorilor, care au evoluat în ultimii 40 de ani. Ele permit obținerea unor structuri complexe, prin creșterea, practic moleculă cu moleculă. Astăzi, metode ca epitaxia cu fascicule moleculare și depunerea din fază de vapori metal-organic permit crearea unor structuri semiconductoare care au grosimi de numai câțiva atomi.

Un mod de a crește densitatea purtătorilor de sarcină este utilizarea unui electrod sub forma unei benzi înguste (fâșii), așa cum se poate vedea în figura următoare. În locul injectării curentului pe o arie mare a suprafeței diodei, curentul este injectat numai de-a lungul benzii înguste, rezultând o mult mai mare concentrație a purtătorilor de sarcină în diodă(figura 6.19).

Laserul confinează curentul într-o mică regiune (confinarea curentului în planul joncțiunii) și de asemenea, confinează fotonii generați perpendicular pe planul joncțiunii, datorită proiectării de tip „dublă heterostructură”. Electronii și golurile se recombină într-o regiune îngustă de grosime d și materialul are acolo un indice de refracție mai mare decât materialul de deasupra sau de sub el. Aceasta înseamnă că fotonii sunt reflectați de interfața dintre materiale, fiind deci confinați în regiunea de grosime d.

Fig. 6.19 – Diodă laser cu un electrod în forma unei fâșii înguste pentru a restricționa fluxul curentului într-o regiune îngustă și o dublă heterostructură pentru confinarea fotonilor

O metodă mai sofisticată de creștere a densității purtătorilor de sarcină implică natura cuantică a acestor purtători în regiuni foarte subțiri. Dacă dimensiunea d este foarte mică, de câțiva zeci de nanometri, efectele cuantice devin importante și purtătorii de sarcină sunt captați în această regiune subțire. Astfel de structuri se numesc gropi cuantice și sunt frecvent utilizate în laserii cu semiconductori moderni (a se vedea paragraful 6.2.7).

Lungimea de undă a radiației diodelor laser

Lungimea de undă a radiației emise de o diodă laser depinde de energia eliberată sub forma unui foton când se recombină un electron și un gol, care este egală, în principiu, cu lărgimea benzii interzise. Pentru semiconductorii compuși din două elemente (binari), lărgimea benzii interzise este fixată la o valoare dată. De exemplu, lărgimea benzii interzise a GaAs corespunde unei lungimi de undă a fotonului de 870 nm. Pentru semiconductorii compuși din trei (ternari) sau patru (cuaternari) elemente, lărgimea benzii interzise depinde de concentrația relativă a elementelor. Arseniura de galiu și aluminiu (GaAlAs) are o lărgime a benzii interzise corespunzând unor lungimi de undă ale fotonilor de la 900 la 620 nm, astfel că lungimea de undă a radiației unui laser cu GaAlAs poate fi modificată prin modificarea cantităților relative de galiu, aluminiu și arsen în cristal. Domeniul lungimilor de undă variază de la 620 la 900 nm în teorie, sau de la aproximativ 750 la aproximativ 850 nm în dispozitivele practice. Lungimi de undă mai scurte, în domeniul albastru, sau chiar în ultraviolet, se pot obține utilizând compuși pe bază de azotură de galiu.

Se pot crea semiconductori ternari și cuaternari cu lărgimi ale benzii interzise într-un domeniu larg, corespunzând fotonilor din infraroșul mijlociu (câțiva m) până în ultraviolet. Nu se pot construi însă laseri cu mulți dintre acești compuși, deoarece constanta rețelei compusului trebuie să fie foarte apropiată de cea a substratului. Arseniura de galiu (GaAs) și fosfura de indiu (InP) sunt două dintre cele mai bune substraturi și cerința de potrivire a constantei rețelei compusului cu cea a unuia dintre aceste cristale limitează lungimile de undă disponibile pentru diodele laser.

În afară de GaAlAs, laserii cu semiconductori pot fi construiți cu AlGaInP (ale cărui lungimi de undă sunt în domeniul 650 ÷ 680 nm), InGaAsP (1,1 ÷ 1,65 μm) și InGaAsSb (1,7 ÷ 4,3 μm). Mai recent, compușii GaN au permis construirea unor diode laser în domeniul albastru, sau chiar ultraviolet. Alți laseri cu semiconductori, pe bază de așa-numiții compuși cu săruri de plumb, includ PbSnTe (6 ÷ 25 μm) și PbEuSeTe (2 ÷ 4 μm).

Caracteristici ale fasciculului laser

Anumite aspecte trebuie avute în vedere când se folosește acest tip de laser, în mod special datorită anumitor imperfecțiuni ale fasciculului, dintre care două sunt mai importante:

Circularitatea

Secțiunea transversală eliptică a fasciculului este o consecință a formei rectangulare a fațetei de emisie a diodei laser. Această caracteristică nu dă posibilitatea colimării totale a fasciculului, fiind astfel posibilă doar o cvazicolimare.

Teoria optică ondulatorie arată că un fascicul trecând printr-o mică deschidere are într-o anumită direcție un unghi de divergență total, dat de relația:

(6. 27)

unde este lungimea de undă și d este dimensiunea fațetei de emisie pe direcția respectivă.

Diferența dintre x și y determină o secțiune transversală eliptică a fasciculului emis de diodele laser (figura 6.20). O caracterizare generală din acest punct de vedere este imposibilă ca urmare a diferențelor și naturii individuale a diodelor laser. În general, raportul dx/dy poate varia între 3 și 100, având în vedere că dy ~ 1 μm și dx ~ 3 ÷ 100 μm.

Fig. 6.20 – Distribuția spațială a fasciculului laser

Astigmatismul

Astigmatismul este un alt rezultat al formei rectangulare a fațetei emițătoare a diodei laser.

Fig. 6.21 – Astigmatismul fasciculului laser

Așa cum se poate vedea în figura 6.21, fasciculul emis de o mică fațetă este echivalent cu un fascicul emis de o sursă punctiformă imaginară, a cărei poziție poate fi localizată trasând prelungirile direcțiilor ce limitează fasciculul (și care fac unghiul  între ele). Se poate constata imediat că Px este localizat în spatele lui Py, deoarece x este mai mic decât y. Cu cât diferența dintre dx și dy este mai mare, cu atât distanța dintre Px și Py este și ea mai mare.

Acest fenomen este numit astigmatism, distanța dintre Px și Py fiind exprimarea cantitativă (numerică) a acestuia.

Existența astigmatismului înseamnă că atunci când se utilizează o singură lentilă convergentă, fasciculul poate fi colimat pe o singură direcție, fie direcția x fie direcția y, din cauză că Px și Py nu pot fi simultan în focarul lentilei colimatoare.

Pentru corectarea acestor imperfecțiuni, se folosesc diferite metode. Cea mai comună metodă pentru circularizarea fasciculului eliptic este utilizarea unei perechi de prisme de corecție, așa cum se poate vedea în figura 6.22. Prismele pot lărgi sau îngusta dimensiunea fasciculului pe o anumită direcție, păstrând-o neschimbată pe alte direcții. Valoarea cu care are loc lărgirea sau îngustarea fasciculului poate fi ajustată prim modificarea unghiului dintre cele două prisme. Prin ajustarea corespunzătoare a unghiului dintre prisme și utilizarea unei aperturi circulare, este posibilă circularizarea unui fascicul eliptic.

Fig. 6.22 – Circularizarea fasciculului laser cu prisme de corecție

Pentru corectarea astigmatismului, cea mai comună metodă este utilizarea unor lentile cilindrice foarte slabe după lentilele de colimare, așa cum se poate vedea în figura 6.23. Când orientarea și distanța focală a lentilelor cilindrice sunt corecte, această metodă permite colimarea fasciculului în direcția y, fără alterarea acestuia pe direcția x.

Avantajele acestor metode sunt:

ușurința lucrului, nefiind necesare ajustări complicate;

pierderi de putere mici, singurele pierderi fiind prin reflexii la suprafața prismelor și lentilelor; pierderea totală este de aproximativ 30% ÷ 50%, dacă suprafețele sunt acoperite cu straturi antireflex;

preț scăzut.

Dezavantajele sunt:

distorsionarea mare a frontului de undă al fasciculului și dispersia puternică a luminii; deoarece fasciculul trebuie să treacă prin opt suprafețe de sticlă, defectele acestora reduc puternic calitatea fasciculului;

astigmatismul rezidual; mărimea astigmatismului variază chiar și de la o diodă la alta de același tip și de obicei ia valori între câțiva m și câteva zeci de m.

Fig. 6.23 – Corectarea astigmatismului cu lentile cilindrice

O metodă alternativă, care realizează atât circularizarea fasciculului eliptic, cât și corectarea astigmatismului, este utilizarea unei bucăți de fibră optică monomod așa cum se prezintă în figura 6.24. Fasciculul laser este cuplat prin intermediul a două lentile colimatoare la o fibră monomod și fasciculul de ieșire din fibră este colimat de o a treia lentilă colimatoare.

Lungimea fibrei trebuie să fie mult mai mare decât lungimea de undă a radiației emise de dioda laser. În acest fel, calitatea și caracteristicile spațiale ale fasciculului de ieșire din fibră pot fi determinate total de calitatea suprafeței și forma capătului fibrei prin care iese fasciculul. Astfel, secțiunea transversală eliptică și astigmatismul fasciculului înainte de intrarea în fibră, care variază de la o diodă la alta, nu afectează caracteristicile spațiale ale fasciculului de ieșire din fibră.

Fibra are o secțiune circulară transversală și un diametru constante. Ca urmare, fasciculul de ieșire are o secțiune transversală circulară. Cu alte cuvinte, el este lipsit de astigmatism.

Avantajele utilizării acestei metode sunt:

distorsionare a frontului de undă și dispersie a luminii reduse; calitatea frontului de undă și nivelul de dispersie a fasciculului colimat sunt afectate numai de calitatea a trei suprafețe de sticlă;

astigmatism rezidual inexistent.

Dezavantajele sunt:

pierderi de putere mari; cum o fibră monomod are grosimea de numai câțiva m, cuplajul optic dintre fascicul și fibră nu este eficient. Pierderea de putere rezultată în sistem este de obicei între 50% ÷ 70%;

preț ridicat; dificultatea cuplării fasciculului la o fibră atât de subțire duce la creșterea prețului părților mecanice; de asemenea, pentru compensarea pierderii de putere optică, este necesară o putere mai mare a diodei laser;

dimensiuni mai mari.

Fig. 6.24 – Corectarea astigmatismului și circularizarea fasciculului laser cu fibră optică

Diode laser cu dublă heterostructură

Toate diodele laser semiconductoare practice sunt fie bazate pe duble heterostructuri, fie pe structuri cu gropi de potențial cuantice (quantum wells). O structură și diagrama simplificată a benzilor energetice la polarizare directă a diodei laser cu dublă heterostructură sunt prezentate în figura 6.25.b și 6.25.c, ele fiind similare cu cele ale unei LED.

În acest caz, semiconductorii sunt tot AlGaAs, cu Eg ≈ 2 eV și GaAs, cu Eg ≈ 1,4 eV. Regiunea p-GaAs este un strat subțire, tipic 0,1 ÷ 0,2 µm și constituie stratul activ, în care au loc emisii stimulate și, ca urmare, se produce amplificarea optică. Ambele regiuni, p-GaAs și p-AlGaAs sunt de tip p cu dopare puternică și sunt degenerate, cu nivelul Fermi în banda de valență.

Fig. 6.25 – Principiul de funcționare al unei diode laser cu dublă heterostructură. a) – densitatea de stări și distribuția energetică a electronilor și golurilor în BC și BV ale stratului activ și recombinarea stimulată de fotoni a electronilor și golurilor; b) – structura diodei laser cu dublă heterojoncțiune (cu GaAs și AlGaAs); c) – diagrama simplificată a benzilor energetice la polarizare directă de valoare mare; efectul laser are loc în stratul activ p-GaAs

Când este aplicată o tensiune de polarizare suficient de mare, EC a stratului n-AlGaAs se deplasează deasupra valorii EC a stratului p-GaAs, ceea ce conduce la o largă injecție de electroni din BC a stratului n-AlGaAs în BC a stratului p-GaAs, așa cum se vede în figura 6.25.c. Acești electroni sunt confinați în BC a zonei p-GaAs, deoarece între stratul p-GaAs și stratul p-GaAsAl există o barieră de potențial ∆EC, datorată modificării lărgimii benzii interzise. Confinarea într-un mic volum a purtătorilor de sarcină injectați asigură concentrația necesară a acestora. Stratul în care are loc confinarea este un strat cu o bandă interzisă mai largă decât a stratului activ și adiacent acestuia, în care sunt confinați purtătorii minoritari injectați.

Stratul p-GaAs este dopat până la nivelul de degenerare. Astfel, BV este plină de goluri, adică are toate stările electronice goale deasupra nivelului Fermi EFp în acest strat.

Polarizarea de valoare suficientă injectează o mare concentrație de electroni din stratul n-AlGaAs în BC a stratului p-GaAs. În consecință, așa cum se vede în figura 6.25.a, în BC se găsește o concentrație mare de goluri și stări complet goale în partea superioară a BV, ceea ce înseamnă că aici se produce o inversie de populație. Un foton incident cu o energie h0 cu puțin mai mare decât Eg poate stimula un electron de conducție din stratul p-GaAs să treacă din BC în BV, emițând un foton prin emisie stimulată. O astfel de tranziție este o recombinare electron-gol stimulată fotonic. Astfel, o avalanță de emisii stimulate în stratul activ asigură o amplificare optică a fotonilor cu energia h0 în acest strat. Amplificarea depinde de măsura inversiei de populație și deci de curentul direct prin diodă. Există un curent de prag, Ip, sub care nu se produce emisie stimulată și deci nici amplificare optică (figura 6.26).

Fig. 6.26 – Caracteristici de ieșire tipice (puterea radiației emise în funcție de curentul de polarizare directă) pentru o LED și o diodă laser

Orice emisie sub Ip este datorată emisiei spontane și dispozitivul lucrează ca LED. Figura 6.26 compară caracteristicile de ieșire ale unei diode laser și ale unei LED.

Pentru construirea unui laser semiconductor cu o emisie autoîntreținută consistentă, stratul activ trebuie încorporat într-o cavitate optică. Acesta, având extremități reflectătoare, reflectă fotonii coerenți și favorizează interferența constructivă a acestora în cavitate, ceea ce conduce la o amplificare a oscilațiilor electromagnetice de înaltă energie. O parte din această energie este extrasă în exterior, ca urmare a faptului că una din extremitățile reflectătoare ale cavității este parțial transparentă. De exemplu, o variantă de cavitate optică are o oglindă dielectrică la o extremitate a cristalului semiconductor și cealaltă extremitate a cristalului este lustruită. În plus, semiconductorii cu bandă interzisă mai mare au în general indici de refracție mai mici, ceea ce înseamnă că AlGaAs are un indice de refracție mai mic decât GaAs. Modificarea în valoarea indicelui de refracție definește un ghid de undă optic dielectric care confinează fotonii în regiunea activă a cavității optice și prin aceasta reduce pierderile de fotoni și crește concentrația de fotoni. Această creștere a concentrației de fotoni crește rata emisiilor stimulate și eficiența laserului.

Fig. 6.27 – Secțiune printr-o diodă laser cu dublă heterostructură îngropată

Dioda laser cu dublă heterostructură îngropată (buried heterostructure laser diode) este un bun exemplu de dispozitiv semiconductor laser cu dublă heterostructură ce are o regiune activă „îngropată” în dispozitiv astfel încât este înconjurată de materiale cu indice de refracție scăzut, făcând din regiunea activă un ghid de undă (figura 6.27). Deoarece stratul activ este înconjurat de AlGaAs de indice de refracție mai scăzut, el se comportă ca un ghid de undă dielectric, asigurând ca fotonii să fie confinați în regiunea activă, ceea ce crește rata emisiilor stimulate și astfel randamentul diodei. Astfel de diode sunt numite diode cu ghid de indice (index guided diodes). Dacă heterostructura îngropată are dimensiunile potrivite comparativ cu lungimea de undă a radiației, atunci numai modul fundamental poate exista în structura ghidului de undă. Acesta este cazul diodei laser monomod (single mode laser diode).

Diodele laser bazate pe GaAs și AlGaAs sunt potrivite pentru emisie la lungimi de undă în jurul a 900 nm. Pentru lucrul în domeniul lungimilor de undă pentru comunicații optice (1,3 și 1,55 µm), heterostructurile tipice se bazează pe InP (substrat) și aliaje cuaternare InGaAsP, acestea având o bandă interzisă mai îngustă decât cea a InP și un indice de refracție mai mare. Compoziția aliajului de InGaAsP este ajustată pentru a obține banda interzisă necesară pentru straturile activ și de confinare.

Sisteme de comunicație optică

Canalul de comunicație optică

O descriere completă a canalului de comunicație optică include nu numai mediul de transmisie ci și sursa optică, eventual un modulator și receptorul (fotodetectorul). În cel mai simplu caz, semnalul de ieșire al sursei este modulat direct de semnal, de exemplu prin variația curentului injectat în joncțiunea p-n a unei diode semiconductoare. Recombinarea purtătorilor în joncțiune conduce la emisia de fotoni, care reproduce concentrația purtătorilor. La celălalt capăt al canalului, fotonii incidenți în fotodetector generează perechi de electroni-goluri, care, la rândul lor, produc un fotocurent proporțional cu densitatea de fotoni. Curentul injectat la sursă și fotocurentul la detector sunt cele două variabile măsurabile direct care definesc canalul optic.

Fig. 7. 1 – Canalul de comunicație optică

Adesea, această definire riguroasă exclude câteva fenomene specifice sursei. Astfel, de exemplu, canalul optic este considerat liniar, în timp ce toate caracteristicile transmisiei sunt independente de amplitudinea semnalului (densitatea de fotoni) deși curenții de intrare și ieșire pot fi legați printr-o relație neliniară din cauza pragului efectelor de saturație în sursă. Această definiție este convenabilă deoarece permite descrierea căii de transmisie dispersive atât în domeniul de timp, cât și în cel al frecvențelor, în care ce două sunt legate prin transformări Fourier simple. Presupunerea de liniaritate este satisfăcută cu suficientă exactitate sub pragul proceselor de împrăștiere stimulată.

Un efect care influențează indirect liniaritatea este schimbarea în distribuția spectrală a semnalului luminos în funcție de amplitudinea semnalului. Laserii cu semiconductori tind să oscileze într-un număr de rezonanțe distribuite la intervale egale sub acțiunea radiației stimulatoare dar rămân numai una sau câteva, odată ce emisia stimulată se desfășoară la niveluri înalte. Această limitare spectrală afectează dispersia cromatică, astfel încât caracteristicile de transmisie devin dependente indirect de amplitudinea semnalului. În general acest efect este mic.

Dacă pierderile în canal variază în timp, poate rezulta un fading sau zgomot depinzând de scala de timp implicată. De exemplu, cele două moduri de polarizare ortogonală care se propagă într-o fibră monomod interferă într-un fel care depinde critic de drumul fibrei și de temperatura sa și conduce la un fading într-un receptor sensibil la polarizare. Problema poate fi soluționată prin proiectarea unei fibre birefringente. S-a observat un fading similar cu zgomotul în fibre multimod folosite pentru transmisia radiațiilor laser. Efectul a fost atribuit surselor de pierderi localizate în punctele de îmbinare. Influența acestor discontinuități scade odată cu creșterea distanței față de sursă. Experiența sugerează fie efectele de interferență în fibră, fie efectele de auto-blocare în sursă, determinate de reflexia sporadică din canal. Ambele efecte variază odată cu temperatura și mișcările fibrelor.

Interferența poate apărea atunci când diferențele de întârziere dintre moduri sunt mai mici decât timpul de coerență în semnalul optic de intrare. Timpul de coerență al unei singure rezonanțe într-un laser cu semiconductor este determinat de stabilitatea cavității și este de ordinul 10 ps. Efectele de interferență pot de aceea să apară în fibre multimod cu o lungime de peste 1 km sau mai mult.

Pe lângă zgomotul indus în canal discutat mai sus, există și alte surse de zgomot, cel mai evident fiind zgomotul de cuantificare, rezultat din natura discretă a fotonilor transmiși.

Emițătorul

Emițătorul unui sistem de comunicații optice are în componența sa, în primul rând un dispozitiv emițător de lumină, care trebuie să îndeplinească două condiții. În primul rând, trebuie să se poată cupla la fibra optică. În al doilea rând, trebuie să permită modularea luminii. Generic, un astfel de dispozitiv este un traductor electro-optic.

Sunt câteva caracteristici generale care trebuie asigurate de un bun dispozitiv emițător de lumină. Astfel, dimensiunile fizic trebuie să fie compatibile cu dimensiunea fibrei optice utilizate, ceea ce înseamnă că el trebuie să emită lumina într-un con cu diametrul secțiunii transversale de 8-100 m. De asemenea, el trebuie să genereze suficientă putere optică, pentru a asigura o rată de erori (bit error rate – BER) corespunzătoare. În plus, dispozitivul trebuie să asigure o eficiență bună în cuplarea luminii generate în fibra optică, o liniaritate suficient de bună, pentru a preveni generarea armonicilor și distorsiunea de intermodulație și să asigure o viteză de modulație suficientă pentru scopul propus.

Toate aceste cerințe pot fi satisfăcute de diode semiconductoare cu joncțiune, emițătoare de lumină, care sunt de două tipuri: diode emițătoare de lumină (light emitting diode – LED) și diode laser (laser diode – LD). Cu mici excepții, diodele laser au avantaje față de LED-uri în următoarele privințe:

pot fi modulate la viteze mai mari

pot produce o putere optică mai mare

au o eficiență de cuplare la fibra optică mai mare

Și LED-urile prezintă unele avantaje față de diodele laser: fiabilitate mai mare, liniaritate mai bună, preț de cost mai scăzut.

O diferență esențială privind semnalul de ieșire, între LED și LD este domeniul lungimilor de undă în care este distribuită puterea optică, adică domeniul spectral de emisie. Figura 7.2 ilustrează lărgimea spectrală a semnalului emis de cele două dispozitive. Puterea optică generată de fiecare dispozitiv este proporțională cu aria de sub curbă. O diodă laser are întotdeauna un domeniu spectral mai îngust decât cel al LED-urilor, valoarea propriu-zisă depinzând de detaliile structurii diodei respective și de materialul semiconductor. Totuși, valorile tipice ale lărgimii domeniului spectral de emisie pentru un LED sunt în jurul a 40 nm pentru lucrul la 850 nm și 80 nm pentru lucrul la 1310 nm. Valorile tipice pentru o diodă laser sunt de 1 nm pentru lucrul la 850 nm și 3 nm pentru lucrul la 1310 nm.

Fig. 7.2 – Lărgimile spectrale la LED și dioda laser

Dispozitivele emițătoare de lumină trebuie să aibă o fereastră transparentă pentru a transmite lumina în fibra optică. Ele sunt echipate fie cu un dispozitiv special de cuplare la fibra optică (pigtail), fie cu o fereastră transparentă din plastic sau sticlă, care poate avea și o microlentilă care să ajute la focalizarea luminii în fibra optică.

Funcția de modulație poate fi asigurată prin diferite metode: modulația în intensitate (Intensity Modulation – IM), modulația de frecvență (Frecvență Modulation – FM), modulația de fază (Phase Modulation – M) și modulația de polarizare (Polarization Modulation – PM). În cazul semnalelor discrete, de obicei, în locul termenului modulație se utilizează termenul manipulație (shift keying). Astfel, pentru semnalele discrete, modulația în intensitate este numită manipulație de amplitudine (Amplitude Shift Keying – ASK) sau, în cazul semnalelor digitale, manipulație „da-nu” (On-Off Keying – OOK).

Semnalul optic modulat este dat de: Es(t) = E0m(t)cos (2πfst) (7. 1)

unde m(t) este semnalul modulator, care conține informația și fs este frecvența semnalului purtător.

Fig. 7.3 – Două metode pentru modulația cu LED sau diode laser

Modulația în intensitate este utilizată practic universal în legăturile prin fibră optică, deoarece se potrivește foarte bine cu modul de lucru atât al LED-urilor, cât și al diodelor laser. Purtătoarea pe care acestea o generează este ușor de modulat cu această tehnică. Puterea radiației emise (uneori numită radianță) este proporțională cu intensitatea curentului ce trece prin dispozitivul emițător și astfel puterea optică ia forma curentului. Dacă acesta este de forma m(t), reprezentând informația binară, semnalul optic rezultat va fi un semnal intermitent. Situația este ilustrată în figura 7.2 și figura 7.3. Prima dintre aceste figuri prezintă circuitele de bază pentru modulația în intensitate ale dispozitivelor emițătoare de lumină (LED sau diodă laser – LD). A doua ilustrează curentul de intrare, reprezentând informația, și semnalul optic rezultat, generat și furnizat în fibra optică, m(t).

Fig. 7.3 – Curentul de intrare, reprezentând forma semnalului modulat, m(t)

Receptorul

Receptorul sistemului de comunicații optice îndeplinește două funcții. Prima este detectarea luminii și conversia acesteia într-un semnal electric. A doua este demodularea semnalului pentru a extrage informația.

Fig. 7.4 – Exemplu de diagramă bloc – primul etaj – a unui receptor

Detectarea luminii este realizată de o fotodiodă, o diodă p-i-n, sau o fotodiodă cu avalanșă (APD). De obicei, fotodiodele au o suprafață mare fotosensibilă, care poate fi de mai multe sute de microni în diametru, ceea ce face ca să nu fie necesare precauții speciale la centrarea fibrei în conectorul receptorului și face preocupările de aliniament mult mai puțin critice decât cele de la emițătorul optic.

În general, semnalul optic și curentul electric rezultat din conversie au amplitudini mici. Ca urmare, circuitele fotodiodei trebuie să fie urmate de unul sau mai multe etaje de amplificare. De asemenea, se mai pot folosi filtre și egalizatoare pentru a forma și corecta semnalul electric purtător de informație. Toate aceste circuite active din receptor reprezintă o sursă de zgomot, care poate afecta procesul de demodulație. Figura 7.4 prezintă circuitul simplificat al unui receptor, iar figura 7.5 schema detaliată a unui receptor analog (figura 7.5.a), respectiv digital (figura 7.5.b).

Fig. 7.5 – Schema unui receptor analog (a), respectiv digital (b)

Ca și în cazul emițătoarelor, receptoarele optice sunt disponibile și în versiunea analogică și în cea digitală. Ambele tipuri folosesc de obicei un etaj preamplificator analog, urmat de un etaj de ieșire analog, respectiv digital, în funcție de tipul receptorului.

În figura 7.5.a este prezentată schema simplificată a unui receptor analog, la care primul etaj este un amplificator operațional, conectat ca un convertor curent-tensiune. Acest etaj primește curentul slab provenit de la fotodiodă și îl convertește în tensiune, de obicei de ordinul a câțiva milivolți. Următorul etaj este un simplu amplificator operațional de tensiune, în care semnalul este amplificat la nivelul dorit.

Figura 7.5.b prezintă schema simplificată a unui receptor digital. Ca și în cazul receptorului analog, primul etaj este un convertor curent-tensiune. Ieșirea acestui etaj este cuplată la un comparator de tensiune, care produce un semnal de ieșire curat, cu un timp de creștere scurt al pulsurilor. Ajustarea nivelului de declanșare, când este prezent, este utilizat pentru reglarea punctului pe semnalul analog în care comparatorul comută. Aceasta permite simetria semnalului digital refăcut signal, pentru ca acesta să poată fi rectificat cu precizia dorită.

Este important de subliniat faptul că, în timp ce cablul de fibră optică este imun la toate formele de interferență, receptorul electronic nu este, motiv pentru care sunt necesare precauții normale, ca ecranarea și legarea la pământ.

Receptorul poate încorpora un număr de alte funcții: generarea unui semnal de tact (în cazul comunicațiilor sincrone) decodarea informației, detectarea erorilor și regenerarea. Un receptor complet trebuie să aibă o detectabilitate ridicată (pentru a detecta semnalele optice de nivel scăzut provenite din fibra optică), bandă largă sau timp de creștere scurt (pentru un răspuns suficient de rapid, necesar demodulării datelor digitale la viteză mare) și zgomot redus, pentru o rată de erori (bit error rate – BER) cât mai scăzută.

În majoritatea aplicațiilor, elementul preferat este dioda PIN, datorită faptului că poate fi alimentată de la o sursă standard, tipic între 5 și 15 V.

Dispozitivele APD au o mult mai bună sensibilitate și o bandă de două ori mai largă. Totuși, ele nu pot fi utilizate cu o sursă de 5V. De asemenea, ele necesită o sursă de alimentare foarte bine stabilizată, ceea ce crește mult costul sistemelor care utilizează APD.

Dispozitive de cuplare și îmbinare

Conectorul este un dispozitiv mecanic montat la capătul unei fibre optice, al unei surse de lumină, sau receptor. El permite adaptarea la un dispozitiv similar. Caracteristica esențială ce îl deosebește de dispozitivele de îmbinare (splicing), este faptul că poate fi atașat și detașat cu ușurință, adică este deconectabil. Sunt mai multe tipuri diferite de conectoare.

Fibrele optice trebuie îmbinate unele cu altele din mai multe motive.
Unul este acela al necesității de a realiza o legătură de o anumită lungime. Cum fabricanții oferă cabluri optice cu lungimi de 1 ÷ 6 km, legăturile mai lungi impun în mod evident îmbinarea fibrelor optice. Conectarea a două fibre optice necesită o aliniere precisă. Sunt două tipuri principale de îmbinări: mecanică și prin topire. Îmbinarea mecanică este comod de aplicat, necesitând puține instrumente, dar implicând și pierderi de aproximativ 0,2 dB. Cel de-al doilea tip de îmbinare utilizează un arc electric pentru a suda două fibre optice, alinierea fiind asigurată prin controlul computerizat; pierderile sunt de 0,05 dB.

Parametrii sistemului de comunicație

Pierderi

Pierderile Pi sunt exprimate în decibeli (dB) la fiecare lungime de undă λi, prin relația:

Pi = 10 (7. 2)

unde i este puterea optică injectată în linia de transmisie și 0 este puterea incidentă la λi.

Diafonie

La celălalt capăt al fibrei, semnalele la diferite lungimi de undă sunt separate de un demultiplexor care, la fel ca multiplexorul, trebuie să aibă pierderi minime. Diafonia optică, Dij, între canalul i și canalul j, este:

Dij = 10 (7. 3)

unde ij este puterea optică reziduală a canalului i la lungimea de undă λi în canalul j și jj puterea optică de ieșire în canalul j la lungimea de undă λj.

Diafonia optică totală în canalul j este:

Dj = 10 (7. 4)

Acest defect este datorat numai demultiplexorului când sunt folosite surse cu lărgimi spectrale mult mai mici decât banda de trecere spectrală a multiplexorului.

Banda optică de frecvență la FO – notată cu Boptică și evaluată în MHz x km sau în GHz x km – se definește prin frecvența la care amplitudinea Fourier impulsului optic de răspuns (de formă Gaussiană) cade la ½ din valoarea maximă obținută, astfel:

unde mărimea Boptică reprezintă banda de frecvență ≡ rata optică de bit [evaluată în Mbit/s sau Gbit/s], adică viteza de transmisie (în raport cu care se poziționează principalele surse de lumină la diferite nivele de putere și de fotodetectoare cu anumite limite de sensibilitate în comunicații optice – fig. 5.15)

Fig. 5.15 – Pricipalele limite de putere ale unor surse de lumină și de sensibilitate ale unor fotodetectoare (FD),

utilizate la un sistem de comunicații cu FO, în raport cu o gamă de valori considerată ca rată optică de bit.

Pentru diferite sisteme de comunicații optice, din figura 5.15 se observă că nivelele de putere sunt de ordinul unităților de mW la diodele LASER și de ordinul zecimilor de mW la sursele de tip LED-uri. Aceste nivele de putere scad pe măsură ce crește viteza de transmisie.