Laseri cu Aplicatii In Telecomunicatii

CUPRINSUL LUCRĂRII

INTRODUCERE …………………………………………….………….………………..……13

GENERALITĂȚI DESPRE COMUNICAȚIILE OPTICE ……………………..……17

Propragarea luminii……………………………………………………………..……18

Indicele de refracție……………………………………………………………..…..19

Structura fibrei optice………………………………………………………..….…..20

Materiale utilizate pentru realizarea fibrei optice……………………………..….…22

Fenomene de dispersie și atenuare în fibra optică…………………….…….….……22

Clasificarea fibrelor optice

LASERI – ASPECTE GENERALE………………………………………….…….…..25

Introducere în tehnologia laser……………………………………………………….27

Istoria laserilor……………………………………………………………..………..30

Principiul de funcționare……………………………………………………….……30

Joncțiuni P-N………………………………………………………………………………………………..31

Dioda laser homojoncțiune………………………………………………………………………………35

Dioda laser cu dublă heterojoncțiune…………………………………………………………………38

APLICAȚII ALE LASERILOR ÎN TELECOMUNICAȚII …………………….…… .41

Cavitatea Fabry-Perot……………………………………………………..…………45

Laseri cu cavitate Fabry-Perot……………………………………………………….55

Laseri cu reacție inversă distribuită………………………………………….………56

DFB cu rețea decalată………………………………………………….…………….58

Laseri cu semiconductori cu cavitate cuplată………………………………………..60

Laseri DBR……………………………………………………………………..……61

Laseri SG-DBR…………………………………………………..…………………..62

Laseri semiconductori acordabili…………………………………………………….62

Laseri cu emisie de suprafață cu cavitate verticală…………………………..………63

CONCLUZII ………………………………………………………………………………………………………65

BIBLIOGRAFIE ……………………………………………………………………………….67

Lista de acronime:

WDM – Wave division mutiplexing

DFB – Distributed feedback

DBR- Distributed Bragg reflector

SG-DBR- Sampled Grating Distributed Bragg reflector

VCSEL – vertical-cavity surface emitting laser

SCURT ISTORIC ȘI PERSPECTIVE

Apariția și dezvoltarea puternică a sistemelor de comunicații optice a constituit o trecere firească spre domeniul frecvențelor tot mai înalte, impusă printre altele de cererea de canale de bandă tot mai largă și de un număr tot mai mare de canale. Dezvoltarea fără precedent a sistemelor de culegere, prelucrare și transmitere la distanță a informației, crearea unor sisteme informaționale în care abonații au acces la diverse tipuri de informații, (telefonie, TV pe cablu, video, programe muzicale, informații din bănci de date, etc) necesită un număr foarte mare de canale de comunicații . Acestea nu mai pot fi realizate pe cabluri electrice sau în microunde din cauza lărgimii limitate de frecvență a acestora, precum și din alte cauze legate de atenuare, costuri, etc.

La ora actuală sistemele de comunicații pe fibre optice constituie mijlocul cel mai eficient de transmitere prin cabluri a semnalelor informaționale de bandă largă. În era “tehnologiei informației“ stocarea, prelucrarea și transmiterea informației au un rol foarte important în societate. Informația este numerică, de mare viteză și transmisă, în general, pe purtătoare optică. Deși comunicațiile pe fibră optică sunt de dată recentă, ideea propagării ghidate a luminii nu este atât de nouă. Încă din 1870 Tyndall arată că lumina poate fi ghidată în interiorul unui jet de apă. Zece ani mai târziu, Bell studia posibilitatea transmiterii vorbirii pe un flux luminos. În 1910 se făceau primele studii teoretice asupra ghidurilor dielectrice, iar în 1950 au fost realizate primele ghiduri optice asemănătoare celor utilizate astăzi. Era comunicațiilor optice moderne începe cu invenția laserului (1958) și realizarea primului laser (1960).

LASER este un acronim pentru Light Amplification By Stimulated Emission of Radiation – Amplificarea luminii prin emisia stimulată de radiație; o sursă care produce lumină aproape monocromatică și coerentă, folosind emisia stimulată. În anii ’70 s-a lucrat mult la perfecționarea diodei laser, astfel încât la sfârșitul deceniului al 8-lea era rezolvată și problema sursei de radiație optică fiabilă, cu generare continuă la temperatura obișnuită. În paralel s-au studiat și perfecționat și receptoarele optice (fotodiode cu Si,Ge, InP etc), care însă nu au ridicat probleme tehnologice deosebite . Procesoarele pe siliciu se apropie de limitele lor fizice, date de viteza purtătorilor și problemele de disipare a căldurii. Prin contrast, folosind tehnologiile actuale de fibre optice, banda de frecvență care poate fi atinsă este mai mare de 50 Tbps și sunt mulți oameni care caută materiale mai performante. Limita practică actuală de aproximativ 1Gbps este o consecință a imposibilității de a converti mai rapid semnalele electrice în semnale optice. Sunt deja în exploatare fibre optice de 2,5 și 10 Gbps și sunt în curs de cercetare și experimentare fibre optice la 40 Gbps. În laborator sunt posibile rate de 100 Gbps pe distanțe scurte și chiar 1 Tbps. Avantajele utilizării cablurilor pe fibră optică sunt următoarele: – viteză de transmisie foarte mare; – atenuare mică (0,3-0,2 dB/km); – eliminarea interferențelor magnetice și de diafonie; – volum și greutate mult mai mici comparativ cu cablurile de cupru (≈1/20); – material ieftin.

Capitolul I

GENERALITĂȚI DESPRE COMUNICAȚIILE OPTICE

1.1 PROPAGAREA LUMINII

Ceea ce noi numim „lumină” este doar o mică parte a spectrului radiației electromagnetice. Natura fundamentală a oricărei radiații electromagnetice este aceeași: poate fi văzută ca fotoni sau unde și se deplasează cu viteza c = 300.000 km/sec în vid. Diferența dintre radiația din diferite părți ale spectrului electromagnetic este o cantitate care poate fi măsurată în mai multe moduri: ca lungime undă, ca energia unui foton sau ca frecvență de oscilație a unui câmp electromagnetic. Fiecare variantă – lungime de undă, energie sau frecvență – are propria unitate de măsură. Unitatea preferată depinde de partea spectrului în care ne găsim. În domeniul optic se discută de obicei în lungimi de undă, mai precis μm (10-6m) sau nm (10-9m).

Între aceste unități de măsură avem relațiile binecunoscute de la fizică:

λ = 1. 1

Iar energia fotonului:

1.2

Unde f este frecvența oscilației, iar h constanta lui Plank. Sau:

1.3

Relație în care energia se exprimă în electron-volți și lungimea de undă în micrometri. În figurile 1.1 a) și b) este prezentat spectrul electromagnetic, crescător în lungime de undă (cazul a) și în frecvență (cazul b).

Figura 1.1 Spectrul electromagnetic. [1]

Anticipând puțin, s-au marcat și intervalele adecvate transmisiilor pe fibre, așa numitele „ferestre”. O caracteristică importantă a undelor luminoase este faza acestora care măsoară poziția la un moment dat în cadrul ciclului (perioadei) de variație a undei. Două unde cu aceeași lungime de undă pot avea o diferență de fază între 0 și 360 grade . Faza este importantă deoarece ea determină modul de combinare a undelor luminoase sau mai corect modul în care interferă una cu alta. Interferența poate fi: – constructivă – undele au același semn; – destructivă – undele au semne contrare. Dacă diferența de fază este de 180 grade , undele se vor anula.

Ne interesează doar o mică parte a spectrului, acolo unde lucrează fibrele optice și alte dispozitive optice. Această zonă include lumina vizibilă ochiului uman la lungimi de undă de la 400 la 700 nm și părțile din apropierea infraroșului și ultravioletului unde se întâlnesc proprietăți similare. Lungimile de undă folosite în mod obișnuit pentru comunicații prin fibre optice din sticlă de siliciu sunt între 0,75-1,7 μm în infraroșul apropiat unde obținem cel mai transparent siliciu.

1.2 INDICELE DE REFRACȚIE

Viteza luminii este adesea considerată viteza limită universală. Această viteză limită universală este însă viteza luminii în vid. Lumina întotdeauna călătorește mai încet când trece printr-un material transparent. Gradul de încetinire depinde de natura materialului și de densitatea sa și este exprimat prin indicele de refracție – raportul dintre viteza luminii în vid și viteza luminii în material [1]:

1.4

Pentru materiale optice normale indicele de refracție este întotdeauna supraunitar în partea optică a spectrului. În practică indicele de refracție este măsurat prin compararea vitezei luminii în material cu viteza luminii în aer; aceasta pentru că indicele de refracție al aerului la temperatura camerei și presiune atmosferică normală este 1,000293, deci foarte aproape de 1,0 și diferența este nesemnificativă. Conform legilor refracției, la suprafața de separație între două medii cu indici de refracție diferiți, raza de lumină va trece în al doilea mediu sub un unghi cu normala diferit față de cel de incidență. Relația cunoscută ca legea lui Snell se scrie:

1.5

Unde: ni – indice de refracție al mediului inițial din care provine lumina; nr – indice de refracție al mediului în care lumina a fost refractată; I, R – unghiurile de incidență și refracție formate de unde cu normala la suprafața de separație.

1.3. STRUCTURA FIBREI OPTICE

Fibra optică este un ghid de undă dielectric în gama optică, cu secțiunea circulară, compusă din miez și înveliș, utilizată pentru transmiterea la distanță a purtătoarei optice modulate. Având dimensiuni transversale foarte mici și fiind fragile, fibrele optice trebuie protejate în mod corespunzător, ele intrând în compunerea cablurilor optice [3]. Fibra optică este realizată dintr-un miez cilindric central cu un indice de refracție mai mare (n1) și un înveliș concentric cu indice de refracție mai mic (n2) (vezi Figura 1.2). Când indicele de refracție n1 al miezului depășește indicele de refracție n2 al învelișului optic concentric, se obține o reflexie totală.

Rezultă că toată energia se transmite în mediul mai dens, astfel că miezul devine un canal de propagare a luminii. Cablul optic conține una sau mai multe fibre optice, precum și elemente de protecție, de asigurare, închise într-un înveliș comun. Fiecare fibră optică din compunerea cablului constituie un canal independent de comunicație.

Figura 1.2 Componentele unei fibre optice

Principalele componente ale fibrei optice sunt:

– Miezul fibrei (core) reprezintă mediul prin care are loc propagarea câmpului optic. Are secțiune circulară cu diametrul sub 10 μm la fibrele monomod și 50-60 μm la fibrele multimod. Miezul trebuie să fie cât mai uniform ca dimensiuni, compoziție, mod de variație al indicelui de refracție și să aibă coeficient de atenuare cât mai mic.

– Învelișul reflector (cladding) este realizat tot din materiale transparente (sticlă), cu rol de ghidare a câmpului optic prin reflexie internă totală. Diametrul exterior are, de regulă, valoarea cuprinsă între 125 și 200 μm. Dimensiunea sa nu este atât de importantă în ceea ce privește propagarea radiației, dar este importantă în cazurile de aliniere și cuplare a fibrelor între ele.

– Învelișul de protecție (coating) este format din unul sau mai multe straturi cu structură cilindrică, cu rol de a proteja fibra și de a atenua radiația care în anumite situații poate scăpa din miez. Primul strat de protecție este un lac polimeric, cu grosimea de câțiva microni și are rol important în asigurarea flexibilității fibrei.

1.4. MATERIALE UTILIZATE PENTRU REALIZAREA FIBRELOR OPTICE

La producerea fibrelor optice se utilizează materiale transparente în gama optică dată, cu coeficient de atenuare redus, cu proprietăți fizice și chimice care permit tragerea lor în fibre foarte subțiri. Parametrii geometrici, optici și de transmitere ai acestor materiale nu trebuie să se modifice în timp cu temperatura, presiunea, umiditatea etc. Asemenea materii prime sunt în primul rând sticlele simple sau compuse și materialele plastice.

Materia primă de bază pentru realizarea fibrelor optice este sticla de siliciu (SiO2) de înaltă puritate. În scopul modificării indicelui de refracție, aceasta se aliază (dopează) cu diferiți oxizi; – pentru mărirea indicelui de refracție se aliază cu oxizi de germaniu, titan, aluminiu, fosfor; – pentru micșorarea indicelui de refracție se aliază cu oxizi de bor.

1.5 FENOMENELE DE DISPERSIE ȘI DE ATENUARE A SEMNALELOR ÎN FIBRA OPTICĂ

Impulsurile de lumină transmise pe o fibră își extind lungimea în timpul propagării. Această extindere se numește dispersie. Mărimea ei este dependentă de lungimea de undă. Un mod de a preveni suprapunerea acestor impulsuri extinse este de a mări distanța dintre ele, dar aceasta se poate face doar prin reducerea debitului de date transmise. S-a descoperit că, dând acestor impulsuri o formă specială, se anulează toate efectele de dispersie, devenind astfel posibil să se trimită impulsuri pe mii de kilometri, fără distorsiuni apreciabile ale formei. Aceste impulsuri se numesc solitonuri. Impulsurile de soliton induc efecte neliniare care se opun celor determinate de dispersie. Limitarea principală a sistemelor cu solitonuri este pierderea în fibră.

Cu descreșterea puterii, compensarea dintre dispersie și neliniarități nu mai este obținută, de aceea impulsul se lățește. Pentru transmisia de solitonuri la 10 Gbps, distanța maximă între amplificatoare este 20 km. Distanța dintre amplificatoare este principala limitare pentru sistemele soliton „pure” [3]. Pentru a implementa în practică această soluție se desfășoară în continuare cercetări. Dispersia cromatică Dispersia cromatică apare datorită lungimilor de undă care se propagă la diferite viteze. Efectul dispersiei cromatice crește cu pătratul ratei binare. În fibra monomod dispersia cromatică are două componente, dispersie materială și dispersie de ghid.

Dispersia materială. În timpul propagării câmpului optic prin fibră, acesta interacționează cu atomii materialului optic și cu atomii de impurități, dând naștere unor fenomene de atenuare și de dispersie. O sursă de lumină emite câteva lungimi de undă într-o anumită gamă. Astfel, când acest spectru trec printr-un mediu, fiecare lungime de undă sosește la un momente de timp diferite.

Dispersia de ghid. În fibrele optice în general și în fibrele monomod în special se manifestă și un alt tip de dispersie și anume dispersia de ghid. La fibrele multimod aceasta este mică și se poate neglija. Dispersia de ghid apare din felul cum sunt îndeplinite condițiile la limita miez-înveliș, condiții care depind de frecvență. Ea se datorează indicilor de refracție diferiți între miez și înveliș (cladding). Altfel spus, la fibra monomod o parte însemnată a câmpului optic se propagă și în înveliș, unde indicele de refracție este mai mic și deci viteza de propagare mai mare. Fracțiunea din puterea optică ce se propagă prin înveliș depinde de frecvență.

Dispersia modală. În cazul fibrelor multimod, două moduri parcurg distanțe diferite pe aceeași porțiune de fibră. Această diferență între momentele în care razele de lumină ajung la destinație este numită dispersie modală. Acest fenomen determină deteriorarea calității semnalului la recepție, limitând astfel distanța de transmisie. De aceea fibra multimod nu este folosită în aplicații pentru suprafețe mari de deservit.

Dispersia modului de polarizare. Cele mai multe fibre monomod prezintă două moduri de polarizare perpendiculare, una verticală și una orizontală, deci vor exista întotdeauna diafonii între vectorii de tensiune ortogonali EX și EY. Deoarece aceste polarizări nu se mențin odată cu propagarea prin fibră, apare o interacțiune între pulsurile de lumină ce va avea ca urmare o degradare a semnalului de transmis. Deși numai o singură polarizare este injectată în fibră, „razele” de lumină ortogonale iau căi diferite, întâlnesc indici de refracție diferiți (birefringență) și ies la capătul de recepție al fibrei cu o întârziere de grup diferențială, pe care o întâlnim în literatura de specialitate notată DGD (differential group delay – întârziere de grup diferențială). Dispersia de polarizare (PMD – Polarization Mode Dispersion) se datorează ovalității secțiunii transversale a fibrei ca rezultat al procesului de fabricație sau factorilor mecanici externi. Deoarece tensiunile externe pot varia în timp, PMD, spre deosebire de dispersia cromatică, se poate modifica în timp. Din moment ce dispersia este măsura modificării timpului de întârziere de grup cu lungimea de undă optică, rezultă că integrând dispersia versus lungimea de undă obținem timpul de întârziere de grup. Deoarece este dificil de evaluat constanta din această integrală, se folosește întârzierea de grup la o lungime de undă normalizată (de exemplu 1550 nm) și toate celelalte întârzieri de grup sunt referite la această valoare.

ATENUAREA SEMNALELOR ÎN FIBRA OPTICĂ

Propagarea ghidată a radiației este însoțită de atenuarea acesteia. Ecuația diferențială a atenuării arată că variația puterii optice a unui impuls de energie E când se propagă pe o distanță δz este proporțională cu E și cu δz:

1.6

Unde α este un coeficient de proporționalitate, numit coeficient de atenuare, exprimat în m-1 sau dB/km. Dacă α nu depinde de z, atunci energia scade exponențial cu distanța:

1.7

Fenomenul de atenuare este determinat de două cauze majore: – absorbția în atomii de material și de impurități, producând tranziții electronice (excitarea atomilor), efecte de orientare atomică și altele; – difuzia (împrăștierea) radiației, adică schimbarea direcției de propagare și radiația ei în exteriorul fibrei. Atenuarea depinde de calitatea (puritatea și omogenitatea) materialului din care este realizat miezul fibrei și chiar învelișul (deoarece o parte a radiației se propagă și prin înveliș).

Absorbția radiației este datorată fenomenelor de rezonanță electronică în care electronii trec din starea energetică fundamentală într-o stare de energie superioară și apoi revin, eliberând energia sub formă de energie termică. Frecvențele de rezonanță electronică se găsesc în domeniul ultraviolet. Absorbția este produsă și de rezonanța atomică (efecte de vibrație atomică însoțite de creșterea energiei mecanice a atomilor) și se manifestă puternic în domeniul infraroșu.

Difuzia constă în modificarea direcției de propagare a câmpului optic produsă de neomogenitățile mediului optic. Prin natura sa sticla este un material neomogen, în care există variații microscopice de compoziție și de densitate în jurul unor valori medii. Acestea produc variații ale indicelui de refracție la scară submicronică, făcând ca lumina să iasă din fibră. Acest fenomen se numește difuzie Rayleigh. Atenuarea luminii prin sticlă depinde de lungimea de undă a luminii. Atenuarea în decibeli este dată de formula:

Atenuarea[dB] = 10log10 Puterea transmisă/Puterea recepționată 1.8

1.6 CLASIFICAREA FIBRELOR OPTICE

Clasificarea cea mai importantă pentru fibrele optice se face după numărul de moduri de propagare a câmpului optic și există[3]:

A) Fibre optice multimod

Propagarea în fibra multimod – pentru transmisii pe distanțe scurte – în LAN-uri sau supraveghere video; – în interiorul miezului se poate propaga, la o frecvență dată, un număr mare de moduri de oscilație (de ordinul sutelor). Modurile se datorează faptului că lumina se va propaga în miez la unghiuri diferite după cum au intrat în conului de acceptare. Lumina parcurge căi diferite în interiorul fibrei. Aceste căi sau moduri de propagare variază în lungime. Din acest motiv timpul de parcurgere al fibrei depinde de modul de propagare. Acest fenomen cunoscut ca distorsiune multimod determină o lărgire nedorită a formei semnalului la trecerea acestuia prin fibră; – dimensiuni relativ mari ale miezului (valoare tipică a diametrului miezului unei fibre multimod este 50 sau 62,5 μm); – diametrul miezului este mult mai mare decât lungimea de undă a radiației; – diametrul învelișului: 150-1000 μm.

B) Fibre optice monomod

Pentru transmisii pe distanțe mari – telefonie la mare distanță și sisteme broadcast de televiziune multicanal; – se poate propaga doar un singur mod de oscilație, modul fundamental HE11; – diametrul miezului este foarte mic (4-10 μm) și este comparabil cu lungimea de undă a radiației luminoase. Pentru înveliș: 100-200 μm; – atenuare scăzută și o foarte mare lărgime de bandă. Alte clasificări se fac după: – Modul de variație al indicelui de refracție în miezul fibrei: – fibre optice cu salt al indicelui (se mai numesc și fibre cu indice discontinuu); – fibre optice cu gradient al indicelui (fibre optice cu indice gradat), la care indicele de refracție se modifică treptat de la centru spre exterior; – fibre optice cu profil complex al indicelui (fibre cu mai multe straturi, fibre cu profil din W ). – Materialul din care sunt realizate: – fibre optice din sticlă de siliciu; – fibre optice din sticle compuse; – fibre optice din materiale plastice; Cele mai bune și mai utilizate practic sunt fibrele din sticlă de siliciu.

CAPITOLUL II

LASERI – ASPECTE GENERALE

2.1 INTRODUCERE IN TEHNOLOGIA LASER

2.1.1 Radiație spontană și radiație stimulată

Există două tipuri de radiații: spontană și stimulată. Radiația spontană are loc fără cauze externe. Proprietățile radiației spontane sunt următoarele:

Saltul electronilor între diferite nivele energetice ale benzii de conducție și benzii de valență determină producerea radiației, ceea ce explică lățimea spectrală așa de mare a acestor surse. Din acest motiv un LED are o lățime sprectrală de cca 60 nm pentru o funcționare pe lungimea de undă de 850 nm și de 170 nm pentru funcționarea pe 1300 nm.

Deoarece fotonii sunt radiați pe direcții arbitrare, foarte puțini dintre ei participă la crearea luminii pe direcția dorită, ceea ce reduce puterea de ieșire a unui LED. Aceasta înseamnă că conversia current-lumină are loc cu eficiență redusă.

Fotonii care contribuie la puterea de ieșire, nu se mișcă strict într-o singură direcție. Prin urmare, ei se propagă în interiorul unui con, ceea ce conduce la o împrăștiere spatială a radiației. Din acest motiv, LED-ul este modelat ca o sursă Lambertiană.

Tranziția electronilor, și prin urmare emisia fotonilor, are loc la momente aleatorii de timp, deci fotonii sunt creați independent unul de altul. Prin urmare nu există nici o corelare de fază între fotoni, motiv pentru care radiația este numită necoerentă.

Cele patru caracteristici de mai sus ale radiației unui LED, fac din aceast emițător o componentă inutilizabilă pentru legăturile optice la mare distanță. Un alt proces are loc atunci cînd un foton extern lovește un electron excitat(Figura 2.1). Interacțiunea dintre ei include o tranziție și o radiație de nou foton. În acest caz, emisia indusă este stimulată de fotonul extern. Prin urmare, această radiație este numită stimulată. Radiația stimulată are următoarele proprietăți:

Un foton extern forțează emisia unui foton cu energie similară (Ep). Cu alte cuvinte, fotonul extern stimuleaza radiație cu aceeași lungime de undă ca a lui. Această proprietate face ca lățimea spectrală a luminii radiate să fie mai îngustă.

Figura 2.1

Este obișnuit ca la un laser, lățimea spectrală să fie în jur de 1nm, atît la 1300 nm cît și la 1550 nm.

Deoarece toți fotonii se propagă în aceeași direcție, toți contribuie la puterea luminoasă. Prin urmare, eficiența conversiei curent-lumină este mare și drept consecință și puterea de ieșire va fi la fel. De exemplu, în comparație cu un LED pentru care o putere de ieșire de 1 mW poate necesita un curent direct de pînă la 150 mA, o diodă laser poate radia 1 mW la doar 10 mA.

Fotonii stimulați se propagă în aceeași direcție cu fotonii care i-au stimulat. Prin urmare, lumina stimulată va fi bine direcționată.

Deoarece un foton stimulat este radiat doar cînd un foton extern amorsează această acțiune, ambii fotoni se spune că sunt sincronizați. Aceasta înseamnă că ambii fotoni sunt în fază și astfel radiația stimulată este coerentă.

Pentru a radia lumină stimulată cu putere semnificativa, avem nevoie de milioane de milioane de fotoni. Pentru a stimula o astfel de radiație, se plasează o oglindă la un capăt al regiunii active, ca în Figura 2.2.

Figura 2.2 Stimularea radiației cu oglinzi

Doi electroni, unul extern și unul stimulat, sunt astfel reflectați înapoi înspre regiunea activă. Acești doi electroni vor funcționa acum radiație externă și vor stimula emisia altor doi fotoni. Acești patru fotoni sunt reflectați de o a doua oglindă, poziționată la celălalt capăt a regiunii active. Cînd acești fotoni vor trece prin regiunea activă, ei vor stimula emisia altor patru fotoni. Acești opt fotoni vor fi reflectați înapoi în regiunea activă de prima oglindă și procesul continuă la infinit. Prin urmare, cele două oglinzi realizează o reacție optică pozitivă. Reacția este pozitivă deoarece reacția adună ieșirea (fotonii stimulați) la intrare (fotonii externi). Aceste două oglinzi formează un rezonator.

Albert Einstein este cel care a explicat diferenta dintre emisia spontană și cea stimulată, introducînd parametrii cei poartă numele pentru a calcula probabilitățile acestor două tipuri de emisii.

Laserul este un dispozitiv optic care generează un fascicul coerent de lumină(Figura 2.3). Fasciculele laser au mai multe proprietăți care le diferențiază de lumina necoerentă produsă de exemplu de Soare sau de becul cu incandescență:

monocromaticitate — un spectru în general foarte îngust de lungimi de undă;

direcționalitate — proprietatea de a se propaga pe distanțe mari cu o divergență foarte mică și, ca urmare, capacitatea de a fi focalizate pe o arie foarte mică;

intensitate — unii laseri sunt suficient de puternici pentru a fi folosiți la tăierea metalelor.

La origine termenul laser este acronimul LASER format în limba engleză de la denumirea light amplification by stimulated emission of radiation (amplificare a luminii prin stimularea emisiei radiației), denumire construită pe modelul termenului MASER, un dispozitiv similar, funcționând în domeniul microundelor.

Figura 2.3 Tipuri de surse optice

2.2 ISTORIA LASERILOR

Principiile de funcționare ale laserului au fost enunțate în 1916 de Albert Einstein, printr-o evaluare a consecințelor legii radiației a lui Max Plank și introducerea conceptelor de emisie spontană și emisie stimulată. Aceste rezultate teoretice au fost uitate însă până dupa cel de-al doilea razboi mondial. În 1953, fizicianul american Charles Townes și, independent, Nikolai Basov și Aleksandr Prohorov din Uniunea Sovietică au reușit să produca primul maser, un dispozitiv asemănător cu laserul, dar care emite microunde în loc de radiație laser, rezultat pentru care cei trei au fost răsplătiți cu Premiul Nobel pentru Fizică în anul 1964.

Primul laser funcțional a fost construit de Theodore Maiman în 1960 și avea ca mediu activ un cristal sintetic de rubin pompat cu pulsuri. Primul laser cu gaz a fost construit de fizicianul iranian Ali Javan în 1960 folosind un amestec de heliu neon, care producea un fascicul cu lungimea de undă de 1,15 µm ( infraroșu apropiat ), spre deosebire de laserii actuali cu He-Ne care emit în general în domeniul vizibil, la 633 nm.

Figura 2.4 Theodore Maiman alaturi de laserul experimental.

2.3 PRINCIPIUL DE FUNCȚIONARE

Laserul este un dispozitiv complex ce utilizează un mediu activ laser, ce poate fi solid, lichid sau gazos, și o cavitate optică rezonantă. Mediul activ, cu o compozitie și cu parametrii determinati, primeste energie din exterior prin ceea ce se numeste pompare. Pomparea se poate realiza electric sau optic, folosind o sursa de lumina ( flash, alt laser) si duce la excitarea atomilor din mediul activ, adica aducerea unora din electronii din atomii mediului pe niveluri de energie superioare. Fata de un mediu aflat in echilibru termic, acest mediu pompat ajunge sa aiba mai multi electroni pe starile de energie superioare, fenomen numit inversie de populatie.

Un fascicul de lumina care trece prin acest mediu activat va fi amplificat prin dezexcitarea stimulata a atomilor, proces in care un foton care interactioneaza cu un atom excitat determina emisia unui nou foton, pe aceiasi directie, lungime de unda, faza si stare de polarizare. Astfel este posibil ca pornind de la un singur foton, generat prin emisie spontana, sa se obtina un fascicul cu un numar imens de fotoni, toti avand aceleasi caracteristici cu fotonul initial. Acest fapt determina caracteristica de coerenta a fasciculelor laser[2].

Rolul cavitatii optice rezonante, formata de obicei din doua oglinzi concave aflate la capetele mediului activ, este acela de a selecta fotonii generati pe o anumita directie ( axa optica a cavitatii ) si de a-i recircula numai pe acestia de cat mai multe ori prin mediul activ. Trecerea fotonilor prin mediul activ are ca efect dezexcitarea atomilor si deci, miscorarea factorului de amplificare optica a mediului. Se ajunge astfel la un echilibru activ, in care numarul atomilor excitati prin pompare este egal cu numarul atomilor dezexcitati prin emisie atimulata, punct in care laserul ajunge la o intensitate constanta. Avand in vedere ca in mediul activ si in cavitatea optica exista pierderi prin absorbtie, reflexie partiala, imprastiere, difractie, exista un nivel minim de prag, al energiei care trebuie furnizata mediului activ pentru a se obtine efectul laser.

2.4 JONCȚIUNI P-N

Se numește joncțiune n-p contactul dintre un semiconductor de tip p și unul de tip n. Un semiconductor este de tip n, sau de tip p, daca se realizează doparea cu impuritati care au un electron de valenta in plus ( impuritati donoare), respectiv un electron de valenta in minus (impuritati acceptoare) fata de atomii din semiconductor (Figura 2.5). Acest contact nu se realizeaza prin simpla juxtapunere a celor doua tipuri de semiconductoare ci este un contact intim in sensul ca asigura continuitatea retelei cristaline. Exista mai multe tehnici elaborate in vederea realizarii acestuia.

Figura 2.5 Siliciu dopat n, respectiv p.

Metoda difuziei constă în a acoperi un semiconductor de tip n ( sau de tip p) cu un material care să posede impurități de tip opus celui de bază. De cele mai multe ori se depune, prin evaporare în vid, un strat cu conductibilitate diferită de cea a suportului. Se aplică apoi un tratament termic în urma căruia atomii donori sau acceptori difuzează până la o distanță care depinde de temperatura și durata tratamentului. Aceasta distanta determina joncțiunea.

Metoda alierii constă în a aplica pe o plachetă de Si sau Ge de tip n o pastilă sau o bilă de In sau Al. Ca urmare a încălzirii într-un cuptor ( într-o atmosfera de gaz inert) la temperatura de 450-500˚C, pastila se topește. Urmează apoi o racire lentă astfel încat, în regiunea recristalizată, atomii de In conferă Ge sau Si un caracter acceptor; această regiune va fi in contact intim cu regiune nedizolvată de tip n.

Metoda implantarii ionice constă în iradierea unei plachete semiconductoare de tip p sau de tip n cu un fascicul de ioni care prezintă proprietati donoare sau acceptoare pentru semiconductorul iradiat. Ionii penetreaza semiconductorul până la o adancime care determină joncțiunea.

Metoda creșterii epitaxiale. Creșterea epitaxială este o creștere orientată care se poate realiza fie din faza lichidă, fie din faza gazoasă. În primul caz, placheta semiconductoare se introduce într-o topitură care contine impurități de semn contrar impurităților din placheta. Urmând o tehnică de racire adecvată, solidificarea pe suport se realizează orientat. În cel de-al doilea caz, se face o depunere în vid pe plachetă semiconductoare a unui strat monoatomic din același material, care conține impurități de semn opus.

In cazul unui semiconductor de tip n, electronul in plus ocupa banda de conductie, care este in mod normal neocupata la semiconductoarele intrinseci.

Cvasinivelul Fermi, care se afla la mijlocul bnzii interzise la semiconductoarele intrinseci, se ridica catre banda de conductie la cresterea concentratiei de impuritati. La un semiconductor de tip n cu o concentratie ridicata de dopare, nivelul Fermi Efc, apare in interiorul benzii de conductie. aceste semiconductoare sunt considerate a fi degenerate. In mod similar, nivelul Fermi Efv se misca catre banda de valenta la semiconductoarele de tip p, si apare in interiorul ei, la o concentratie de dopare mare. La echilibru termodinamic, nivelul Fermi trebuie sa fie continuu de-a lungul jonctiunii p-n. Acest lucru se realizeaza prin difuzie de electroni si goluri de-a lungul jonctiunii. Impuritatile ramase formeaza un camp electric destul de puternic pentru a preveni difuzia adanca a electronilor si a golurilor la conditii de echilibru. Acest camp poarta numele de camp electric de bariera. Diagrama benzii de energie a unei jonctiuni p-n in conditii de echilibru termodinamic este prezentata în Figura 2.6.

Figura 2.6 Nivele energetice în semiconductor.

Când o joncțiune este polarizată direct, prin aplicarea unui camp electric extern, campul electric intern se reduce. Aceasta reducere rezultă în difuzia unor electroni și goluri de-a lungul joncțiunii.

Figura 2.7 Polarizarea joncțiunii p-n.

Un curent electric incepe sa curga ca un rezultat al difuziei. Curentul I are urmatoarea relatie:

I = Is [ exp( qV / kbT ) − 1] 2.1

Figura 2.8 Diagrama benzilor energetice a) homojoncțiune și b) heterojoncțiune la echilibru termic (sus) și la o polarizare continuă (jos)

unde Is este curentul de saturatie si depinde de coeficientul de difuzie asociat electronilor si golurilor. Dupa cum se vede in figura de mai sus (a) in vecinatatea jonctiunii ( zona numita regiune de sarcina spatiala), electronii si golurile sunt prezente simultan atunci cand jonctiune e polarizata incontinuu. Electronii si golurile se pot recombina prin emisie sponatana si stimulata, si pot genera lumina intr-o sursa optica semiconductoare.

Jonctiunea p-n din Figura 2.8 (a) se numeste homojonctiune deoarece are acelasi tip de material in ambele parti ale jonctiunii. O problema a homojonctiunii este ca recombinarea electron-gol are loc pe o zona relativ lata (~ 1 – 10 µm) in functie de adancimea de difuzie a electronilor si a golurilor. Avand in vedere ca purtatorii nu sunt limitati in vecinatatea imediata a jonctiunii, se poate obtine greu o densitate mare de purtatori. Aceasta problema se poate rezolva introducand un strat subtire intre semiconductorul de tip p si cel de tip n, cu o lungime de banda mult mai mica decat a celorlalte straturi. Nivelul de mijloc poat, sau nu, sa fie dopat, singurul rol este de a limita spatiul purtatorilor injectiati printr-o polarizare continua. Limitarea purtatorilo are loc deoarece cei doi semiconductori cu aceiasi retea cristalina au lungimi de benzi diferite. Aceste tipuri de jonctiuni se numesc heterojonctiuni, si astfel de dispozitive se numesc dublu heterostructuri. Avand in vedere ca latimea stratului din mijloc poate fi controlata extern ( tipic are latimea de ~0.1 µm), se pot forma densitati mari de purtatori la un anumit curent de injectie. Figura (b) arata diagrama benzii de energie la o dubla heterostructura fara sau cu o polarizare continua.

Utilizarea geometriei unei heterostructuri pentru surse optice semiconductoare este preferata. Dupa cum am mentionat si mai sus, diferenta latimilor de banda a celor doi semiconductori ajuta la limitarea zonei purtatorilor in zona strtului de mijloc, numit si stratul activ deoarece se emite lumina in interiorul lui datorita recombinarilor dintre electroni si goluri. Stratul activ are un indice de refractie putin mai mare decat al straturilor de tip n sau p doar pentru ca latimea lui de banda este mai mica. Ca rezultat al faptului ca indicele de refractie este mai mic, stratul activ se comporta ca un ghid de unde dielectric si suporta moduri optice al caror numar poate fi controlat schimband latimea stratului activ. Concluzia este ca o heterostructura limiteaza zona de generare a luminii la stratul activ datorita coeficientului sau ridicat de refractie. Figura de mai jos expliciteaza limitarea simultana a purtatorilor si a campului optic la regiunea activa intr-o heterostructura.

Figura 2.9. Limitarea simultană a purtatorilor și a câmpului optic la o dublă heterostructură.

2.5. DIODA LASER HOMOJONCȚIUNE

Radiația laser poate fi produsa si in urma recombinarii electronilor si a golurilor intr-o jonctiune semiconductoare p-n(dioda laser) daca castigul depaseste pierderile. Diodele laser constituie unicul sistem laser in care emisia stimulata a radiatiei electromegnetice poate fi modulata in amplitudine direct, prin modularea energiei de pompaj. astfel, prin modularea temporala a densitatii de curent electric de injectie, se realizeaza modularea temporala simultana a intensitatii radiante a undei laser, ceea ce permite transmiterea informatiei pe cale optica, cu ajutorul unui fascicul laser modulat pe baza unui procedeu care nu este foarte complicat.

Figura 2.10 Structura unui led homojoncțiune

Într-un cristal semiconductor, nivele energetice posibile ale electronilor in cristal sunt distribuite in banda de valenta si in banda de conductie, benzi energetice separate printr-o banda interzisa de pana la 3eV. Pentru cresterea artificiala a conductivitatii electrice la temperatura camerei, semiconductorul poate fi dopat cu impuritati donoare de electroni, iar cristalul semiconductor are electronii ca purtatori de sarcina majoritari, sau cu impuritati acceptoare de electroni, iar semiconductorul are golurile ( absentele electronilor) ca purtatori majoritari. Consideram cazul unui dopaj peste o anumita limita a concentratiei de impuritati, atat donoare cat si acceptoare, astfel incat, atat in banda de valenta cat si in banda de conductie, electronii nu pot avea energii decat pana la anumite valori, denumite cvasinivele Fermi: WFC in banda de conductie, si respectiv WFV in banda de valente. Acesta este cazul unui asa numit semiconductor extrinsec degenerat.

Cele mai impornate caracteristici ale unei diode laser sunt determinate de dimensiunile foarte mici ( cativa µm ) ale acestor dispozitive precum si de posibilitatea modularii radiatiei prin varierea curentului. pentru a descrie functionarea unei diode laser homojonctiune se considera jonctiunea p-n avand grosimea zonei active d prezentata in figura 2.10.

În zona activa de latime d, numita si distanta de confinare ( de aproximativ 1µm ) se prodic un numar suficient de mare de electronisi respectiv goluri pentru ca dispozitivul sa aibe un castig pozitiv. Dimensiunea zonei active este mai mica decat cea corespunzatoare modului campului

( D > d ). 2.2

În cazul unei diode laser castigul la prag se poate exprima fuctie de curentul prin dioda. Valoarea de prag a curentului electric pentru inversia de populatie intr-o dioda laser rezulta dintr-un sistem de doua ecuatii asociate, respectiv, aspectelor fizice: conditia de prag la un parcurs complet al radiatiei in cavitate, si repsctiv, relatia dintre amplificarea optica si densitatea curentului electriv de pompaj.

Conform conditiei de prag, intensitatea I0 a radiatiei electromagnetice rezultate prin emisia stimulata trebuie sa ramana neschimbata dupa un parcurs complet al cavitatii laser:

I0R1R2exp(2ΓgpL)exp{-2L[Γαa+(1-Γ)αr]} = I0 2.3

unde R1 si R2 sunt reflectantele fetelor polarizate ale celor doua capete aole ghidului de unda semiconductor, Γ este factorul de restrangere spatiala a undei electromagnetice in zona activa, gp reprezinta amplificarea optica in unitatea de volum a zonei active ( castigul), la pragul oscilatiei laser, L este lungimea cavitatii rezonante laser, αa este coeficientul intern de pierderi optice in zona activa, iar αr este coeficientul de pierderi optice in zonele de restrangere spatiala a radiatiei. Ecuatia poate fi scrisa si astfel

Γgp = Γαa + (1-Γ)αr + ln ( ) 2.4

Factorul de restrangere spatiala optica Γ are un rol determinant in proiectarea structurii oricarui laser cu mediu activ semiconductor. Acest parametru caracterizeaza suprapunerea spatiala dintre unda de emisie stimulata ghidata optic si regiunea cu inversie de populatie. Considerand ca densitatea de goluri in regiunea activa este mare, deci densitatea de electroni pe nivelul fundamental este suficient de mica pentru ca absorbtia unui foton sa fie neglijata, castigul poate fi scris sub forma:

g(υ) = N2S(υ) 2.5

unde N2 reprezinta densitatea de electroni injectati in regiunea activa din banda de conductie a semiconductorului de tip n, iar A este rata emisiei spontane corespunzatoare recombinarii radiative.

Considerand eficienta cuantica interna ηi a diodei laser ca fiind probabilitatea ca un purtator de sarcina electrica injectat in zona activa sa se recombine radiativ, puterea radianta Pe a undei electromagnetice rezultate din emisia stimulata se exprima prin:

Pe = ηiħω 2.6

unde I este intensitatea curentului de injectie, Ip este intensitatea curentului de prag pentru oscilatia laser, e este sarcina elementara, iar ω este frecventa unghiulara a radiatiei emise.

O parte din Pe se disipa in cristalul semiconductor, iar restul constituie puterea radianta laser, P efectiv emisa de dioda laser in exterior, prin fetele cristaline de reflectante R1 si, respectiv R2, ce constituie rezonatorul laser.

Daca se noteaza cu α coeficientul de absorbtie totala in cristalul semiconductor al diodei laser ( ce include αa si αr ), puterea radianta a fascicolului laser se scrie sub forma:

P = ηiħω 2.7

unde s-a considerat R1=R2=R.

2.6 DIODA LASER CU DUBLĂ HETEROJONCȚIUNE

O imbunatatire a performantelor diodelor laser s-a realizat prin fabricarea de medii active din material semiconductor cu dubla heterojonctiune. Heterostructura reprezinta o jonctiune intre doua cristale semiconductoare cu compozitie chimica diferita si cu dopaje de tip diferit. Dubla heterostructura este o structura formata din trei straturi de material semiconductor, cele de la extremitati avand formula chimica si conductivitate electrica ( dopaj ) diferite fata de cel din mijloc, care contine regiunea cu jonctiune activa, de exemplu GaAlInP/GaInP/GaAlInP.

Figura 2.11 Structura unui LED heterojonctiune

De asemenea indicele de refractie al materialului central este mai mare decat al straturilor laterale, ceea ce mijloceste ghidarea radiatiei rezultate din emisia stimulata, prin zona activa a diodei.

Prima caracteristica esentiala a unei duble heterostructuri semiconductoare reprezinta posibilitatea ghidarii undelor electromagnetice prin zona activa cu indice de refractie mai mare. Iar cea de- a doua caracteristica reprezinta posibilitatea realizarii inversiei de populatiei cu un curent electric de pompaj cu intensitate redusa. Aceste proprietati fac ca o configuratie cu dubla heterostructura sa prezinte o mai mare eficienta a generarii emisiei stimulate, fata de dioda laser cu material omogen in zona activa. Materialele semiconductoare cel mai des utilizate pentru fabricarea diodelor laser cu dubla heterostructura sunt combinatii de tipurile AIIIBV sau AIVBVI.

O configuratie practica pentru obtinerea inversiei de populatie intr0un mediu activ semiconductor este aceea a unei diode cu jonctiune p-n in care regiunile p si n sunt obtinute prin doparea pana la degenerare a aceluiasi cristal semiconductor. Cvasinivelul Fermi al materialului de tip p se afla in banda de valenta, iar acela al materialului de tip n in banda de conductie. In absenta unei diferente de potential electric la bornele diodei, cele doua cvasinivele Fermi coincid ( conditia de echilibru termodinamic ).

La aplicarea unei diferente de potential V, acestea se separa printr-un interval energetic eV ( unde e este sarcina electrica elementara ). In zonea de sarcina spatiala a jonctiunii se produce o inversie de populatie intre electronii si goluri. Acest fenomen face posibila amplificarea radiatiei prin emisie stimulata, la recombinarea radiativa dintre un electron si un gol.

Indicele de refractie al majoritatii materialelor semiconductoare, pentru lungimile de unda ale emisiei acestora, este suficient de mare astfel incat, la interfata semiconductor/aer, coeficientul de reflexie pentru radiatia emisa sa aiba valori ridicate pentru a determina formarea unei cavitati Fabry-Pérot pe fetele cristalului perpendiculare pe directia emisiei. In multe tipuri de diode laser de mica putere, nu este necesara nici slefuirea sau depunerea de straturi refletoare pe capetele mediului activ, intrucat clivajul cristalului dupa planuri atomice determina fete cu suprafete foarte netede.

CAPITOLUL III

APLICAȚII ALE LASERILOR ÎN TELECOMUNICAȚII

3.1 CAVITATEA FABRY PEROT

Cavitățile Fabry-Perot ( numite și etaloane Fabry-Perot ) sunt elemente folosite în fizica optică, cu ajutorul cărora se construiesc laserele. O cavitate Fabry-Perot are în componență două oglinzi reflectoare separate la o distanță fixă notată cu L. Se folosesc de foarte multe ori oglinzi curbate, deoarece acestea pot bloca lumina într-un mod stabil.

Pentru obținerea efectului laser condiția necesară pentru realizarea inversiei de populație nu este și suficientă. Un mediu în care s-a realizat inversia de populație va emite radiație coerentă doar dacă este străbătut de o radiație cu densitatea spectrală mare pe frecvența de rezonanță. Pentru a îndeplini această condiție este necesar să se introducă mediul activ într-o cavitate rezonantă. Acesteia îi corespund anumite structuri de câmp staționar numite moduri, determinate în principal de caracteristicele electrice ale cavității. Deoarece fiecărui mod al cavității îi corespunde o anumită frecvență, rezultă că o anumită cavitate poate amplifica ( teoretic ) o mulțime numarabilă de frecvențe ale spectrului electromagnetic.

Numărul de moduri de vibrație din intervalul spectral dυ centrat în υ, care apare într-o cavitate închisă de volum V este:

dN = Vdυ 3.1

Pentru domeniul microundelor se pot construi cavități înschise cu dimensiuni de ordinul lungimii de undă( ~ 10-2m ) astfel încat să fie excitate doar cateva moduri joase. În domeniul optic însă, este imposibilă realizarea unei cavități cu dimensiuni comparabile cu lungimea de undă λ, iar funcționarea lor pe frecvențe proprii cu indici superiori nu este posibilă. Din relația de mai sus se observă că distanța medie dintre două moduri vecine se micșorează invers proporțional cu pătratul frecvenței de oscilație. De asemenea, factorul de calitate, determinat din ordinul de mărime al raportului dintre dimensiunile raportului și adâncimea de pătrundere a câmpului în metal este proporțional cu υ1/2. Din această cauză lungimea curbei de rezonanță Δυ crește odată cu creșterea frecvenței, iar curbele de rezonanță de ordin superior al unei cavități închise se vor înterpătrunde, adică la aceste frecvențe rezonatorul își va pierde calitățile sale rezonante. Folosirea cavităților deschise duce la o rărire considerabilă a spectrului și în același timp au un factor de calitate foarte mare.

În 1958, fizicienii Shawlow și Townes au propus utilizarea, pentru domeniul optic, a unor cavități rezonante de tip fabry-Perot ( doup oglinzi puternic reflectatoare în domeniul de emisie al laserului respectiv, așezate față în față la o distanță mare în raport cu dimensiunile lor active ). Prin reflexii repetate ale luminii în aceste plane se formează unde staționare care favorizează amplificarea undei respective. O parte a undei de lumină astfel amplificată iese din stratul reflector ( parțial transparent ), constituind semnalul emis de generatorul cuantic. Rezonatorii Fabry-Perot prezintă avantajul selectării unui număr foarte mic de moduri din totalul celor suportate de o cavitate rezonantă închisă de aceleași dimensiuni. Rezonatoarele Fabry-Perot sunt împiedicate să oscileze modurile radiațiilor ale căror direcții de propagare sunt atât de înclinate fata de axul optic al cavității încat nu mai unesc puncte ale suprafețelor active ale celor două oglinzi. Chiar daca cele care, din punct de vedere geometric, se mențin în cavitate, vor oscila doar cateva – acele ale căror pierderi de energie prin difracție sunt minime.

Un rezonator laser este un rezonator Fabry-perot, la construcția cărora se pot folosi perechie de oglinzi plane, convexe, plan-convexe sau concav-convexe. Razele de curbură ale oglinzilor pot fi egale sau diferite, iar așezarea lor se poate face cofocal sau nu.

Figura 3.1. Cavitate Fabry Perot.

În cazul unei cavități Fabry-Perot ( arătatp în figura de mai sus ), care are două oglinzi identice cu coeficientul de reflexie în putere notat cu R, și coeficientul de transmisie în putere notat cu T, unde T + R = 1. Notam cu r2 = R și cu t2 = T,unde r poarta numele de coeficient de reflectivitate iar t de coeficient de transmisie. În cazul laserilor cu semiconductori plasarea oglinzilor externe nu este utilă, deoarece fațetele unite ale laserului se comportă ca o oglindă cu reflectivitatea:

Rm = ( )2 3.2

unde n este indexul de refracție a mediului de câstig. De obicei, n=3.5, făcând ca reflectivitatea să fie de 30%. Chiar dacă cavitatea formată de cele două fețe unite are pierderi, câștigul este destul de mare cât să tolereze pierderi semnificative.

Ei reprezintă amplitudinea razei de intrare, resprectiv Et amplitudinea razei de ieșire. O rază odată intrată în cavitate parcurge o serie de drumuri dus-întors, astfel

Et = Eit2e-jβL + x2 Eit2e-jβL + … cu x = r2e-2jβL. 3.3

Figura 3.2 Oglinzile și câștigul cavității Fabry Perot.

dar astfel incat: 3.4

3.5

Astfel încât:

3.6

si a/2.

intensitatea luminii transmise:

3.7

unde β este constanta de propagare, iar βL poate lua valori de 0, π, 2π….mπ, unde m este un număr natural. Va rezulta că:

βL = 3.8

Transmisia ajunge la valoare maximă , acest lucru se întamplă la frecvența fm = mc/2L, unde m este un numar întreg, iar c este viteza luminii. La aceasta frecvența L = mλ/2. Pentru diferite valori ale lui m, vom avea:

Figura 3.3 Frecvențe în cavitatea Fabry Perot.

Pentru valori diferite ale reflectivității:

Figura 3.4 Maximul transimisie.

Dupa cum am arătat până acum, emisia stimulată poate domina doar dacă are loc inversia de populație. Pentru laserii cu semiconductori aceasta condiție se satisface dacă straturile n si p ale unei joncțiuni p-n sunt dopate până la degenereare, astfel încat, la o polarizare directă a joncțiunii p-n cvasinivelele Fermi se separă printr-un interval energetic eV mai mare decât al joncțiunii. Atunci când densitatea purtatorilor în stratul activ depășește o anumită valoare, numită valoare de penetranță, are loc inversia de populație, iar regiunea activp face posibil un câștig optic.

Un parametru foarte important, cel care convertește un amplificator într-un oscilator, este feedback-ul optic ( reacția inversă ). În majoritatea laserilor acest feedback se obține prin plasarea mediului de câstig în interiorul unei cavități Fabry-Perot.

Pentru a obține un oscilator dintr-un amplificator este necesar ca sistemul sa aibă o reacție pozitivă. În regiunea microundelor acest lucru se realizează plasând materialul activ într-o cavitate rezonantă care are o rezonanța la frecvența ω. În regiunea optică, reactia pozitivă se obține plasând mediul activ între două oglinzi cu coeficientul de reflexie foarte mare.

În acest caz unda electromagnetică plană se propagă în spațiul dintre oglinzi ( cavitatea Fabry-Perot ), efectuând drumuri dus-întors, fiind amplificată la fiecare traversare a mediului activ. Daca una dintre oglinzi este parțial transparentă, aceasta lasă să treacă fascicolul laser la ieșire.

Astfel, un semnal de intrare care se propaga in interiorul regiunii active, se amplifica cu exp(gz), unde g se numeste coeficientul de castig. Coeficientul de castig se poate calcula, stiind ca e proportional cu Rstim-Rabs, unde Rstim si Rabs reprezinta ratele de emisie stimulata, resprectiv de absorbtie. In general, g se calculeaza numeric.

3.9

O oscilatie apare atunci cand , astfel incat Et 0 iar Ei = 0.

Separatia intre doua varfuri adiacente, numita "free spectral range" se determina astfel:

L= mλ/2n = m de unde f = m 3.10

Δλ = iar Δf = 3.11

m = de unde reiese ca 3.12

m + 1 = si astfel 3.13

Δf = fFSP = fm+1 – fm = c/2ngL

Știm faptul că Δf/f = Δλ/λ, de unde putem scoate Δλ = . 3.14

ng = n + ω 3.15

Ecuatia castigului este

g(λ) = g(0) unde σ se numeste castig diferential. 3.16

Figura 3.5 Profilul cromatic

Condiția de prag

În practică, în cavitate apar piederi, ceea ce înseamnă că o parte din undele de intrare, generate prin emisie stimulata, sunt absorbite de mediu, iar acestea trebuie sa fie inlocuite incontinuu. Daca castigul optic nu e destul de mare cat sa compenseze pentru pierderile de energie din cavitate, nu se poate obtine un fascicul laser de iesire. Astfel, se poate defini un castig optic minim, care este necesar pentru ca un laser sa poata functiona. Aceasta valoare se poate atinge doar atunci cand laserul e pompat deasupra unui nivel de prag, numit nivel de "threshold". Curentul necesar care atinge nivelul, se numeste curent de prag, sau curent de "threshold".

Un mod simplu de a obtine conditia de prag este de a studia modificarea amplitudinii unei unde in timpul unei treceri prin cavitate. Considerand o unda cu amplitudinea E0, frecventa ω, si avand numarul de unda k = nω / c. In decursul a unei treceri prin cavitate, amplitudinea ii creste cu exp[(g/2)(2L)] datorita castigului ( g este coeficientul de castig in putere ) si faza i se modifica cu 2kL unde L este lungime mediului activ.

In acelasi timp amplitudinea i se modifica cu exp(-αintL) datorita reflexiei fetetelor si datorita pierderilor interne αint. Aici R1 si R2 sunt reflectivitatile fatetelor laserului. Chiar daca R1 = R2 in cele mai multe cazuri, reflectivitatile cele doua pot fi diferite daca fatetele laser sunt facute sa-si schimbe reflectivitatea naturala. In stare stationara, unda ar trebui sa ramana neschimbata chiar dupa o tura completa:

E0 = E0exp(gL)exp(-αintL)exp(2*j*k*L) 3.17

astfel obtinand:

g = αint + ln( ) = αint + αmir = αcav 3.18

2kL = 2mπ sau f = fm = mc/2nL 3.19

unde k = 2πmf /c si m este un numar intreg. Ecuatia 4 arata ca coeficientul de castig g este egal cu pierderile totale in cavitate αcav la nivelul de prag si dedesuptul lui. E foarte important de punctat faptul ca g nu este acelasi cu coeficientul de castig de material gm aratat in figura 3.9.

Puterea totala pierduta prin aceste procese este:

Pp = nħω2 / Q, unde n este numarul de fotoni absorbiti in unitatea de volum.

Conditia de oscilatie pune conditia ca puterea totala emisa sa fie mai mare sau egala cu puterea totala pierduta ( P Pp ), si acest lucru se intampla daca:

N2 – N1 3.20

Relatia exprima dependenta inversiei de populatie de parametrii atomici ai sistemului ( τ, Δω, ω, λ ) cat si de factorul de calitate al cavitatii Q. In cazul egalitatii se obtine valoarea minima a inversiei de populatie pentru care apare efetul laser. Din acest motiv relatia poarta numele de relatia de prag. Inlouind in relatia ω = 2πc / λ se observa ca inversia de populatie este data de formula :

N2 – N1 3.21

adica inversia de populatie este invers proportionala cu puterea a treia a lungimii de unda. Aceasta explica faptul de ce este mult mai dificil de realizat un laser pe lungimi de unda scurte ( in ultraviolet ) decat in domeniul intrarosu apropiat al spectrului.

Din relatia 3.21 se observa ca inversia de populatie pentru timpi de viata de acelasi ordin de marime trebuie sa fie de o mie de ori mai mare pentru λ = 250 nm decat pentru λ = 2500 nm. In al doilea rand, diferenta de populatie N2 – N1 este o caracteristica a sistemului atomic, care nu poate fi marita peste o anumita limita. Rezulta ca singurele metode utilizate pentru a realiza conditia de prag sunt fie de a actiona asupra factorului de calitate al cavitatiiprin marirea lungimii mediului activ ( ceea ce in majoritatea cazurilor comporta serioase dificultati experimentale ) sau prin imbunatatirea reflexiei oglinzilor, astfel ca ( 1-R ) sa fie cat mai mic.

In al treilea rand din relatia 3.22 se observa ca

N2 – N1 g2 / g1 τ 3.22

ceea ce indica faptul ca cu cat tranzitia este mai probabila, avand un timp de viata mai scurt, cu atat efectul laser se poate obtine la o inversie de populatie mai mica.

Se observa ca conditia de prag este satisfacuta in majoritatea covarsitoare a cazurilor numai pentru coeficienti de reflexie apropiati de unitate, adica (1-R) <<1.

Modurile optice se extind si in afara regiunii active, in timp ce castig exista doar in aceasta regiune. Liniile verticale arata locatia modurilor longitudinale. Ca un rezultat, g = Γgm, unde Γ este factorul de confinare a regiunii active cu valori < 0.4.

Conditia de faza arată ca frecventa laserului f trebuie sa coincida cu una dintre frecventele fm, unde m este un numar intreg. Aceste frecvente corespund modurilor longitudinale si se determina cu ajutorul lungimii optice nL. Spatiul Δf dintre modurile longitudinale e constant daca se ignora dependenta frecventelor de n. De obicei, Δf = 100 – 200 GHz pentru L = 200 – 400 µm.

Modurile cavității rezonante

Datorita conditiilor la limita ( reflexia si difractia pe oglinzi ), intr-o cavitate rezonanta se vor stabili configuratii stationare caracterizate prin anumite distributii transversale de amplitudine si faza, care se produc intre cele doua oglinzi, si rintr-un anumit numar de ventre si noduri de-a lungul axei cavitatii laser. Geometria cavitatii impune o tratare separata a structurii axiale ( moduri longitudinale ) si transversale ( moduri transversale ) ale unei configuratii spatiale de oscilatie a cavitatii.

Modurile longitudinale

Atunci cand o cavitate este excitata de o radiatie, in ea iau nastere, pe anumite frecvente, oscilatii stationare de un camp electromagnetic. Frecventele de oscilatie sunt determinate de conditia ca dublul lungimii cavitatii sa fie un numar intreg de lungimea de unda λ:

2L = qλ, unde q este un numar intreg si se numeste ordinul modului.

În practica, distanta de separatie a oglinzilor, L, este mult mai mare decat lungimea de unda λ, facand astfel ca q sa ia valori foarte mari ( in jur de 105 – 106 ).

Figura 3.6 Modurile longitudinale.

Structura teoretica de moduri longitudinale ale unei cavitati rezonante este o structura de benzi care sunt cu atat mai inguste cu cat coeficientul de reflexie al oglinzilor este mai mare. Totusi, aceasta finete nu poate fi crescuta oricat. Avand in vedere ca profulul spectral al emisiei laser este o convolutie intre profilul cavitatii rezonante si cel al liniei spectrale, rezulta ca printr-o alegere corespunzatoare a dimensiunii cavitatii si a coeficientului de reflexie al oglinzilor, se poate obtine emisie laser pe un singur mod al cavitatii.

Totusi, un astfel de laser oscileaza in cateva moduri longitudinale simultan, din cauza unei diferente de castig relativ mica ( ~0.1 cm-1 ) intre modurile vecine a unei cavitati FP. Latimea spectrala rezultata (2-4 nm) este acceptabila pentru sistemele de unda care opereaza in apropiere de 1.3 µm la un bit rate de 1 Gb/s. Totusi, astfel de laseri multimod nu pot fi folositi pentru sisteme destinate sa opereze la 1.55 µm la bit rates ridicate. Singura solutie este sa construim laseri cu semiconductori care sa emita lumina predominant intr-un singur mod longitudinal (SLM).

Modul longitudinal cu cele mai mici pierderi de cavitate atinge conditia de prag primul si devine modul dominant. Restul modurilor vecine au pierderile prea mari, ceea ce face ca emisia spontana sa nu iasa din cavitate. Puterea acestor moduri este o fractiune ( < 1%) din puterea emisa totala. Performantele unui laser SLM este caracterizata de obicei de raportul de supresie a modurilor ( "MSR = mod-supression ratio"), definit ca:

MSR = Pmm / Psm 3.23

unde Pmm este puterea modului dominant iar Psm este puterea celui mai dominant mod din celelalte moduri ramase. MSR ar trbui sa aiba valori mai mari de 1000 ( sau 30 dB) pentru un laser SLM bun. Se stie ca, cu cat curentul injectat creste, modul central creste mai repede decat modurile vecine, astfel creste raportul MSR.

Figura 3.7 Modul dominant în cavitatea Fabry Perot.

Modurile longitudinale determina spectrul radiatiei emise. Ele pot fi cele mai multe deoarece lungimea cavitatii este mult mai mare decat lungimea de unda.

Modurile transversale

Considerăm ca pe suprafata uneia dintre oglinzi avem o configuratie de camp crescuta ( de exemplu o unda plana uniforma ). Configuratia de camp la cea de-a doua oglinda poate fi calculata conform principiului Huygens-Fresnel. Daca am face acest calcul de un numar mare de ori, am constata ca la un moment dat se ajunge la o distributie a amplitudinii si a fazei campului care se repeta pana la un factor constant complex, dupa o parcurgere completa a cavitatii. O astfel de distributie self-reproductibila poarta numele de mod transversal.

3.2 LASERI CU CAVITATE FABRY-PEROT

Laserii Fabry-Perot sunt numit dupa cercetatorii francezi Charles Fabry si Alfred Perot si reprezinta cea mai simpla forma de lasere cu semiconductori.

Laserii cu cavitate Fabry-Perot sunt usor de fabricat si au fost utilizat inca din primele zile. Diferenta de castig pentru modurile de oscilatie este mica, rezultand ca laserii Fabry-Perot tind sa oscileze pe mai multe moduri longitudinale. In particular, laserii cu castig optic cu o cavitate Fabry-Perot oscileaza pe mai multe moduri, fara exceptie. Chiar si un laser Fabry-Perot monomod etaleaza oscilatii multimod la o modulatie rapida a curentului de injectie. Din punct de vedere al dinamicii haotice, laserul Fabry-Perot este instabil, etaland un numar mare de oscilatii instabile din cauza variatiilor parametrilor cauzate de perturbatii externe.

Cea mai simpla structura a unui laser cu semiconductori consta intr-un strat activ subtire ( de grosime ~ 0.1 µm ) stand la mijloc, intre doua straturi de semiconductor, unul n, si unul p. Rezulta astfel o heterojonctiune p-n, care se polarizata direct prin contacte metalice.

Astfel de laseri se numesc laseri cu semiconductori cu arie extinsa, si fac parte dintr-o categorie de laseri semiconductori cu o putere mare. Laserii semiconductori cu are extinsa poarta aceasta denumire datorita faptului ca curentul se injecteaza pe o zona relativ extinsa cuprinzand toata latimea cipului laserului ( ~ 100µm ), avand regiunea activa intinsa pe o latime mare. Astfel, efectele difuziei purtatorilor si a difractiei luminii in regiunea activa sunt esentiale pentru o astfel de structura. Laserii semiconductori cu arie extinsa au aceiasi structura ca un laser semiconductor cu regiune ingusta.

Figura 3.8. Laser cu arie extinsă.

Figura 3.8 arata o astfel de structura. Latimea regiunii active este mai lata decat cea a unui laser semiconductor normal cu regiune ingusta. Similar cu cazul fibrelor optice, suporta un anumit numar de moduri, numite moduri transversale. Apare astfel o oscilatie a modurilor tranversal-electrice. Totusi, sub o instalatie speciala a dispozitivului, cum ar fi anizotropia indusa prin stres, un laser cu arie extinsa poate prezenta o si o oscilatie a modurilor tranversal-magnetice. Lungimea caviatii interne este de acelasi ordin, sau chiar mult mai mare, ca la un laser cu regiune ingusta. Dimensiunea longitudinala este tipic 1 mm. Pentru a se evita pagube optice catastrofale, laser are o reflectivitate marita a fatetelor din spate, si o reflectivitate scazuta a fatetelor din fata. Puterea de output a unui astfel de laser este mai mare de 100 mW.

Lumina laserului se emite de la cele doua fatete unite in forma unui spot eliptic de dimensiuni ~ 1×100 µm2. In planul perpendicular pe planul jonctiunii, dimensiunea spotului este ~ 1 µm deoarece laserul are o heterostructura ca design. Stratul activ se comporta ca un ghid de unda deoarece indicele de refractie este mai mare decat cel al straturilor vecine ( Δn 0.3 ). In practica, stratul activ este destul de subtire (~ 0.1 µm ) astfel incat ghidul de unda suporta un singur mod transversal. Totusi, pe directia paralela cu planul jonctiunii nu exista un astfel de mecanism de limitare a luminii. In consecinta, lumina generata se propaga pe toata latimea laserului. In afara faptului ca opereaza la puteri mari, calitatea radiatiei laser prezinta performante reduse, Astfel laserii cu semiconductori cu arie extinsa au un numar mare de dezavantaje si se utilizeaza foarte rar in sistemele optice de comunicatie. Cea mai mare inconvenienta este faptul ca suporta un curent de prag destul de mare. Acesasta problema se poate rezolva introducand un mecanism de limitare a curentului pe directia laterala. Laserii care rezulta astfel, se pot pune in doua categorii.

Laserii cu semiconductori ghidati cu castig rezolva problema limitarii luminii prin limitarea curentului de injectie la o banda ingusta. Acest tip de laseri se numesc laseri cu semiconductori cu banda ingusta.

Figura 3.9 . Sectiuni laterale a doi laseri cu geometrie "stripe" utilizate pentru realizarea laserilor semiconductori cu ghidare in castig, si anume a) exide stripe si b) junction stripe.

Figura 3.9. structura schematica a doi laseri. Intr-o prima faza un strat de dielectric, SiO2 se depune deasupra stratului p cu o deschizatura centrala prin care curentul se injecteaza. Intr-o a doua faza, un strat de tip n se depunde deasupra unuia de tip p. Regiunea de tip n se converteste intr-una de tip p printr-o difuzie cu Zn. Curentul curge doar prin partea centrala si este blocat altundeva datorita polarizarii inverse care apare intr-o jonctiune p-n. Exista, insa, multe alte variante. In toate design-urile, curentul injectat intr-o banda ingusta centrala ( ~ 5 µm latime ) conduce la o distributie spatiala varianta a densitatii purtatorilor ( guvernata de difuzia purtatorilor) in directia laterala. Castigul optic este maxim in mijlocul benzii. Avand in vedere ca stratul activ are pierderi de absorbtie mari in portiunile vecine mijlocului benzii, lumina este limitata regiunii benzii. Limitarea luminii este ajutata de castigul optic , astfel de laseri se numindu-se laseri cu semiconductori ghidati de castig. Curentul lor de prag are valori tipice intre 50-100 mA, si lumina este emisa in forma unui spot eliptic de dimensiuni ~ 1×5µm2. Cel mai mare inconvenient este ca dimensiunea spotului nu e stabila in timp ce puterea laserului creste. Astfel de laseri se utilizeaza rar in comunicatiile optice din cauza problemelor de stabilitate a modurilor.

Problema de limitare a luminii se rezolva in laserii cu semiconductori cu ghidare prin index prin introducerea unui index ΔnL in directia laterala, astfel incat un ghid optic este format printr-o maniera similara cu cea prin care un ghid optic se formeaza pe directa transversala de designul heterostrusturii. Astfel de laseri se pot clasifica in laseri cu semiconductori cu index slab sau, repectiv, cu index puternic, depinzand de magnitudinea lui ΔnL. Figura 3.10 arata exemple de astfel de laseri. La laserii cu ghid de unda canelat in interior, un canal se formeaza prin corodarea unor parti a stratului p. Un strat de oxid de siliciu se depunde apoi pentru a bloca deplasarea curentului si pentru a forma un index de ghidare mic. Indicele de refractie a SiO2 este considerat mai mic decat al regiunii p centrale, indicele efectiv al modului tranversal este diferit in cele doua regiuni, rezultand la un index de ΔnL 0.01. Aceasta valoarea a indexului limiteaza lumina generata la regiunea canalului. Magnitudinea indexului depinde de pasii tehnologici, cum ar fi de latimea canalului si de apropierea stratului de oxid de siliciu de stratul activ. Totusi, simplitatea design-ului cu ghid cu canal interior duce la un cost redus, facand acest tip de laseri foarte atractivi pentru anumite aplicatii.

Figura 3.10. Sectiuni laterale a doi laseri cu ghidare prin index a) o structura ridge-waveguide pentru o ghidare cu index slaba b) EMBH ( Etched Mesa Buried Heterostructure ) pentru o ghidare cu index puternica

La laserii cu semiconductori cu index de ghid puternic, regiunea activa de dimensiuni 0.1×10 µm2 este inconjurata de cateva straturi cu indice de refractie mai scazut. Pentru acest motiv, acest tip de laseri se numesc laseri cu heterostructura ingropata (" buried heterostructure BH"). Exista cateva tipuri de laseri BH, cum ar fi EMBH ( "Etched Mesa Buried Heterostructure" ), pBH ( "planar Buried Heterostructure" ), DCPBH ( "Double Channel planar Buried Heterostructure" ), depinzand de metoda de fabricatie utilizata de structura laserului. Toate au un index mare ΔnL 0.1 pe directia laterala, si, ca un rezultat, permit o limitare de mod puternica. Datorita unui index incorporat marit, distributia spatiala a luminii emise este cu o stabilitate inerenta, doar daca laserul este destinat sa suporte un singur mod spatial.

Regiunea activa a unui laser BH are forma unui ghid de unda rectangular, modurile spatiale se pot obtine prin folosirea unei motode folosite si la fibrele optice. In practica, un laser BH opereaza cu un singur mod daca latimea regiunii active se reduce la o dimensiune mai mica de 2 µm. Dimensiunea spot-ului este eliptica, fascicolul de lumina se difracta larg si pe directia transversala si pe cea laterala. Spot-ul eliptic si un unghi de divergenta mare fac ca cuplarea luminii in fibra sa fie dificila. Eficienta tipica de cuplare este de 30-50% pentru majoritatea transmiterilor optici. Se utilizeaza uneori un convertor de dimensiune a spotului.

WDM ( "Wave-Division-Multiplexing" ) este o metoda folosita pentru a mari capacitatea fibrelor optice, deoarece utilizeaza domeniile vaste de frecvente disponibile intr-o fibra optica prin asignarea diferitelor lungimi de unda diferitelor canale. Pentru a face un asemenea sistem mai flexibil, si astfel mai usor de folosit, este mai de dorit folosirea laserilor care pot fi acordati pe lungimile de unda a canalelor, decat folosirea unui singur laser care are o lungime de unda fixa pentru fiecare canal.

Exista doua categorii de laseri acordabili. in prima categorie intra laserii DBR ( "Distributed Bragg Reflector" ) cu doua sau trei sectiuni, laserii DFB ( "Distributed Feedback" ) cu mai multe sectiuni si SG-DBR laser ( "Sampled Grating Distributed Bragg Reflector" ). In a doua categorie intra laserul C3 si Yj laser ( " Y-junction" ), despre care nu vom vorbi in aceasta lucrare. Fiecare dintre acesti laseri prezinta si avantaje, dar si dezavantaje in folosirea lor pentru comunicatiile optice. Spre exemplu, laserii DBR cu mai multe sectiuni si laserii DFB au o acordabilitate limitata.

3.3 LASERI CU REACȚIE INVERSĂ DISTRIBUITĂ DFB

Laseri cu semiconductori cu reactie distribuita (DFB) au fost inventati in perioada 1980 si se folosesc la sisteme de unda WDM. Reactia inversa la laserii DFB, nu este localizata la fatete ci este distribuita in intregimea cavitatii. Acest fenomen se dobandeste prin constructa unui grilaj care duce la o variatie periodica a indexului de mod. Reactia inversa are loc la difractia Bragg, un fenomen care cupleaza undele care se propaga direct, dar si invers. Selectrivitatea de moduri a unui laser DFB satisface conditia lui Bragg: cuplarea are loc doar la lungimi de unda λB care satisfac:

Λ = m( λB / 2n) 3.24

unde Λ este perioada de grilaj, n easte indexul de mod si numarul intreg m reprezinta ordinul de difractie Bragg. Cuplarea undei dierecte cu cea inversa e mai puternica la difractia Bragg de ordin 1 ( m = 1 ). La un laser DFB care opereaza la lungimea de unda λB = 1.55 µm, Λ este aproximativ 235 nm, daca utilizam m = 1 si n = 3.3. astfel de grilaje se pot obtine prin tehnici de holografie.

Figura 3.11 Schema generala a unui Laser DFB.

Din punct de vedere al operarii device-ului , laserii cu semiconductori cu mecanism DFB se pot clasifica in doua categorii: laseri DFB si laseri cu reflector Bragg distribuit ( DBR – distributed Bragg reflector). Chiar daca reactia inversa apare de a lungul cavitatii la laserii DFB, nu are loc in interiorul regiunii active la un laser DBR. In consecinta, capetele dispozitivului semiconductor cristalin sunt despicate apoi pentru a forma doua oglinzi paralele, a caror reflexivitate este maxima la o lungime de unda λB care satisface ecuatia de mai sus. Astfel, pierderile prin cavitate devin minime pentru modurile longitudinale care se apropie de lungimea de unda λB si cresc substantial pentru alte moduri longitudinale. MSR-ul depinde de marja de castig definita de castigul de exces de care are nevoie modul dominant pentru a atinge conditia de prag.

În general, este necesar un castig de 3 – 5 cm-1 pentru a se putea realiza un MSR > 30 dB pentru laseri cu reactie distribuita DFB care opereaza continuu. Cu toate acestea, pentru laserii DFB care lucreaza cu o modulatie directa, este necesar un castig > 10 cm-1. Un design de laser DFB foarte folosit, care este capabit sa produca un castig mare, este acela cu retea decalata. Un alt design folosit este acela de laser DFB cu castig cuplat, la care castigul si indexul modului variaza periodic de-a lungul lungimiii cavitatii.

Fabricarea laserilor cu semiconductori DFB este complicata, necesitand o tehnologie avansata bazata pe multiple cresteri epitaxiale. Diferenta principala fata de un laser cu cavitate Fabry-Perot, este ca laserul cu semiconductori DFB are inserat un grilaj pe unul din straturile de protectie din jurul stratului activ. Pentru grilaj este folosit un ghid de unda de tip n cu un indice de refractie proportional cu cel al stratului activ sau cu al subtratului. Ghidul de unda isi schimba periodic latimea, ceea ce va duce la variatia periodica a indexului de mod n, astfel unda directa si cea inversa ajungand sa se cupleze prin difractie Bragg. Utilizarea unei tehnologii holografice duce la obtinerea unui grilaj cu o periodicitate de 0.2 µm. Adica, cu ajutorul a doua fascicule optice se realizeaza, dintr-un fotorezist , o macheta sub forma de franjuri. In tehnologia alternativa, cea a litografiei cu un fascicul de electroni, fascicolul de electroni deseneaza modelul dorit pe un strat de rezist. Ambele metode utilizeaza corodarea chimica pentru a forma striatiile grilajului, si utiliezeaza matechete formate din rezist ca o masca. Dupa ce grilajul este prins in subtrat, cu ajutorul cresterii epitaxiale se cresc numeroase alte straturi. Cel de-al doilea proces de crestere epitaxiala, este util pentru a forma un dispozitiv BH.

În ciuda faptului ca au un proces tehnologic complex, laserii cu semiconductori DFB sunt produsi comercial. Sunt utilizati in aproape toate sistemele de comunicatie 1.55 µm, operand la rate de bit de 2.5 Gb/s sau chiar mai mari. Au un asa mare grad de siguranta incat sunt utilizati inca din anul 1992 in toate comunicatiile optice trans-oceanice.

3.4 DFB CU REȚEA DECALATĂ

Laserii DFB, utili datorita output-ului pe un singur mod longitudinal si a lungimii cavitatii precis controlate prin litografie, pot produce o putere de iesire de ordinul miliwatt-ilor cu curenti de prag relativ mici, facandu-i perfecti pentru surse optice. S-a fabricat cu succes laserul DFB cu retea decalata la λ/4 pe o platforma de siliciu. Figura 3.12 arata sectiunea longitudinala a schemei unui laser DFB de siliciu.

Un laser DFB standard, fara retea decalata se bazeaza pe multiple reflexii pentru a distruge cele doua moduri de pe cele doua parti ale lungimii de unda Bragg λB. Un design de laser DFB cu retea decalata la λ/4 elimina celelalte moduri care se propaga si ajunge la rezonanta la lungimea de unda λB .

Figura 3.12. Laser DFB cu retea decalată

În cazul acestui laser canelarea se face in siliciu, ceea ce ne permite sa avem orice forma a structurii de gratii cu dimensiuni foarte mici datorita tehnicii avansate de litografie. Maximul de trecere permis este la 238 nm si banda de oprire este este fabricat in jurul valorii de 1600 nm. In imaginea urmatoare avem un cip hibrid din silicon procesat, care contine 36 DFB design-uri de lasere distribuite de-a lungul a 300 de dispozitive avand un castig de peste 95 %.

Coeficientul de cuplare al sistemului de grilaj, k, a fost realizat pentru 250 cm-1 si are o valoare foarte mare. Produsul kL, unde L este lungimea sistemului de grilaj se variaza prin varierea lui L. Sistemele de grilaj cu o lungime mare au fost folosite la o prima generatie de lasere DFB pentru a minimiza efectele negative ale incalzirii dispozitivului, care in timp ducea la o scazere a puterii si ducea la o eficienta redusa.

Figura 3.13. Structuri de grilaj pentru lasere cu retea decalata la a) o patrime din lungimea de unda b) 60 µm c) 120 µm.

3.5 LASERI CU SEMICONDUCTORI CU CAVITATE CUPLATĂ

La un laser semiconductor cu cavitate cuplata, opereaza de obtinere a unui singur mod longitudinal se realizeaza prin cuplarea luminii la o cavitate externa. O portiune a luminiii reflectate se intoarce in cavitatea laserului. Feedback-ul din cavitatea externa nu este, in mod necesar, in faza cu campul optic dinauntrul cavitatii laserului, datorita schimbarii de faza care are loc in cavitatea externa. Feedback-ul in faza are loc pentru acei laseri a caror lungime de unda aproape coincide cu cea a unui mod longitudinal a cavitatii externe. In consecinta, reflectivitatea efectiva a fatetei laserului dinspre cavitatea externa devine dependenta din punct de vedere a lungimii de unda si conduce la o schema a profilului de pierderi aratata in figura. Acum, modul longitudinal care este mai aproape de maximul castigului, si care are cele mai mici pierderi ale cavitatii devine modul dominant.

Exista cateva scheme diferite de cuplarea a cavitatii externe pentru a se putea obtine un laser cu un singur mod longitudinal. Figura arata trei dintre acestia. Cea mai simpla schema cupleaza lumina de la un laser semiconductor la un sistem de grilaj extern. Este necesar sa reducem reflectivitatea naturala a fatetelor lustruite dinspre sistemul de grilaj cu ajutorul unui strat nereflectorizant care asigura a buna cuplare. Asemenea laseri se numesc laseri semiconductori cu cavitate externa. Laserii cu semiconductori cu cavitate externa reprezinta o clasa particulara a sistemelor optice asupra carora se concentreaza majoritatea efortului stiintific pe plan mondial datorita proprietatilor lor unice: dimensiuni reduse si utilizare facila, dar mai ales posibilitatea modularii la frecvente de ordinul GHz care le da aplicabilitate in comunicatiile optice de mare viteza, precum si emisia in domeniul vizibil sau IR, care le confera compatibilitate cu trasmisia semnalelor optice la distanta prin fibre optice.

Au atras destula atentie si datorita acordabilitatii ridicate. Lungimea de unda a unui laser semiconductor cu un singur mod longitudinal selectata prin mecanismul de cuplare al cavitatii se poate acorda pe un domeniu larg ( de o valoare tipica de 50 nm), prin simpla rotire a sistemului de grilaj. Acordabilitatea lungimii de unda este o calitate foarte importanta a unui laser cu semiconductori folosit in sisteme de unda WDM. Un dezavantaj al acestui tip de laser este faptul ca are o natura nonmonolitica, ceea ce face ca obtinerea stabilitatii necesare unui transmitator optic sa fie greu de obtinut.

Un design monolitic al unui laser semiconductor cu cavitate cuplata consta dintr-un laser de unda continua, cuplat printr-o cavitate de aer ( de o latime de aproximativ 1 µm ) cu o alta cavitate exterioara pasiva. Pentru evitarea piederilor la difractie, in cavitatea de aer poate fi introdusa o microlentila care sa asigure convergenta fascicolului de lumina. Totusi, pentru simplitate, vom miscora cavitatea de aer pentru a elimina microlentila si pentru a evita piederile. Reflectivitatea fatetelor ( ~ 30% ) este destul de mare pentru a suporta o cuplare buna intre cele doua sectiuni atata timp cat portiunea de aer ramane ingusta. Avantajul schemei propuse cu doua cavitati fata de cea conventionala cu o olginda plana consta in existenta a doua faze- una in cavitatea cu aer, iar alta in cavitatea cu material, ultima fiind usor controlata in scopul destabilizarii sistemului. Configuratia data permite marirea coeficientului de reflexie a fatetei posterioare a cavitatii pasive cu material, astfel incat intensitatea semnalului ce se intoarce in laser sa creasca.

Este posibil sa acordam lungimea de unda a unui astfel de laser pe un domeniu de ~ 20 nm prin varierea curentului injectat intr-una din sectiunile cavitatii, care se comporta ca un controler de mod. Cu toate acestea acordabilitatea nu este continua, avand in vedere ca ii corespunde unei schimbari de moduri la 2 nm.

3.6 LASERI DBR

În zilele noastre, laserii DBR sunt folositi predominand in transmisia de date prin fibra optica, avand performante ridicate. Recent au fost introdusi laserii DBR acordabili, astfel, putem folosi un singur dispozitiv pentru un domeniu larg de frecvente. De asemenea, prin integrare fotonica putem implementa si circuite electronice si optice pe acelasi cip.

Un laser DBR este un laser a carui rezonator laser este realizat cu cel putin un reflector Bragg distribuit ( DBR ) in afara regiunii active. Reflectorul Bragg distribuit este o oglinda, adica o suprafata care reflecta lumina care se bazeaza pe reflexia Bragg avand o structura periodica. In cele mai multe cazuri, oglinda Bragg este de forma o patrime din lungimea de unda ( oglinda λ/4), care realizeaza reflexia maxima pentru un anumit numar de straturi.

Laserii de tip DBR sunt in general de tipul diodelor laser, dar, prin evolutie tehnologica, s-a ajuns la laserii folositi pentru transmisia prin fibra optica, avand o retea de grilaj Bragg. Un laser DBR difera de unul DFB prin faptul ca nu au intreaga regiune activa incorporata intr-o singura structura.

Un laser DBR are, in general, un rezonator laser liniar format dintr-o regiune activa pusa intre doua structuri de grilaj Bragg. Comparat cu laserul DFB, care are in componenta un singur sistem de grilaj, laserul DBR are un rezonator laser mai lung ceea ce duce la posibilitatea atingerii unor puteri de iesire mai ridicate, a unei eficiente ridicate de putere, si unei latimi a liniei spectrale inguste. Pe de alta parte, putem avea o operatie multimod care are o banda de tramisie mult mai larga.

3.7 SAMPLED GRATING DISTRIBUTED BRAGG REFLECTOR LASER

Laserul SG-DBR este construit din patru sectiuni. Sistemul de grilaj de la fiecare capat asigura reactia inversa. In cadrul fiecarei sectiuni, sistemul de grilaj este periodic intrerupt ( setat la 0 ), realizandu-se astfel un sistem de reglare a grilajului

3.8 LASERI SEMICONDUCTORI ACORDABILI

Sistemele de unda moderne WDM necesita laseri monomod cu o lungime de unda care sa ramana fixa de-a lungul timpului. Laserii DFB satisfac acest concept dar acestia ofera stabilitatea lungimii de unda in schimbul posibilitatii de acordare . Numarul mare de lasere DFB utilizate in interiorul unui transmitator WDM, face ca design-ul si intretinerea unui astfel de sistem sa aiba un cost ridicat si astfel sa fie impractice. Aceasta problema se rezolva prin utilizarea unor lasere semiconductoare cu o lungime de unda care poate fi acordabila pe un domeniu larg.

Laseri DFB si DBR cu mai multe sectiuni au fost conceputi inca din anii 1990 sa ofere o acordabilitate buna si astfel, o stabilitate acceptabila, ajung din anul 2001 sa fie folositi in masa.. Este alcatuit din 3 sectiuni: sectiunea activa, sectiunea de control al fazei si sectiunea Bragg. Fiecare sectiune poate fi polarizata independent prin injectarea diferitelor valori de curenti. Curentul injectat in sectiunea Bragg, este utilizat pentru a schimba lungimea de unda Bragg ( λB = 2nΛ ) prin schimbarea indicelui de refractie n. Curentul injectat in sectiunea de control al fazeieste utilizat pentru schimbarea fazei a feedback-ului din DBR prin schimbarea indexilor din aceasta sectiune. Lungimea de unda a laserului se poate acorda aproape continuu pe un domeniu de 10-15 nm prin controlul curentilor din sectiunea de schimbarea a fazei si cea Bragg. Inca din anul 1997, asemenea laseri au putut fi acordati pe un domeniu de 17 nm cu o putere de iesire de pana la 100 mW, fiind siguri in functionare.

Multe alte design-uri de laseri DFB au fost scoase de-a lungul timpului. In unele scheme, sistemul de grilaj din interiorul unui laser DBR este pus sub forma de fierastrau prin variatia perioadei de grilaj Λ sau al indexului de mod n de-a lungul cavitatii. Dupa cum se vede in ecuatia, insusi lungimea de unda Bragg se schimba apoi pentru toata cavitatea. Avand in vedere ca lungimea de unda a laserului se detrmina cu ajutorul conditiei Bragg, un astfel de laser se poate acorda pe un domeniu determinat de sistemul de grilaj. In cea mai simpla implementare, perioada de grilaj ramane uniforma, dar ghidul de unda este incovoiat pentru a se schimba indexului de mod efectiv n. Asemenea laseri DFB se pot acorda pe un domeniu de 5-6-nm, mentinand in acelasi timp un singur mod longitudinal cu o supresie mare a celorlalte moduri.

Într-o altfel de schema, se poate utiliza o superstructuta de grilaj in sectiunea DBR a unui laser semiconductor cu mai multe sectiuni. O superstructura de grilaj este realizata dintr-o retea de grilaje( uniforme sau de forma dintilor de fierastrau) puse la distante una fata de cealalta. Rezulta astfel ca maximul reflectivitatii apare la mai multe valori ale lungimii de unda, intre aceste lungimi de unda fiind un interval determinat de spatiul dintre fiecare structura de grilaj care formeaza reteaua. Acesti laseri DBR semiconductori cu mai multe sectiuni se pot acorda discret pe un domeniu de lungime de unda care depaseste 100 nm. Prin controlul curentului din sectiunea de schimbare a fazei, s-a obtinut o acordabilitate cvasicontinua pe un domeniu de 40 nm inca din a nul 1995, prin folosirea unei superstructuri de grilaj. Domeniul de acordabilitate se poate mari considerabil prin folosirea unui sistem cu patru sectiuni, care are in componenta inca o sectiune DBR, pusa de aceasta data spre partea stanga. Fiecare sectiune DBR suporta un domeniu propriu de lungimi de unda, dar distanta dintre fiecare lungime de unda nu este aceiasi. Lungimile de unda a celor doua sectiuni DBR care coincid, devin lungimile de unda de iesire, care se pot acorda pe un domeniu larg. Cu cat domeniul de acordabilitate este mai larg, cu atat laserii cu multisectiuni isi gasesc mai multe aplicatii in sistemele de unda WDM.

3.9 LASERI CU EMISIE DE SUPRAFAȚĂ CU CAVITATE VERTICALĂ

O noua clasa de laseri semiconductori, si anume laseri cu cavitate verticala si emisie de suprafata ( VCSEL – "vertical-cavity surface emitting laser") au aparut in timpul anilor 1990, avand un domeniu larg de aplicatii. VCSEL opereaza pe un singur mod longitudinal, datorita constructiei cu o cavitate de o lungime foarte mica ( ~ 1µm ), pentru care distanta dintre moduri depasteste banda castigului . Ei emit lumina pe o directie normala, cea a planului stratului activ . Mai mult decat atat, lumina emisa este pusa sub forma unui fascicul sferic care se poate cupla cu o eficienta ridicata printr-o fibra cu un singur nod. Rezulta astfel o serie de avantaje ale acestui tip de laser, ceea ce va duce la o crestere a productiei si a intrebuintarilor acestuia in sistemele optice de comunicatie.

Fabricația VCSEL-urilor necesita folosirea metodei de crestere epitaxiala pentru a creste multiple straturi subtiri pe un substrat. Regiunea activa este pusa sub forma a unei, sau a mai multora, gropi cuantice, si este inconjrata de doua oglinzi DBR cu o reflectivitate foarte mare ( > 99.5 % ) care sunt crescute prin crestere epitaxiala pe ambele parti a regiunii active, pentru a forma o microcavitatecavitate cu un factor de calitate mare. Fiecare oglinda DBR se construieste prin depunerea alternativa de straturi de GaAs si AlAs, fiecare de o grosime de λ/4, unde λ este lungimea de unda cu care emite VCSEL-ul. Se utilizeaza uneori o tehnica de imbinare pentru VCSEL-urile care lucreaza cu lungimi de unda din regiunea de 1.55 µm pentru a se putea acomoda stratul activ de InGaAsP. Se foloseste corodarea chimica pentru a forma discuri circulare ( fiecare corespunzand unui VCSEL ) a caror diametre variaza pe un domeniu larg ( cu valori tipice intre 5-20 µm ).

Întreaga retea bidimensionala de VCSEL-uri se poate testa fara a fi necesara separatia laserilor, datorita emisiei verticale a luminii. Ca rezultat, costul unui astfel de structuri laser VCSEL este mult mai scazut decat pentru un laser care are o emisie de margine. VCSEL-urile au, in acelasi timp, si un curent de prag cu o valoare foarte mica ( ~ 1 mA sau chiar mai putin ). Singurul lor dezavantaj este ca nu pot emite lumina cu mai multi de cativa mW de putere din cauza unui volum mic a regiunii active. Din aceasta cauza sunt utilizati mai mult pentru retele locale sau metropolitane, si au inlocuit intru-totul LED-urile ( "Light emitting diodes" ). Datorita diametrului mare pe care il au VCSEL-urile ( ~ 10µm ), au fost construite sa emite lumina pe langa 0.8 µm si sa opereze pe mai multe moduri transversale.

Datorita avansarii din punct de vedere tehnologic, VCSEL-urile sunt acum construite sa opereze pe domenii largi de lungimi de unda, de la 650 pana la 1600 nm. Aplicatiile pe care le au pe domenii intre 1.3 si 1.55 µm, necesita ca VCSEL-urile sa opereze pe un singur mod transversal. Au aparut inca din anul 2001 cateva tehnici de control al modurilor transversale pentru laserii VCSEL, cel mai popular fiind tehnica de limitare a oxidului, in care un strat de insulare aluminiu-oxid, care se comporta ca o apertura dielectrica, sa limiteze atat curentul cat si modul optic la o regiune de un diametru mai mic decat 3 µm. Asemenea VCSEL-uri opereaza cu un singur mod si pot sa inclocuiasca cu usurinta DBR-urile in multe aplicatii ale undelor, atata timp cat este acceptabila puterea lor de iesire. Sunt in principal utile pentru transferuri de date, dar sunt utilizate cu mare precadere si in aplicatiile WDM datorita faptului ca lungimile lor de unda pot fi acordabile pe un domeniu larg ( > 50nm ), prin utilizarea unui sistem micro-electro-mecanic ( MEMS ). Un alt motiv ar fi faptul ca se pot construi retele bidimensionale de laseri VCSEL astfel incat fiecare laser sa pooata functiona la o lungime de unda diferita . Pentru sistemele moderne de trasmisie laser se folosesc surse de WDM care contin multiplii laseri monolitici integrati.

CONCLUZII

În lucrarea de față s-au prezentat avantajele dar și dezavantajele tehnologiei laser. După cum am văzut există diode laser foarte simple ce au o putere foarte mică, de aproimativ 50mW, sau laseri cu arhitecturi complexe, dificil de construit dar cu performanțe ridicate.

Deși uneori este o tehnologie foarte scumpă, laserul a ajutat foarte mult atât societatea civilă, oferind în primul rând o cale ușoară și robustă de transmisie a informației. De asemenea este utilizat și în domeniul științific, în cazul determinării coordonatelor GPS, a cartografierii și topografiei solului dar și în domeniul militar. Este folosit în cazul armelor letale, costul proiectilelor fiind foarte mic, banii economisiți permițând dezvoltarea unor noi aplicațiibazate pe laser fie ele militare sau de natură civilă.

Utilizarea laseruluii în prelucrarea materialelor capătă o importanță economică mereu crescândă.Avantajul laserului rezidă în prelucrarea rapidă și fără contact a celor mai diverse materiale, lumina laser fiind aplicată cu mare precizie și exact controlată. Razele laser, de asemenea, sunt utilizate pe larg în medicină, precum și în automatizarea celor mai diverse procese.

Cu ajutorul laserelor s-ar putea realiza pe cale optică transmiterea semnalelor între diferitele componente ale calculatorului, fără ca între acestea să existe vreun contact. Chiar și alimentarea calculatorului s-ar putea face cu ajutorul luminii laser, fără să mai fie nevoie de curent electric.

Se poate afirma, fără prea mare exagerare, că laserul apărut la mijlocul secolului XX a produs un impact asupra omenirii, asemănător cu acela pe care l-au avut energia electrică și radioul cu o jumătate de secol mai înainte.

În încheiere putem concluziona că laserii sunt una dintre cele mai recente dar și cele mai interesante descoperiri, ale căror aplicații se pot aplica într-o multitudine de domenii, fiind accesibile atât oamenilor de rând cât și la un nivel foarte înalt, ajungând să domine în aplicații industriale și mai ales în telecomunicații. Transmisia de date de mare viteză ar fi de neimaginat fără ajutorul laserilor.

BIBLIOGRAFIE

[1] http://en.wikipedia.org/wiki/Laser

[2] http://www.scribd.com/doc/46460292/Despre-Laser#scribd

[3] Principles of Fiber Optic Communication, 2008 CORD

[4] Veli Heikkinen – Tunable laser module for fibre optic communications, 2004

[5] Tsukuru Katsuyama – Development of Semicondcutor Laser for Optical Communication, 2009

[6] H. N. Poulsen, P. Varming – 1607nm DFB Fibre Laser for Optical Communication in the

L-band

[7] Andre Wong – High Reliability Diode Lasers for Gesture Recognition

[8] Djan Khoe – Trends in electro-optical communication systems