DETEKTORY i NADAJNIKI OPTOELEKTRONICZNE

Transkrypt

1 Program rozwojowy Politechniki Koszalińskiej w zakresie przybliżenia kształcenia do potrzeb rynku pracy i gospodarki opartej na wiedzy. Projekt współfinansowany przez Unię Europejską z Europejskiego Funduszu Społecznego. DETEKTORY i NADAJNIKI OPTOELEKTRONICZNE Skrypt dla studentów Wydziału Elektroniki i Informatyki Politechniki Koszalińskiej Specjalność - OPTOELEKTRONIKA Dr inż. Leszek Bychto Prof. dr hab. Aleksy Patryn Koszalin

2 Zawartość 1 Nadajniki optyczne lasery półprzewodnikowe Rekombinacja i procesy z nią związane Emisja spontaniczna i wymuszona. Inwersja obsadzeń Diagram pasmowy półprzewodnika. Półprzewodniki z prostą i skośną przerwą energetyczną Dioda LED źródło promieniowania sterowane prądem Laser półprzewodnikowy Widmo promieniowania lasera, warunki generacji laserowej Szerokość linii widmowych, kształt krzywej wzmocnienia Efekt nasycenia wzmocnienia Typy laserów półprzewodnikowych Materiały półprzewodnikowe do wytwarzania źródeł promieniowania Laser jako nadajnik optyczny modulacja wiązki optycznej Detektory promieniowania optycznego Podstawowe parametry detektorów Detektory fotoprzewodzące (fotorezystory) Fotorezystory do detekcji promieniowania X i γ Fotorezystory na zakres UV Fotorezystory na zakres widzialny i NIR Fotorezystory na podczerwień Parametry fotorezystorów Detektory fotowoltaiczne Fotodioda Budowa fotodiody p-n Praca w trybie fotowoltaicznym Praca w trybie fotoprzewodnictwa Fotodioda p-i-n Fotodioda Schottky ego Fotodioda lawinowa Fototranzystor Fotoogniwo Detektory z supersieci i studni kwantowych Detektory fotoemisyjne

3 6.1 Fotopowielacz Lampowy wzmacniacz obrazu Detektory termiczne Detektory z termoparą Detektory piroelektryczne Bolometry Bolometry metalowe Bolometry półprzewodnikowe Bolometry termistorowe Bolometry kompozytowe Bolometry nadprzewodzące Komórka Golaya Bibliografia Niniejszy skrypt został przygotowany przez: prof. dr hab. Aleksego Patryna Część I Lasery półprzewodnikowe i nadajniki optyczne (str. 4-32) dr inż. Leszka Bychto - Część II Detektory promieniowania optycznego (str ) 3

4 1 Nadajniki optyczne lasery półprzewodnikowe Pierwsze badania dotyczące wzmocnienia światła zapoczątkował w 1917 roku Albert Einstein. Natomiast 40 lat później (1960r.)został zbudowany pierwszy laser laser rubinowy przez Teodora Maimana. Ten sam rok przyniósł kolejny laser helowo-neonowy, który został skonstruowany przez trójkę fizyków (A.Javan, W.R. Bennet i D.R. Herriott). W roku 1964 za prace fundamentalne które pozwoliły zbudować pierwsze lasery amerykański fizyk Charles Townes oraz radzieccy Nikolaj Basov i Aleksander Prochorov otrzymali nagrodę Nobla, w roku 1962 był zbudowany pierwszy laser półprzewodnikowy, a w roku 2000 za lasery telekomunikacyjne (heterolasery) nagroda Nobla była wreczona Zhoresovy Alferovowi (Rosja). Zastosowanie laserów ciągle się poszerza, sama technika laserowa w szybki sposób się rozwija na świecie, gdzie niedawno jeszcze technika ta była dostępna tylko dla militariów czy też pojawiała się w filmach science fiction. Obecnie lasery możemy spotkać w każdej dziedzinie naszego życia. Lasery możemy znaleźć w przemyśle telekomunikacyjnym, medycznym, militarnym ale także w urządzeniach codziennego użytku takich jak odtwarzacze CD, czytniki kodów paskowych czy też wskaźniki laserowe. Lasery są rozwijane bardzo dynamicznie, a zwłaszcza lasery półprzewodnikowe. Laser półprzewodnikowy jest przyrządem półprzewodnikowym ze które posiada złącze p-n, ewentualnie bardziej złożone. W zależności od materiału tego złącza może emitować w bliskiej podczerwieni i widzialnym. W wyniku zachodzącej w obszarze złącza rekombinacji promienistej emitowane są fotony o energii odpowiadającej (w przybliżeniu) wartości energii przerwy zabronionej. Lasery jako nadajniki optyczne wyjątkowo szeroko są wykorzystywane w telekomunikacji optycznej (światłowodowej), w systemach zapisu optycznego, w systemach zdalnej diagnostyki obiektów, w tym systemach optycznego monitoringu środowiska. Lasery jako nadajniki optyczne są jednym z najważniejszych przyrządów optoelektronicznych. 1.1 Rekombinacja i procesy z nią związane 4

5 Rekombinacja jest procesem łączenia się w pary cząstek o przeciwnych ładunkach elektrycznych, oba nośniki wzajemnie się zatracają i znikają. W procesie tym zostaje wyzwolona energia, która równa jest różnicy początkowego stanu elektronu i końcowym stanem elektronu. Możemy dokonać klasyfikacji procesów rekombinacji: Rekombinacja promienista : rekombinacja pułapkowa, pasmo-pasmo, poprzez głębokie poziomy, przejścia akscytonowe, gdzie energia emitowana jest w formie fotonu Rekombinacja niepromienista : rekombinacja powierzchniowa, rekombinacja na defektach, efekt Augera, emisja wielotonowa, gdzie uwalniana energia odbierana jest przez sieć krystaliczną poprzez fonony. W kwestii efektu Augera energia jaka zostaje wyzwolona w postaci energii kinetycznej przekazana zostaje do innego elektronu (rys 3.1) Rys Mechanizm rekombinacji nośników w półprzewodnikach. Źródło: Procesy rekombinacji promienistej mogą przebiegać kilkoma sposobami: Rekombinacja pasmo-pasmo - elektron z pasma przewodnictwa rekombinuje bezpośrednio z dziurą z pasma walencyjnego, w wyniku czego wytwarzany jest foton 5

6 energii równej lub większej od energii przerwy energetycznej E G półprzewodnika. Rekombinacja pasmo-pasmo może być obserwowana tylko w czystych materiałach. Rekombinacja przez płytkie poziomy donorowe lub akceptorowe - elektron z pasma przewodnictwa rekombinuje z dziurą przetrzymywaną na poziomie związanym z akceptorem, lub elektron z poziomu donorowego rekombinuje z dziurą z pasma walencyjnego. Rekombinacja donor-akceptor - elektron z poziomu donorowego rekombinuje z dziurą przetrzymywaną na poziomie akceptorowym. Energia odpowiadająca temu przejściu zależy od przestrzennej odległości donora i akceptora. Rekombinacja poprzez głębokie poziomy - w tym przypadku energia fotonu jest znacznie mniejsza niż wartość przerwy energetycznej. Innym rodzajem przejść promienistych są przejścia ekscytonowe, występujące w warunkach, gdy przestrzennie związana para elektron-dziura (zwana ekscytonem) tworzy stan, którego energia jest mniejsza niż energia swobodnego elektronu i dziury. Ponieważ elektron i dziura tworzące ekscyton muszą mieć identyczne prędkości translacji, istnieje ograniczenie miejsca w przestrzeni (E-k), w których możemy znaleźć ekscyton, do tzw. punktów krytycznych. Rys Przejścia promieniste w półprzewodnikach, (od lewej): rekombinacja pasmopasmo ; wolne przejścia ekscytonowe; rekombinacja pasmo przewodzenia-akceptor ; rekombinacja donor-pasmo walencyjne ; rekombinacja donor-akceptor ; rekombinacja ekscytron-neutralny akceptor; rekombinacja ekscytron-neutralny donor. 6

7 Efekt Augera - elektron rekombinuje z dziurą oddając nadmiarową energię drugiemu elektronowi w paśmie przewodnictwa. Drugi elektron zostaje wzbudzony do stanu o większej energii w paśmie przewodnictwa, a następnie rozprasza uzyskaną energię w wyniku oddziaływania z siecią krystaliczną. Proces ten, obejmujący dwa elektrony i dziurę będzie odgrywał istotną rolę przy dużych koncentracjach nadmiarowych elektronów. W procesie rekombinacji niepromienistej uwalniana energia odbierana jest przez sieć krystaliczną poprzez fonony. Istnieją dwa podstawowe typy przejść niepromienistych: efekt Augera i emisja wielofononowa. Efekt Augera - elektron rekombinuje z dziurą oddając nadmiarową energię drugiemu elektronowi w paśmie przewodnictwa. Drugi elektron zostaje wzbudzony do stanu o większej energii w paśmie przewodnictwa, a następnie rozprasza uzyskaną energię w wyniku oddziaływania z siecią krystaliczną. Proces ten, obejmujący dwa elektrony i dziurę będzie odgrywał istotną rolę przy dużych koncentracjach nadmiarowych elektronów. Emisja wielofononowa - przejście niepromieniste zachodzi poprzez emisję pewnej liczby kwantów drgań sieci (fononów). Ponieważ energia fononu jest mniejsza od spodziewanej straty energii(odpowiadającej szerokości przerwy zabronionej) w wyniku rekombinacji, powyższy proces wymaga emisji pewnej liczby fononów. 1.2 Emisja spontaniczna i wymuszona. Inwersja obsadzeń Rekombinacja w przypadku jej wersji jako rekombinacji promienistej jest procesem któremu towarzyszy emisja kwantów światła. W tym przypadku może być rozpatrywana w kategoriach przyjętych w stosunku do opisania akcji laserowej lub jej podstaw. Aby możliwe było zrozumienie zasady działania półprzewodnikowych źródeł światła potrzebna jest pewna wiedza o zjawiskach fizycznych zachodzących wewnątrz tych przyrządów. Zacznijmy więc od omówienia tych zjawisk. 7

8 Pierwsze zagadnienie stanowią mechanizmy oddziaływania fotonów z atomami ośrodka. Rozważmy więc ośrodek w którym atomy mogą przyjmować tylko dwie, dyskretne wartości energii. Takie wartości energii nazywamy stanami lub poziomami energetycznymi. Gdy ośrodek posiadający dwa stany energetyczne o energiach i takich, że oświetlimy fotonem o energii, wtedy foton ten może zostać pochłonięty przez atom o niższej energii. Energia pochłoniętego fotonu przekazywana jest atomowi przyjmuje on wtedy energię (nazywamy to przejściem na wyższy poziom energetyczny). Zjawisko to schematycznie pokazane na rys.1.3a nosi nazwę absorpcji promieniowania. Rys. 1.3 Absorpcja, emisja spontaniczna i emisja wymuszona W przyrodzie każdy układ dąży do uzyskania minimum energii. Pobudzony atom (na wyższym poziomie energetycznym) dąży więc do powrotu na niższy poziom energetyczny. Po pewnym czasie (średni czas przebywania atomu na wyższym poziomie energetycznym nazywamy czasem życia poziomu) atom wróci na podstawowy poziom energetyczny. Aby jednak powrócić na ten poziom musi on pozbyć się różnicy energii. Tę różnicę może przekazać w postaci mało nas interesującej np. oddając ją ośrodkowi w postaci energii kinetycznej, ale może też oddać ją wypromieniowując foton. Wypromieniowany foton unosi różnicę energii między poziomami, a więc energia fotonu. Zjawisko to nosi nazwę emisji spontanicznej i jest podstawą działania diod LED. 8

9 Gdy pobudzony atom (na wyższym poziomie energetycznym) oświetlimy fotonami o energii absorpcja promieniowania nie jest możliwa (atom posiada już energię ). Fotony, którymi oświetlamy ośrodek mogą jednak wywoływać przejście atomu na niższy poziom energetyczny dużo wcześniej niż by to się stało poprzez emisję spontaniczną (efekt zerwania, zrzucenia elektronów na dół pod wpływem fotonów o określonej energii). Podczas wtedy przejścia atomu na niższy poziom energetyczny wywołanego przez przelatujący foton energia uwalniana jest w postaci dodatkowego fotonu. Proces ten nosi nazwę emisji wymuszonej i jest podstawą działania laserów. Emitowany w trakcie tego procesu foton posiada specyficzne właściwości. Otóż jest on identyczny jak foton, który wywołał to zjawisko. Posiada więc dokładnie taką samą energię, porusza się w tym samym kierunku, a traktowany jak fala elektromagnetyczna posiada tę samą długość fali i fazę. O takim promieniowaniu mówimy, że jest koherentne. Po zajściu zjawiska emisji wymuszonej dostajemy dwa fotony zamiast jednego oświetlającego. Mamy więc tu do czynienia z rodzajem wzmocnienia światła. Wzmocnienie może być opisane równaniem podobnym do równania Bougera-Lamberta-Beer a opisującego zmiany natężenia światła o wartości początkowej I(0) po przebyciu drogi x w ośrodku charakteryzującym się stałym współczynnikiem absorpcji optycznej α :. Różnica polega jednak na tym, że znak współczynnika α jest ujemny w przypadku wzmocnienia światła, a z tego wynika że w trakcie pokonania drogi optycznej wartość natężenia optycznego będzie nie spadała, a rosła. W ośrodku o dwóch poziomach energetycznych, w stanie równowagi termicznej część atomów ośrodka przyjmuje energię, a część energię. Stosunek do określa zależność nazywana rozkładem Boltzman a. Z rozkładu tego wynika, że na wyższym poziomie energetycznym w stanie równowagi znajduje się mniej atomów niż na poziomie o niższej energii. Ponadto im większa jest różnica energii pomiędzy poziomami tym mniej atomów znajduje się na wyższym poziomie energetycznym. Gdy oświetlimy ośrodek znajdujący się w stanie równowagi termicznej fotonami o energii wtedy fotony częściej spotykać będą atomy o niższej energii niż atomy pobudzone. Częściej więc zachodzić będzie zjawisko absorpcji niż zjawisko emisji wymuszonej. Taki ośrodek pochłania promieniowanie. 9

10 Rys Emisja wymuszona i wzmocnienie optyczne Warunkiem koniecznym uzyskania wzmocnienia w ośrodku aktywnym lasera jest wytworzenie w nim tzw. inwersji obsadzeń poziomów energetycznych. Termin ten oznacza odwrócenie naturalnego porządku jaki rządzi obsadzeniem tych poziomów. W warunkach równowagi termodynamicznej ten naturalny porządek opisany jest równaniem Boltzmana: gdzie N g, N d jest to obsadzenie (koncentracja) poziomów E g, E d, k natomiast jest to stała Boltzmana (k = 1, J.s), a T oznacza temperaturę. Z powyższego warunku wynika, że dla E >E stosunek N /N jest mniejszy od jedności, a zatem im g d g d wyższa jest energia stanu, tym mniejsze jest jego obsadzenie. W układzie z inwersją obsadzeń sytuacja jest odwrotna: koncentracja atomów w stanie wyższym jest większa od koncentracji atomów w niższym stanie. Łatwo jest zrozumieć mechanizm wzmacniania promieniowania w ośrodku aktywnym lasera z wytworzoną między poziomami E i E inwersją obsadzeń. Wchodzące do tego ośrodka g d 10

11 promieniowanie o częstotliwości rezonansowej ΔE/h powoduje jednoczesne powstanie zjawisk emisji wymuszonej i absorpcji. Prawdopodobieństwo obu zjawisk jest jednakowe, ale ilość aktów emisji wymuszonej i absorpcji jest odpowiednio proporcjonalna do ilości atomów w stanie górnym E i g dolnym E. Stąd w układzie z inwersją obsadzeń, gdzie N >N ilość aktów emisji wymuszonej d g d przewyższa ilość aktów absorpcji, w efekcie wypadkowym ośrodek aktywny działa wzmacniająco. W pobudzonym ośrodku z boltzmannowskim rozkładem obsadzeń sytuacja jest dokładnie odwrotna absorpcja przeważa nad emisja wymuszoną i w wypadkowym efekcie ośrodek pochłania promieniowanie. Gdy jednak zaburzymy równowagę i w jakiś sposób sprawimy, że atomów, które mogą oddać energię (a więc znajdują się na wyższym poziomie energetycznym) będzie więcej niż tych na poziomie podstawowym, wtedy doprowadzimy do stanu nazywanego inwersją obsadzeń. Gdy w ośrodku występuje inwersja obsadzeń wtedy przelatujące przez ten ośrodek fotony częściej napotykają atomy pobudzone niż atomy w stanie podstawowym, częściej więc zachodzi emisja wymuszona niż absorpcja promieniowania. Taki ośrodek wzmacnia promieniowanie optyczne. 1.3 Diagram pasmowy półprzewodnika. Półprzewodniki z prostą i skośną przerwą energetyczną Energetyczny diagram pasmowy półprzewodnika w ogólności zwiera sporo pasm o kształtach asymetrycznych, dlatego też jest dość skomplikowany. Posiada wiele maksimów i minimów. W celu omówienia urządzeń półprzewodnikowych zazwyczaj upraszcza się go, z tego względu iż własności elektroniczne półprzewodnika zostały zdominowane przez najwyższy poziom nieobsadzony przez elektrony oraz poziom najwyższy obsadzony przez elektrony. W związku z powyższym można dokonać analizy diagramu pasmowego złożonego z wskazanych poziomów. Na poniższym rysunku (Rys. 1.5) został przedstawiony uproszczony diagram, w skład którego wchodzi najwyższy poziom nieobsadzony przez eleketorny. Pasmo te nosi nazwę pasma przewodzenia lub też wzbudzonego. Natomiast najwyższy poziom niebsadzonym przez eleketorny nosi nazwę pasma walencyjnego. Między pasmami występuje przerwa energetyczna 11

12 Rys. 1.5 Diagram pasm energetycznych uproszczony. Przerwę energetyczną Eg ogranicza od góry pasmo przewodzenia Ec, od dołu ogranicza pasmo walencyjne Ev. Odległość pomiędzy krawędzią Ec a energią swobodnych elektronów poza kryształem półprzewodnika (Evacuum poziom energii w próżni) jest określona poprzez wielkość powinnowacta χ mnożonemu przez q, czyli ładunek elektronu. W przypadku uproszczonej wersji diagramu pasma energetycznego brak jest wiadomości odnośnie zależności energii względem pędu. Mając na uwadze te informacje, półprzewodnikowe materiały można podzielić na półprzewodniki z skośną przerwą energetyczną i prostą. Rys Model przejść skośnych między pasmami oddzielonymi skośną przerwą energetyczną. 12

13 W półprzewodnikach posiadającą skośną przerwę energetyczną (Rys. 1.6) wierzchołek pasma walencyjnego i minimum pasma przewodnictwa odpowiadając różnym wartościom wektora falowego k. Zachowanie prądu w przypadku rekombinacji elektronu z dziurą połączonej z emisją fotonu jest dzięki istnieniu fononu dodatkowa cząstka związana z drganiami sieci krystalicznej. Przejście skośne posiada proces trójcząstkowy, tzn udział biorą elektron, foton i fonon i jego prawdopodobieństwo jest znacząco mniejsze niż w przypadku opisanego poniżej przejścia prostego, gdzie udział biorą dwie cząstki elektron i foton. Półprzewodniki z prostą przerwą energetyczną minimum pasma przewodnictwa i maksimum pasma walencyjnego przypadają dla tej samej wartości wektora falowego k (p=hk) Rys. 1.7). W przypadku rekombinacji elektronu z pasma przewodnictwa z dziurą z pasma walencyjnego połączonej z emisją fotonu zostaje zachowany całkowity pęd układu. Prawdopodobieństwo przejść prostych z pasma przewodzenia do pasma walencyjnego jest wysokie. W związku z tym akcję laserową obserwuje się głównie w materiałach z prostą przerwą energetyczną, lecz np. w przypadku krzemu można także otrzymać akcję laserową w materiałach o skośnej przerwie. Rys Model dozwolonych przejść prostych. Ei - energia stanu początkowego, Ef - energia stanu końcowego. 13

14 1.4 Dioda LED źródło promieniowania sterowane prądem Dogodnym ośrodkiem, który możemy wykorzystać do budowy źródła światła jest materiał półprzewodnika, zaś konstrukcją, która to umożliwia jest złącze p-n. W półprzewodniku nośniki: elektrony i dziury nie mogą przyjmować dowolnych energii. Istnieje bowiem w nim zakres energii zabronionych dla nośników nazywany przerwą zabronioną. Energie większe niż energie przerwy zabronionej nazywamy pasmem przewodnictwa, a granicę pomiędzy przerwą zabronioną a pasmem przewodnictwa oznaczamy przez. Zakres energii leżący poniżej przerwy zabronionej, a granicę pomiędzy tymi zakresami oznaczamy przez. Elektrony i dziury w półprzewodniku mogą przyjmować tylko energie z pasm: przewodnictwa i walencyjnego. Po zetknięciu ze sobą dwóch obszarów półprzewodnika o przeciwnych typach domieszkowania na ich styku powstaje bariera potencjału, która uniemożliwia swobodny przepływ nadmiarowych nośników pomiędzy tymi obszarami. W obszarze typu n mamy więc niemal same elektrony, w obszarze typu p niemal same dziury (1.8,a). Rys Podstawy działania diody LED Po przyłożeniu do struktury napięcia w kierunku przewodzenia następuje przepływ nośników pomiędzy obszarami. I tak: elektrony z obszaru typu n wędrują do obszaru typu p, a dziury z obszaru p do obszaru n (rys.1.8,b). Wtedy w tym samym miejscu pojawiają się oba typy nośników, mogą więc rekombinować. Rekombinacja pary elektrondziura jest w zasadzie zajęciem przez elektron o energii z pasma przewodnictwa miejsca w 14

15 paśmie walencyjnym. Wiąże się to ze zmianą energii elektronu. Tej energii elektron musi się pozbyć. Może to zrobić na dwa sposoby: oddając ją ośrodkowi w postaci ciepła lub wypromieniowując foton. Te dwa sposoby oddania energii nadają nazwę procesowi rekombinacji. I tak, gdy rekombinacji towarzyszy generacja fotonu nazywamy ją rekombinacją promienistą, zaś w przeciwnym przypadku rekombinacją niepromienistą. Niestety nie we wszystkich półprzewodnikach zachodzi wydajna rekombinacja promienista. Do tego w półprzewodnik musi się charakteryzować prostą przerwą energetyczną. I tak najbardziej rozpowszechniony, najtańszy i najlepiej poznany półprzewodnik krzem Si posiada skośną przerwę energetyczną rekombinacja promienista zachodzi w nim niezmiernie rzadko nie nadaje się on więc do budowy źrodeł promieniowania. Odpowiednim materiałem jest za to np. arsenek galu GaAs. Energia (a więc i długość fali) fotonów wypromieniowanych w trakcie rekombinacji zależy od różnicy energii elektronu i dziury przed rekombinacją, czyli od szerokości przerwy zabronionej. Różne półprzewodniki posiadają różne szerokości przerwy zabronionej. Przez dobór materiału możemy więc otrzymać odpowiednią, interesującą nas długość fali produkowanego promieniowania. Złącza p-n emitujące światło nazwano diodami LED (od słów Light Emitting Diode). W diodach nośniki, które rekombinują są zastępowane nośnikami dopływającymi z kontaktów. Jednocześnie liczba produkowanych fotonów jest proporcjonalna do liczby rekombinujących nośników. Wynika stąd, że moc optyczna promieniowana przez diodę LED jest proporcjonalna do prądu diody. Ta zależność przestaje być słuszna dla dużych prądów polaryzacji diody. Ponadto efektywność generacji promieniowania optycznego w diodzie spada wraz ze wzrostem temperatury. 15

16 Rys. 1.9 Charakterystyka mocy i widmo optyczne diody LED Szerokości pasm przewodnictwa i walencyjnego są niezerowe. Skoro tak, to znajdziemy nośniki posiadające różne energie z zakresu tych pasm. Te nośniki mogą rekombinować w różnych konfiguracjach. Możliwa jest więc taka kombinacja, w której różnica energii nośników jest sporo większa od przeciętnej, jak też i taka, w której jest ona od przeciętnej znacznie mniejsza. Generowane przez diodę LED promieniowanie będzie więc zawierać fotony o różnych energiach, a co za tym idzie, różnych długościach fali. Kształt widma promieniowania zależy od funkcji określającej prawdopodobieństwo napotkania pary elektron-dziura o danej różnicy energii. Ponieważ szerokości pasm w półprzewodniku są stosunkowo duże to widmo promieniowania diody LED jest szerokie. Kolejnym problemem wymagającym omówienia jest pasmo pracy diody. W przypadku włączania i wyłączania diody LED istotnym ograniczeniem pasma pracy jest mechanizm wyłączania diody. Gdy włączymy przyrząd, czyli gdy napełnimy go nadmiarowymi nośnikami, które mają rekombinować produkując fotony, wtedy jedynym mechanizmem usuwającym te nośniki jest rekombinacja samoistna. Czas opróżniania diody zależy więc od jej prędkości czyli od czasu życia nośników. Ten właśnie proces ogranicza szybkość wyłączania diody, a więc i pasmo pracy. Typowe wartości pasma pracy sięgają kilkuset MHz. Ostatnią właściwością diody LED jest jej kątowa charakterystyka promieniowania. W przypadku tego przyrządu charakterystyka kątowa promieniowania jest bardzo szeroka. Wynika to stąd, że kierunek, w jakim emitowany jest foton podczas rekombinacji nie jest niczym wymuszony. Diody LED mają więc małą sprawność wprowadzania światła do 16

17 światłowodu o małej średnicy. To zwykle ogranicza ich stosowanie do światłowodów wielomodowych. Diody LED pomimo ich silnych ograniczeń posiadają jednak niezwykle istotną zaletę, jaką jest ich niska cena. Ta dodatkowa ekonomiczna cecha, w połączeniu z ich właściwościami technicznymi sprawia, że ich naturalnym polem zastosować są nadajniki krótkodystansowych łączy optycznych opartych o światłowody wielomodowe o stosunkowo niewielkich przepływnościach. Przykładem takich łączy są łącza w sieciach komputerowych gdzie odległości rzędu kilometra i przepływności na poziomie 100 MB/s pozwalają na wykorzystanie wszystkich zalet tego rozwiązania. 1.5 Laser półprzewodnikowy Aby zrealizować laser półprzewodnikowy potrzebne są dwa elementy: ośrodek aktywny (wzmacniający) i pętla sprzężenia zwrotnego. Oczywiście, w ośrodku aktywnym koniecznie jest doprowadzić do inwersji obsadzeń bez tego wzmocnienie nie ma miejsca. Lasery półprzewodnikowe, czyli kwantowe generatory optyczne są laserami złączowymi, w których ośrodkiem czynnym (aktywnym) jest półprzewodnik. Inwersję obsadzeń poziomów energetycznych, uzyskuje się poprzez wstrzykiwanie mniejszościowych nośników ładunku do obszaru złącza p-n (lub heterozłącza) spolaryzowanego w kierunku przewodzenia. W półprzewodniku występuje dwupoziomowy układ stanów energetycznych. Zachodzą w nim wszystkie pokazane już procesy oddziaływania światła z materią: absorpcja promieniowania, emisja spontaniczna i emisja wymuszona. W ośrodku wzmacniającym prawdopodobieństwo zajścia emisji wymuszonej musi być większe od prawdopodobieństwa absorpcji. Padający foton częściej więc musi napotykać gotową do rekombinacji parę elektron-dziura niż niepobudzony atom. Tak sytuacja możliwa jest tylko przy bardzo wysokim domieszkowaniu półprzewodnika. Tak wysokim, żeby poziom Fermiego w półprzewodniku znalazł się poza przerwą zabronioną. Takie półprzewodniki nazywamy półprzewodnikami zdegenerowanymi. Złącze p-n zbudowane z półprzewodnika silnie domieszkowanego o prostej przerwie zabronionej stanowi dobry ośrodek aktywny. Sprzężenie zwrotne można uzyskać na kilka sposobów. Najprostszy z nich zakłada użycie dwóch zwierciadeł po obu stronach ośrodka aktywnego. Taka konstrukcja nazywa się rezonatorem Fabry-Perot. Zwierciadłami tymi mogą być ścianki (boczne) kryształu półprzewodnikowego w którym utworzono złacze (złącza) p-n. 17

18 Rezonator, czyli wnęka ma najczęściej kształt prostopadłościanu o rozmiarach rzędu ułamka milimetra. Sprzężenie optyczne uzyskuje się dzięki parze zwierciadeł prostopadłych do płaszczyzny obszaru czynnego (rezonator Fabry ego-perota Rys.1.10) lub dzięki specjalnie pofałdowanej powierzchni równoległej do tego obszaru (lasery z rozłożonym sprzężeniem zwrotnym DFB - Distributed FeedBack). Obszar czynny leży w płaszczyźnie złącza p-n i jest zwykle ograniczony do wąskiego paska. Dla zainicjowania akcji laserowej prąd zasilający musi mieć odpowiednią wartość zwaną prądem progowym I. th Rys Rezonator lasera półprzewodnikowego. Rozważmy więc działanie układu wzmacniającego umieszczonego w rezonatorze Fabry-Perot a. Jeżeli w takim układzie w pewnym jego miejscu dokona się akt emisji promieniowania i kierunek promieniowania będzie prostopadły do płaszczyzn zwierciadeł, wtedy fala elektromagnetyczna, jaką jest światło, pobiegnie przez ośrodek aktywny w kierunku jednego ze zwierciadeł. Następnie odbije się od niego i wróci do ośrodka aktywnego. W ośrodku aktywnym zachodzi zarówno pochłanianie (z powodu zjawiska absorpcji), jak i wzmacnianie (dzięki zjawisku emisji wymuszonej). Po przejściu przez ośrodek odbije się od drugiego zwierciadła i wróci do punktu wyjścia. Jedno ze zwierciadeł jest częściowo przepuszczalne dzięki temu wyprowadzamy część światła na zewnątrz 18

19 lasera. Aby taka propagacja była stabilna w czasie potrzebne jest spełnienie dwóch warunków. Rys Zjawiska w rezonatorze optycznym Amplituda fali świetlnej po przejściu całego cyklu nie może się zmniejszać czyli straty pochłaniania w ośrodku aktywnym, moc wyprowadzana i straty na odbiciach muszą być co najmniej równoważone przez wzmocnienie. Ten warunek nazwiemy warunkiem amplitudowym. Fala padająca i fala powracająca muszą być zgodne w fazie tak, aby przy nakładaniu się tych fal nie dochodziło do ich wygaszania. Warunek ten nazwiemy warunkiem fazowym. Półprzewodnikowy ośrodek aktywny posiada pary elektron-dziura o dość szerokim spektrum dostępnych energii. Jeżeli tylko prąd płynący przez złącze jest dostatecznie duży to warunek amplitudowy jest spełniony dla szerokiego zakresu widma. Jednak warunek fazowy spełniają tylko te długości fali, których w rezonatorze mieści się całkowita liczba połówek. Rysując na jednym wykresie charakterystykę wzmocnienia ośrodka aktywnego i długości fali spełniające warunek fazowy (dolny rysunek) otrzymujemy charakterystykę promieniowania lasera z rezonatorem F-P. Widmo promieniowania lasera z rezonatorem F-P zawiera wiele prążków. Nazywamy je modami, a taki laser laserem wielomodowym. Ponieważ wzmocnienie ośrodka aktywnego zależy od koncentracji par elektrondziura, a ta, w warunkach równowagi jest monotonicznie zależna od prądu płynącego przez 19

20 strukturę, to istnieje taka wartość prądu, poniżej której warunek amplitudowy nie jest spełniony, czyli nie zachodzi akcja laserowa. Minimalny prąd potrzebny do zainicjowania akcji laserowe nazywamy prądem progowym. 1.6 Widmo promieniowania lasera, warunki generacji laserowej Widmo promieniowania wyjściowego lasera (Rys.1.12) wynika bezpośrednio z warunków generacji laserowej: amplitudowego i fazowego. Rys Widmo promieniowania wyjściowego lasera pracującego na niejednorodnie (dopplerowsko) poszerzonej linii widmowej Amplitudowy warunek generacji wymaga, aby wzmocnienie ośrodka aktywnego α było większe lub równe od poziomu strat rezonatora optycznego α. Straty te wynikają głównie z s niecałkowitego odbicia promieniowania laserowego od zwierciadeł (na skutek absorpcji, rozpraszania i transmisji zwierciadeł) oraz zjawiska dyfrakcji. Oznacza to, że laser z punktu widzenia warunku amplitudowego jest zdolny do generacji w zakresie częstotliwości Δν, w L którym wartość wzmocnienia przewyższa wartość strat. Fazowy warunek generacji jest przedstawiony graficznie na dodatkowej osi częstotliwości ν. Zaznaczono na niej te częstotliwości rezonansowe rezonatora, które leżą w pobliżu wykorzystywanej linii widmowej. Konieczność jednoczesnego spełnienia obu warunków generacji, amplitudowego i fazowego jednoznacznie określa widmo promieniowania lasera. Składa się ono z 20

21 równoodległych o wartość c/2l od siebie częstotliwości rezonansowych rezonatora leżących w tym zakresie częstotliwości, gdzie wartość wzmocnienia ośrodka aktywnego przewyższa wartość strat optycznych rezonatora. Bezwzględna wartość częstotliwości generowanych przez laser f ściśle zależy od długości rezonatora L: i wtedy względne zmiany długości rezonatora ΔL/L ściśle odpowiadają względnym zmianom generowanych częstotliwości Δf/f: Zmianie długości rezonatora ΔL o pól długości fali λ/2 odpowiada zmiana generowanej częstotliwości o wartość c/2l. Narzuca to konieczność zapewnienia wysokiej stabilności mechanicznej i termicznej konstrukcji rezonatora lasera. 1.7 Szerokość linii widmowych, kształt krzywej wzmocnienia Oba decydujące o wzmocnieniu ośrodka aktywnego lasera zjawiska: emisja wymuszona i absorpcja mają charakter rezonansowy wzmacniane, bądź pochłaniane jest promieniowanie o częstotliwości odpowiadającej częstotliwości przejścia promieniowania pochodzącego z emisji spontanicznej. Oznacza to, że widmowy kształt krzywej wzmocnienia (tzn. zależność wzmocnienia od częstotliwości) będzie dokładnie taki sam jak widmowy kształt linii widmowej pochodzącej z przejścia spontanicznego między górnym i dolnym poziomem laserowym. Nawet w idealnym przypadku linia widmowa posiada skończoną szerokość. Tłumaczy się to faktem, że promieniowanie z każdego źródła światła składa się z pojedynczych aktów emisji. Każdemu aktowi emisji towarzyszy wysłanie ciągu falowego o czasie trwania zbliżonym do czasu życia poziomu energetycznego. Widmo fourierowskie takiego 21

22 skończonego ciągu falowego nie jest nieskończenie wąskie, jest tym szersze im czas życia poziomów jest krótszy. Wynikająca z tego zjawiska szerokość linii Dν N naturalną szerokością linii widmowej. nazywana jest Szerokość naturalna linii jest więc najmniejszą wartością jaką może mieć linia widmowa. W warunkach rzeczywistych szerokość linii może ulec tylko zwiększeniu. Zjawiska zwiększające szerokość widmową linii można podzielić na dwie grupy: powodujące poszerzenie jednorodne i niejednorodne. Poszerzenie jednorodne linii widmowych. Występuje wtedy, gdy zjawisko powodujące poszerzenie linii widmowej w jednakowym stopniu oddziałuje na linię każdego atomu. Cały układ atomów wykazuje wtedy takie samo poszerzenie jak pojedynczy atom. W układzie takim nie można oddziaływać na pojedyncze atomy lub grupy atomów bez naruszania stanu wszystkich pozostałych atomów. Poszerzenie niejednorodne linii widmowych W pobudzonym ośrodku jednym z mechanizmów prowadzących do poszerzenia niejednorodnego jest termiczny ruch atomów. Atomy poruszają się bezwładnym ruchem termicznym w różnych kierunkach i z maxwellowskim rozkładem prędkości, zależnym od temperatury T. W wyniku efektu Dopplera powoduje to zmianę częstotliwości rezonansowej ν grupy atomów o prędkości termicznej v. o T Każda grupa atomów o stałej prędkości termicznej v emituje linie widmowe o T jednakowej naturalnej szerokości Dν, jednak linie poszczególnych grup atomów o innych N prędkościach termicznych są porozsuwane zgodnie z prawem Maxwella wzdłuż osi częstotliwości. Obwiednie wszystkich cząstkowych linii grup atomowych tworzą wypadkową, która ma kształt krzywej Gaussa. Porównanie kształtu linii widmowych poszerzonych jednorodnie i niejednorodnie przedstawia Rys.1.13: 22

23 Rys Porównanie kształtu linii widmowej poszerzonej jednorodnie (funkcja Lorentza) i niejednorodnie (funkcja Gaussa) o jednakowych szerokościach widmowych Dν. Emisja wymuszona jest emisją w dużym stopniu uporządkowaną, a emitowana wiązka światła ma niewielką rozbieżność kątową, zazwyczaj kilka stopni. Stosowane w telekomunikacji lasery dają dużą moc dochodzącą do jednego wata. Istotną zaletą diody laserowej jest jej wąskie widmo częstotliwościowe promieniowania, rzędu kilku nanometrów lub nawet kilku dziesiątych części nanometra. Jednakże, obecność zwierciadeł na końcach struktury może spowodować generację kilku różnych długości fal promieniowania (długość rezonatora jest skwantowana i wytworzyć się może kilka fal stojących). Dlatego też widmo częstotliwościowe promieniowania laserowego jest widmem dyskretnym. 23

24 Rys Widmo promieniowania lasera półprzewodnikowego przed (a) i poza (b) progiem wzbudzenia 1.8 Efekt nasycenia wzmocnienia W ośrodku aktywnym lasera, w stanie ustalonym musi zachodzić równowaga zjawisk decydujących o obsadzeniu górnego poziomu laserowego: wzbudzania (pompowania) górnego poziomu laserowego i zmniejszania (depopulacji) obsadzenia tego poziomu na skutek emisji spontanicznej i wymuszonej Niech do ośrodka aktywnego o stałej prędkości pompowania i początkowym tzw. nienasyconym wzmocnieniu α wejdzie wiązka promieniowania o częstotliwości 0 rezonansowej i intensywności I. Spowoduje ona na skutek silnych aktów emisji wymuszonej depopulację górnego poziomu laserowego, a co za tym idzie zmniejszenie inwersji obsadzeń i związanego z nią wzmocnienia. To zjawisko zmniejszania wartości wzmocnienia wywołane obecnością promieniowania rezonansowego w ośrodku aktywnym nazywamy nasyceniem 24

25 wzmocnienia. Charakter ilościowy tego zjawiska zależy od rodzaju poszerzenia linii widmowej: dla poszerzenia jednorodnego: dla poszerzenia niejednorodnego: gdzie parametr nasycenia I oznacza taką moc promieniowania w ośrodku aktywnym, przy S której wzmocnienie maleje dwukrotnie (poszerzenie jednorodne) bądź do wartości 1/2 (poszerzenie niejednorodne). Od rodzaju poszerzenia linii widmowej zależy również kształt nasyconej krzywej wzmocnienia (Rys.1.15) Dla ośrodka aktywnego o poszerzeniu jednorodnym promieniowanie o częstotliwości ν 0 oddziałuje ze wszystkimi atomami ośrodka. Tak więc krzywa wzmocnienia obniża się proporcjonalnie (jednorodnie) ze wzrostem I. Inna sytuacja panuje w ośrodku poszerzonym niejednorodnie w wyniku efektu Dopplera. Tutaj promieniowanie o częstotliwości ν oddziałuje tylko z jedną grupą atomów o ściśle 0 określonej prędkości (dla częstotliwości centralnej ν dotyczy to atomów nieruchomych lub 0 poruszających się ruchem termicznym prostopadle do osi lasera) i zmniejsza wzmocnienie tylko dla tej grupy atomów. Następuje więc tu lokalny efekt nasycenia wzmocnienia nazywamy go efektem wypalania dziur w krzywej wzmocnienia. Ponieważ dopplerowsko poszerzona linia widmowa jest superpozycją jednorodnych linii widmowych o poszerzeniu naturalnym szerokość wypalonej dziury będzie zbliżona do szerokości naturalnej Dν, a jej N głębokość będzie odpowiednio wzrastała, przy zwiększeniu I. 25

26 Rys Efekt nasycenia wzmocnienia ośrodka aktywnego w układzie wzmacniacza dla linii widmowych poszerzonych jednorodnie (a) i niejednorodnie (b) dla różnych wartości intensywności promieniowania I. Rys Efekt nasycenia wzmocnienia ośrodka aktywnego w układzie generacyjnym dla linii widmowych poszerzonych jednorodnie (a) i niejednorodnie (b) 1.9 Typy laserów półprzewodnikowych Można wyróżnić kilka charakterystycznych typów laserów półprzewodnikowych: Lasery o właściwościach wyznaczonych przez wzmocnienie optyczne (gain-guided lasers). W laserach tych prąd jest wstrzykiwany jedynie w wąskim pasku o szerokości rzędu 10nm. Takie 26

27 lasery nazwane są laserami o geometrii paskowej. Odpowiednie domieszkowanie zamienia część górnego obszaru typu n w obszar typu p. Prąd płynie tylko w centrum obszaru, ponieważ pozostała część jest złączem n-p spolaryzowanym zaporowo. Ponieważ warstwa aktywna silnie pochłania światło poza paskiem, emisja jest ograniczona jedynie do obszaru paska. Rozkład modów optycznych wzdłuż płaszczyzny złącza określony jest przez wzmocnienie optyczne. Lasery, w których światło prowadzone jest przez odpowiednie ukształtowanie współczynnika załamania (index-guided lasers) Rys.16. W laserach tych obszar, w którym prowadzone jest światło, określono przez uformowanie falowodu wzdłuż złącza. Falowód ten jest wykonany przez wprowadzenie odpowiednich skokowych zmian współczynnika załamania. Rejon aktywny jest otoczony ze wszystkich stron przez kilka warstw materiału o niższym współczynniku załamania. Zapewniają one silne ograniczenie emitowanego modu i charakteryzują się dużą stabilnością. Rys Struktura laserów typu index guided laser Lasery ze studniami kwantowymi. W laserach tych obszar czynny jest cieńszy od 100 nm, a więc jest on znacznie mniejszy od długości fali. Ruch elektronów przez takie złącze ograniczony jest przez dyskretnie kwantowo występujące poziomy energetyczne, co prowadzi do skupienia elektronów w wąskim przedziale energii. W konsekwencji akcja laserowa może występować po przekroczeniu niewielkiego prądu progowego rzędu ma. Wyróżniamy kilka typów laserów ze studniami kwantowymi: 1. lasery o pojedynczej studni kwantowej SQW (single quantum-well); 2. lasery o wielokrotnych studniach kwantowych MQW (multiple quantum-well) - struktury MQW wykonane są w postaci wielu niezwykle cienkich warstw o grubości atomowej. Stosowane dla skuteczniejszego ograniczenia i grupowania elektronów, wielokrotne studnie kwantowe 27

28 powstają w kolejno po sobie następujących cienkich warstwach poprzedzielanych warstwami falowodowymi; 3. lasery QW (quantum-wires) - materiał wewnętrzny to cienkie druty, lasery QW umożliwiają stosowanie bardzo wysokich częstotliwości modulacji sięgających 20 GHz oraz charakteryzują się bardzo małą wrażliwością na temperaturę. Zastosowanie QW zmniejsza dwukrotnie szerokość wiązki emisji, przez co do 50% rośnie sprawność sprzężenia ze światłowodem jednomodowym. Lasery z rozłożonym sprzężeniem zwrotnym. Współczesne systemy transmisyjne często wymagają jednomodowej pracy lasera większość laserów daje taką możliwość, lecz nie jest wystarczająco selektywna. Spowodowane jest to przez zastosowanie rezonatora Fabry-Perota (o periodycznym charakterze sprzężenia zwrotnego). W celu wyeliminowania tej niedogodności stosuje się często tzw. selektywnie rozłożone sprzężenie zwrotne. Lasery takie można podzielić na dwie kategorie: z rozproszonym sprzężeniem zwrotnym (DFB distributed feedback) i ze zwierciadłem Bragga na końcach struktury(dbr distributed Bragg reflector) - Rys Rys Struktura laserów z rozłożonym sprzężeniem zwrotnym DBR Rozłożony reflektor Bragga wykorzystuje pewną właściwość struktur periodycznych. Otóż, jeżeli zbudujemy strukturę, w której fala ulega drobnemu odbiciu w regularnych odstępach, a odbić tych jest dostatecznie dużo, to otrzymamy element, który dla pewnych długości fali 28

29 całkowicie odbija padającą falę, inne zaś długości fali przepuszcza. Na granicy dwóch ośrodków o różnym współczynniku załamania występuje zjawisko częściowego odbicia. Jeżeli współczynniki odbicia ośrodków różnią się nieznacznie, to odbija się tylko niewielka część padającej energii. Wykorzystując tę właściwość możemy zbudować selektywne zwierciadło do lasera. Taką właśnie konstrukcję przedstawia dolny rysunek. Obszary p i n zbudowane są z różnych materiałów, mają one między innymi różne współczynniki odbicia. Dzięki temu fala świetlna przechodząc przez wytrawione w podłożu struktury wypełnione materiałem górnej warstwy wielokrotnie napotyka granicę ośrodków. Dla długości fali, która spełnia warunek całkowitego odbicia struktura zachowuje się jak zwierciadło, dla innych długości fali jak materiał przezroczysty. Rys Struktura laserów z rozłożonym sprzężeniem zwrotnym DFB Jeżeli z takiego selektywnego zwierciadła zbudujemy rezonator Fabry-Perot to otrzymamy strukturę o ciekawych właściwościach. Warunek fazowy rezonatora spełniony jest dla wielu modów lasera, aby jednak spełnić ten warunek, fala świetlna musi najpierw odbić się od zwierciadeł. Jeżeli ze względu na swą długość nie spełnia warunku całkowitego odbicia siatki Bragga to nie zostanie odbita. W ten sposób budując odpowiednie zwierciadła Bragga jesteśmy w stanie zapewnić, że tylko dla jednej długości fali będą spełnione oba warunki w laserze generowana będzie tylko jedna długość fali otrzymamy laser jednomodowy. Taką konstrukcję nazywamy laserem DBR (od angielskich słów Distributed Bragg Reflector). 29

30 1.10 Materiały półprzewodnikowe do wytwarzania źródeł promieniowania Półprzewodniki stosowane do wytwarzania źródeł promieniowania muszą spełniać wszystkie wymagania stawiane przez technologię przyrządów półprzewodnikowych, a ponadto w obszarze, w którym zachodzi rekombinacja nośników, muszą charakteryzować się przejściami prostymi. W przypadku struktur wielowarstwowych zawierających biheterozłącze (Rys.1.19), poszczególne warstwy muszą mieć tę samą stałą sieci, aby uniknąć naprężeń na między-powierzchniach i wywoływanych przez nie defektów. Rys Struktury laserów złączowych: (HJ) homozłączowa, (SH) monoheterozłączowa, (DH) biheterozłączowa. Wymagania te eliminują z zastosowań znane półprzewodniki elementarne i zmuszają do sięgania po związki półprzewodnikowe, najczęściej wieloskładnikowe. W przypadku źródeł promieniowania emitujących bliską podczerwień są to z reguły związki międzymetaliczne grupy A III B V. Zmiana składu większości związków potrójnych A III B V pociąga za sobą znaczną zmianę ich stałej sieci. Wyjątek stanowi (AlGa)As, którego stała sieci pozostaje prawie niezależna od zawartości Al. W przypadku pozostałych półprzewodników niezbędne jest dobieranie składu warstwy epitaksjalnej stosownie do 30

31 wielkości stałej sieci półprzewodnika stanowiącego podłoże, na którym ta warstwa jest hodowana. Szczególnie elastyczne okazały się w tym względzie związki poczwórne, gdyż dysponując dwoma stopniami swobody można niezależnie zmieniać przerwę energetyczną E i stałą sieci a. Stosowanie g złożonych związków półprzewodnikowych pociąga jednak za sobą utrudnienia technologiczne i dlatego sięga się po nie dopiero w ostateczności. Spośród materiałów stosowanych do wytwarzania laserów złączowych i diod elektroluminescencyjnych, najlepiej zbadanymi i najpowszechniej używanymi są GaAs i (AlGa)As. Lasery złączowe wykonane z tych materiałów charakteryzują się niskimi prądami progowymi i znaczną niezawodnością. Szereg zastosowań, takich jak np. telekomunikacja optyczna, wymaga laserów emitujących promieniowanie w zakresie fal dłuższych, niż to jest możliwe do osiągnięcia przy użyciu GaAs. Sięga się wówczas po materiały wieloskładnikowe w rodzaju (InGa)(AsP) czy (AlGa)(AsSb), które umożliwiają generację promieniowania w zakresie od 1,0 do 1,7μm. Natomiast do wytwarzania źródeł promieniowania emitujących fale o długościach zawierających się w zakresie od kilku do kilkudziesięciu mikrometrów stosowane są związki A IV B IV. Są to związki ołowiu: PbS, PbSe, PbTe i związki cyny: SnTe, SnSe oraz ich trójstanowe roztwory stałe. Tabela 1. Właściwości wybranych materiałów półprzewodnikowych. 31

32 1.11 Laser jako nadajnik optyczny modulacja wiązki optycznej W wielu zastosowaniach laserów, szczególnie zastosowaniach telekomunikacyjnych optycznych, laser jest stosowany jako sterowany nadajnik optyczny. W tym celu stosuje się niemal modulację intensywności wiązki optycznej. Oznacza to, że informacja zakodowana jest w wartości lub zmianie poziomu mocy optycznej transmitowanej przez łącze. Istniejące typy modulacji możemy podzielić na dwa sposoby: ze względu na typ kodowanej informacji i ze względu na sposób realizacji. Rys Idea modulacji optycznej podstawy działania nadajnika Pierwszy podział wyróżnia modulację analogową i modulację cyfrową. Modulacja analogowa służy do przesłania informacji w postaci sygnału analogowego. Ta postać informacji wymaga od nadajnika przede wszystkim liniowości charakterystyki przenoszenia. Oczekujemy bowiem, że dokładny kształt tego sygnału zostanie przesłany przez łącze, a następnie odtworzony na wyjściu odbiornika z dokładnością do amplitudy, której zmiana jest dozwolona. Najbardziej rozpowszechnionym systemem, który korzysta z analogowych łączy optycznych są sieci telewizji kablowej CATV. Drugi typ modulacji modulacja cyfrowa jest najbardziej rozpowszechniona. Wszelkie sieci telekomunikacyjne przesyłają ten właśnie typ informacji. W przypadku cyfrowej modulacji intensywności zwykle wymagamy jedynie tego, aby przy przesyłaniu logicznego 0 przesyłana była jak najmniejsza moc optyczna (najlepiej 0 mw) a przy przesyłaniu logicznej 1 przesyłana moc była jak największa. Innym podziałem modulacji jest podział na modulację bezpośrednią i zewnętrzną. 32

33 Modulacja bezpośrednia polega na zmianie mocy wyjściowej samego źródła światła. Wykorzystuje się tu zależność mocy wyjściowej lasera od prądu. Zmiana prądu płynącego przez laser przekłada się niemal proporcjonalnie na zmianę mocy optycznej. W przypadku modulacji zewnętrznej laser stanowi tylko i wyłącznie źródło światła o stałej mocy. Modulacja mocy odbywa się poza laserem w elementach o regulowanym tłumieniu. Takie elementy nazywamy modulatorami. Na dzień dzisiejszy dwie najbardziej rozpowszechnione konstrukcje modulatorów to modulator elektrooptyczny Mach-Zendera i modulator elektroabsorpcyjny. Modulacja bezpośrednia jest najprostszym i najtańszym sposobem modulacji mocy optycznej. Polega ona na wykorzystaniu zależności mocy wyjściowej lasera od prądu przez ten laser płynącego. Charakterystyka P(I) lasera powyżej prądu progowego charakteryzuje się dobrą liniowością. Oznacza to, że w przypadku modulacji analogowej notujemy jedynie niewielki wpływ zniekształceń nieliniowych, które są głównym źródłem problemów przy projektowaniu systemów CATV. Stosowanie analogowej modulacji bezpośredniej jest więc w tych systemach jak najbardziej uzasadnione. Rys.1.21 Modulacja bezpośrednia A. Podobnie w przypadku modulacji cyfrowej. Zapis informacji zero-jedynkowej polega tu na włączaniu i wyłączaniu lasera. W celu włączenia lasera należy zwiększyć prąd do wartości maksymalnej (odpowiadającej maksymalnej mocy wyjściowej lasera). Wyłączanie lasera nie wymaga zmniejszenia prądu do wartości zerowej. Wystarczającym jest zmniejszenie prądu lasera poniżej wartości prądu progowego. Co więcej napompowanie lasera nośnikami do ilości wymaganej do rozpoczęcia akcji laserowej wymaga czasu. Czas ten nazywany czasem włączenia lasera (ang. Turn On Delay) i może stanowić istotne ograniczenie prędkości modulacji. Przy modulacji bezpośredniej istotnym zjawiskiem jest omówione już zjawisko migotania lasera (ang. chirping). Stosowanie w nadajnikach łączy optycznych laserów jednomodowych ma jeden zasadniczy cel: zmniejszenie szerokości spektralnej sygnału optycznego. Niestety przy modulacji bezpośredniej zjawisko migotania sprawia, że chwilowa długość fali zmienia się podczas trwania impulsu. Powoduje to o wiele większą szerokość spektralną impulsu niż wynika to z widma generowanego przez laser 33

34 światła. Ze względu na efekty dyspersji stanowić to może istotne ograniczenie przy transmisji na duże odległości. Istotnym z punktu widzenia użytkowania lasera zagadnieniem jest też impedancja elektrycznego wejścia lasera. Laser z punktu widzenia sygnału elektrycznego jest spolaryzowaną w kierunku przewodzenia półprzewodnikową diodą p-n. Tak jak w przypadku każdej diody p-n jego rezystancja złączowa jest w przewodzeniu mała. W przypadku laserów telekomunikacyjnych jest to kilka omów (np. ). Sygnał zaś, ze względu na dużą częstotliwość, doprowadzany jest do lasera liniami mikrofalowymi o impedancji. Na styku dwóch tak różnych impedancji dochodziłoby do odbicia sygnału w stronę źródła. Aby temu zapobiec konstruuje się obwód dopasowujący impedancję lasera do impedancji prowadnicy. Taki obwód dopasowujący nosi nazwę drivera. Rys.1.22 Modulacja bezpośrednia B. Modulacja bezpośrednia jest tanim i skutecznym sposobem zapewnienia modulacji mocy optycznej w nadajnikach optycznych. W wielu zastosowaniach jest też w dalszym ciągu metodą dominującą. Jednak ze względu na zjawiska relaksacji dielektrycznej w laserze, rozmiary lasera oraz pojemność diody laserowej pasmo pracy w praktycznych rozwiązaniach ograniczone jest do 10 GHz. W połączeniu ze zjawiskiem migotania lasera sprawia to, że ta technika modulacji stosowana jest do łączy krótkiego i średniego zasięgu o małych i średnich przepływnościach. Innym sposobem realizacji procesu modulacji mocy optycznej jest modulacja zewnętrzna. Laser staje się wtedy źródłem światła o stałej mocy. Proces modulacji odbywa się poza laserem w zewnętrznym przyrządzie o regulowanej transmisji modulatorze zewnętrznym. Dwa najbardziej popularne modulatory to modulator elektrooptyczny Mach-Zender'a i modulator elektroabsorpcyjny. Działanie modulatora Mach-Zender'a opiera się o efekt elektrooptyczny, czyli o zależność parametru optycznego, jakim jest współczynnik załamania światła n w materiale, od natężenia pola elektrycznego E n(e). Zależność, która znalazła zastosowanie w modulatorach to zależność liniowa zwana efektem Pockels a (pierwszy wzór). Efekt Pockels a występuje w wielu materiałach takich jak LiNio 3, LiTao 3, CdTe, GaAs, jednak najczęściej wykorzystywany jest niobian litu LiNio 3. 34

35 Rys Modulacja zewnętrzna efekt Pockels a Wykorzystując fakt zależności współczynnika załamania światła w materiale od natężenia pola elektrycznego można zbudować komórkę Pockelsa - modulator fazy sygnału elektrycznego (element b na rysunku). Budując rodzaj kondensatora wypełnionego materiałem elektrooptycznym możemy, przy pomocy przyłożonego do okładek napięcia, regulować natężenie pola elektrycznego wewnątrz materiału. W ten sposób sterujemy wartością współczynnika załamania w materiale. Zmiana współczynnika załamania w materiale powoduje zmianę drogi optycznej w tym materiale. Przy stałej długości próbki powoduje to zmianę fazy sygnału optycznego na wyjściu zgodnie z dolnym wzorem na rys. Wykorzystując komórkę Pockels a możemy zbudować interferometr Mach-Zender'a. W interferometrze Mach-Zender'a moc wejściowa dzielona jest na dwie równe części i przesyłana w kierunku wyjścia przyrządu dwoma gałęziami. W jednej z gałęzi umieszczona jest komórka Pockels a. Przed opuszczeniem przyrządu sygnały z obu gałęzi są sumowane. Efekt sumowania zależy od różnicy faz pomiędzy sumowanymi falami świetlnymi. W skrajnym przypadku fazy sygnałów po przejściu przez gałęzie interferometru są jednakowe. Na sumatorze zachodzi wtedy interferencja konstruktywna sygnał wyjściowy jest sumą sygnałów z poszczególnych gałęzi. W przeciwnym przypadku, gdy różnica faz wynosi 180^\circ\, otrzymujemy interferencje destruktywną dwie fale wygaszają się moc sygnału wyjściowego jest równa zero. Dla różnicy faz o wartości pośredniej otrzymujemy pośrednie wartości mocy wyjściowej. 35

36 Rys Modulacja zewnętrzna interferometr Mach-Zendena. Jak widać istnieje możliwość kontroli transmisji światła przez przyrząd przy pomocy doprowadzonego napięcia otrzymaliśmy modulator. Praktyczną realizacją modlatora Mach-Zender'a jest konstrukcja pokazana na rys.b. Wykorzystuje ona światłowód planarny zrealizowany na podłożu z niobianu litu. Analizę transmisji mocy optycznej przez modulator Mach-Zender'a w zależności od przesunięcia fazowego w ramionach modulatora przedstawiono na rys.1.25a, schematycznie podział sygnału fali elektromagnetycznej na dwie równe części oraz przesunięcie fazowe, jakiego doznaje sygnał optyczny w każdej z nich. Dla uproszczenia rachunków założono, że przesunięcie występuje w obu ramionach i posiada jednakową wartość, lecz przeciwny zwrot. Przy takich założeniach transmisja przez interferometr dana jest górną zależnością. Rys Analizę transmisji mocy optycznej przez modulator Mach-Zender'a w zależności od przesunięcia fazowego 36

37 Aby można było opisać rzeczywisty element należy uwzględnić straty wnoszone przez modulator (transmisja przez modulator nigdy nie będzie równa jedności), oraz zależność efektywności modulacji od częstotliwości doprowadzonego sygnału (współczynnik głębokości modulacji zależny od częstotliwości m(f)\,). Otrzymujemy wtedy dolne wyrażenie, którego wykres przedstawiono na rys.1.25.bb. Zaznaczone na rys.b punkty pokazują charakterystyczne napięcia pracy modulatora. Gdy modulator M-Z pracuje w punkcie A otrzymujemy modulator amplitudy doskonały do łączy analogowych. Praca pomiędzy punktami B i C to praca w trybie przełącznika otrzymujemy przełącznik modulator do łączy z transmisją cyfrową. Podstawowe parametry modulatora Mach-Zender a to: napięcie włączenia jest to napięcie pierwszego maksimum na charakterystyce transmisji modulatora. Przy równych ramionach wynosi ono zwykle 0V. napięcie przełączenia modulatora jest to różnica napięć między maksimum a minimum transmisji modulatora. W łączach cyfrowych określa różnicę napięć pomiędzy stanami logicznymi. straty wnoszone przez modulator są to straty liczone między złączem wyjściowym, a złączem wejściowym modulatora. Modulatory mają zwykle wejście i wyjście wykonane w postaci światłowodów włóknistych. Jednocześnie sam przyrząd wykonany jest w technologii planarnej. Sprzężenia: na wejściu ze światłowodu włóknistego do planarnego i na wyjściu ze światłowodu planarnego do włóknistego są główną przyczyną strat modulatora M-Z. Straty modulatorów M-Z wynoszą zwykle 5 6 db. 3dB pasmo pracy jest to parametr określający częstotliwość dla jakiej współczynnik modulacji modulatora M-Z spada o 3dB. współczynnik ekstynkcji jest to stosunek maksymalnej do minimalnej transmisji mocy przez modulator. Dla modulatorów M-Z mieści się on zwykle w przedziale db. Modulatory Mach-Zender a zapewniają znacznie większe pasmo pracy niż bezpośrednia modulacja lasera. Ograniczeniem pasma jest w ich przypadku geometria przyrządu i czas przelotu światła przez przyrząd. Dla wysokich częstotliwości stosuje się konstrukcje z falą bieżącą (rys.), które rozwiązują ten problem. Pasmo pracy modulatorów Mach-Zendera z falą bieżącą sięga 100 GHz. Głównym ograniczeniem stosowania modulatorów Mach-Zender'a jest brak zgodności technologicznej z pozostałymi elementami optoelktronicznymi. To sprawia, że nie jest możliwa integracja lasera i modulatora na jednym podłożu w jednym układzie. Poza tym ograniczeniem modulatory Mach-Zender'a stanowią najbardziej popularny sposób rozwiązania problemów z ograniczeniami narzucanymi przez modulację bezpośrednią. Mają bowiem znacznie szersze pasmo, oraz nie występuje w nich efekt migotania lasera. Sprawia to, że są głównym typem modulatora stosowanym w łączach długodystansowych o dużej przepływności. Drugim rozwiązaniem pozwalającym na zewnętrzną modulację mocy optycznej jest użycie modulatora elektroabsorpcyjnego. Modulator ten zbudowany jest z cienkich warstw półprzewodników o różnych szerokościach przerwy zabronionej. Na styku tych warstw tworzy się bariera potencjału. Gdy szerokość warstw zaczyna być porównywalna z długością fali De Broilie a dla 37

38 elektronu, wtedy elektron zaczyna wykazywać silne własności falowe pojawiają się efekty kwantowe. Rys Modulator elektroabsorpcyjny struktura 5-warstwowa W jednorodnym półprzewodniku pasmo przewodnictwa jest powyżej przerwy zabronionej ciągłe. Oznacza to, że proces absorpcji może zachodzić dla szerokiego spektrum długości fali padających fotonów szeroki jest bowiem zakres dostępnych dla elektronu energii. W omawianej strukturze warstw półprzewodnika jest inaczej. Pasmo przewodnictwa dzieli się na wąskie podpasma. Elektrony mogą przyjmować tylko energie z zakresu tych podpasm. Zamiast więc szerokiego zakresu pochłanianych długości fali otrzymujemy strukturę pochłaniającą selektywnie. Dodatkowo w takiej strukturze energia tych podpasm (a więc energia, czyli i długość fali światłą, jaką pochłania struktura) zależy od natężenia pola elektrycznego w półprzewodniku. Zmieniając natężenie pola elektrycznego zmieniamy długość fali światła, która jest pochłaniana przez przyrząd. Zaś gdy do struktury doprowadzimy stałą długość fali (taka właśnie sytuacja jest naturalna w łączach optycznych), wtedy zmiana natężenia pola elektrycznego powoduje zmianę transmisji przez modulator. 38

39 Rys Modulator elektroabsorpcyjny sterownie mocą i właściwości Natężenie pola elektrycznego w modulatorze elektroabsorpcyjnym reguluje się tak jak w modulatorze M-Z czyli przy pomocy doprowadzonego do okładek napięcia. 39

40 2 Detektory promieniowania optycznego Detektory promieniowania elektromagnetycznego zasadniczo dzielimy na detektory fotonowe i detektory termiczne. Detektory fotonowe wykorzystujące zjawisko fotoelektryczne wewnętrzne należą do grupy detektorów fotoprzewodzących i detektorów fotowoltaicznych a wykorzystujące zjawisko fotoelektryczne zewnętrzne do detektorów fotoemisyjnych. Detektory termiczne wykorzystują efekt zmiany temperatury detektora wywołany absorpcją promieniowania elektromagnetycznego. Zasadniczo detektory fotoemisyjne pracują w zakresie UV do NIR. Detektory fotoprzewodzące pracują w zakresie od UV do IR. Detektory termiczne projektuje się głównie do detekcji promieniowania podczerwonego a ostatnio również dla promieniowania z zakresu THz. 3 Podstawowe parametry detektorów Do podstawowych parametrów fotodetektorów zaliczyć należy: wydajność kwantową, czułość S, charakterystyka widmowa, zakres dynamiczny Z dyn, czas odpowiedzi t r, moc równoważna szumu NEP, detekcyjność D. Wydajność kwantowa jest to liczba elektronów wytwarzanych przez jeden foton padający na powierzchnię światłoczułą detektora. n n e p 100% n p częstość padania fotonów; n e częstość z jaką wytwarzane są elektrony Wartość na ogół nie przekracza 100%. Wydajność kwantowa zależy od długości fali. Niektóre detektory mogą mieć wydajność nawet 100% przy pewnych długościach fali. Najczęściej spotykane mają wydajność równą 30% i mniej. Czułość fotodetektora wyraża stosunek sygnału wyjściowego (prąd, napięcie) do strumienia światła oświetlającego detektor. Czułość fotodetektora związana jest z wydajnością kwantową detektora i dotyczy odpowiedzi detektora na określony strumień fotonów. Mówimy o czułości napięciowej S V jeżeli sygnałem odbieranym jest fotonapięcie lub o czułości prądowej S I jeżeli sygnałem odbieranym jest fotoprąd. S S V I U I V W ph A W ph (3.1) (3.2) U ph - sygnał napięciowy wytwarzany przez fotodetektor 40

41 I ph - prąd wytwarzany przez fotodetektor Φ- strumień światła padającego na fotodiodę Dla światła monochromatycznego o długości fali λ, czułość detektora wyznaczymy z definicji czułości prądowej. Strumień światła padającego Φ równy jest n p hf nphc a fotoprąd I q neq hc to podstawiając do wzoru na czułość prądową otrzymujemy q S hc Charakterystyka widmowa generalnie jest to zależność jakiegoś parametru od długości fali światła. W przypadku fotodetektorów mówimy o charakterystykach widmowych czułości detektora. Taka charakterystyka informuje nas możliwościach detekcji światła o danych długościach fali. Na rysunku poniżej (Rys. 3-1) przedstawiono charakterystykę widmową czułości prądowej fotodiody FGA21-CAL. Jest to fotodioda zbudowana na materiale InGaAs. Maksimum czułości fotodiody występuje dla długości fali 1490nm i wynosi ok. 1[A/W]. Dla światła o długościach fali większych od 1490nm obserwujemy drastyczny spadek czułości prądowej. Przy długości 1700nm czułość jest ponad 5x mniejsza od czułości maksymalnej. Dla światła o długościach mniejszych od 1490nm obserwujemy łagodniejszy spadek czułości i czułość 5x mniejszą od maksymalnej obserwujemy dla długości fali ok. 800nm. 41

42 Rys. 3-1 Charakterystyka widmowa czułości prądowej diody FGA21-CAL (InGaAs). Źródło: Zakres dynamiczny miara zakresu strumienia świetlnego, w jakim detektor daje dokładny sygnał wyjściowy. Z dyn 20log max min db Czas odpowiedzi czas w jakim detektor reaguje na zmianę strumienia światła na wejściu(rys. 3-2). Określa się go dla odpowiedzi detektora na skokową zmianę strumienia światła. Mierzy się ten czas jako upływający między 10% i 90% maksymalnej wartości sygnału. Strumień światła na wejściu 90% 10% Odpowiedź detektora t r Rys. 3-2 Ilustracja wyznaczania czasu odpowiedzi detektora Moc równoważna szumu (NEP ang. Nosie equivalent power)- Jest to taka wartość skuteczna mocy promieniowania monochromatycznego o długości λ padającego na detektor, dająca na wyjściu sygnał o wartości skutecznej równej poziomowy szumu, znormalizowanego do jednostkowej szerokości pasma lub inaczej mówiąc jest to poziom oświetlenia wymagany do uzyskania na wyjściu detektora stosunku sygnał do szumu równego jedności. NEP może być stosowana do określania czułości widmowej detektora: V n, I n - napięcie, prąd szumu; R v,r i - czułość napięciowa, prądowa; SNR- stosunek sygnał szum; Φ e - strumień światła padającego W związku z tym, iż wartość skuteczna napięcia(prądu) szumów jest proporcjonalna do pierwiastka kwadratowego z szerokości pasma to NEP wyraża się również dla określonej szerokości pasma (najczęściej 1Hz)- NEP * i jest wyrażana w W/Hz 1/2. Detekcyjność, wykrywalność D- parametr będący odwrotnością NEP. Wykrywalność, jak zauważył R.C.Jones, jest proporcjonalna do pierwiastka kwadratowego z powierzchni i dlatego definiuje się wykrywalność znormalizowaną D * odniesioną do jednostkowej powierzchni detektora i jednostkowej szerokości pasma. 42

43 Jednostką miary detekcyjności znormalizowanej jest cmhz 1/2 /W zwana jonsem. Im większa D* tym lepszy detektor 4 Detektory fotoprzewodzące (fotorezystory). Fotorezystory są to elementy, w których pod wpływem oświetlania następuje zmiana ich przewodności, przy czym przewodność nie zależy od kierunku przyłożonego do nich napięcia zewnętrznego. Przy wzroście strumienia fotonów padających na fotorezystor jego rezystancja maleje. Rys. 4-1 Generacja par elektron-dziura Fotorezystor buduje się w formie płytki półprzewodnikowej na której końcach znajdują się elektrody lub, szczególnie dla zakresu od UV do NIR, na powierzchnię nakłada się elektrody o grzebieniowej strukturze (Rys. 4-2b). Przekrój fotorezystora ilustruje rysunek poniżej(rys. 4-2a). Na podłoże np. ceramiczne nanosi się warstwę półprzewodnikową. Materiały stosowane do budowy fotorezystorów to np. CdS, CdSe, CdTe, PbS, PbSe, CdHgTe. a) b) Rys. 4-2 Budowa fotorezystora a) przekrój b) widok elektrod 4.1 Fotorezystory do detekcji promieniowania X i γ. Do najbardziej popularnych materiałów na ten zakres widmowy zaliczamy domieszkowany litem german i krzem, CdTe i HgI 2. Detektory krzemowe charakteryzuje duża wydajność kwantowa dla energii mniejszych niż 30keV. Jednak mała wydajność dla energii wyższych i potrzeba chłodzenia ograniczają poważnie zastosowania tych materiałów w celach zobrazowania rozkładu promieniowania X czy γ. Duża czystość germanu umożliwia osiągnięcie dobrej wydajności kwantowej 43

44 dla większych energii jednak potrzeba chłodzenia, podobnie jak w wypadku det. krzemowych ogranicza ich stosowalność w matrycach. Fotorezystory z CdTe i HgI 2, ze względu na duży współczynnik absorpcji promieniowania oraz możliwość uzyskania dużej rozdzielczości przestrzennej i energetycznej bez potrzeby chłodzenia są częściej stosowane do budowy matryc na ten zakres widmowy. Lepszymi parametrami charakteryzuje się CdZnTe (o zawartości Zn od 4% do 20%) a dzięki opanowaniu technologii wytwarzania dużych monokryształów o dobrej jakości możliwe jest budowanie detektorów o powierzchni aż do 8x12cm Fotorezystory na zakres UV. Właściwości takich materiałów jak GaN, AlN, i roztwory stałe Al x Ga 1-x N predysponują je do budowy fotorezystorów na zakres UV. Zmieniając zawartość AlN można regulować wielkość przerwy energetycznej od 3,4eV do 6,2eV, co odpowiada długościom fal od 365nm do 200nm. Aby detektory na ten zakres spektralny pełniły swoją rolę muszą być nieczułe, ślepe na światło słoneczne (ang.solar blind). Aby fotorezystor z GaN mógł konkurować z innymi detektorami pracującymi w tym zakresie stopień nieczułości (ang. rejection ratio) powinien być rzędu W chwili obecnej udaje się uzyskać poziom Takie fotorezystory nie mogą również konkurować pod względem szybkości odpowiedzi. Czas odpowiedzi rzędu milisekund spowodowany jest dużą gęstością centrów rekombinacyjnych w przerwie energetycznej oraz dużą gęstością dyslokacji. 4.3 Fotorezystory na zakres widzialny i NIR. Na ten zakres widmowy stosuje się takie materiały jak ZnS, CdS, CdSe, Si, GaAs, Ge. Rys. 4-3 Charakterystyki widmowe czułości względnej różnych fotorezystorów. Źródło: (Bielecki i Rogalski 2001). 44

45 Na rysunku powyżej (Rys. 4-3) przedstawiono wykresy widmowe czułości względnej fotorezystorów na zakres UV-NIR wykonanych z różnych półprzewodników. Materiały takie jak ZnS, CdS, CdSe, AsGe dają dużo węższe (bardziej selektywne), w porównaniu do Si i Ge, charakterystyki widmowe. Z ZnS otrzymamy fotorezystory czułe na światło fioletowe i niebieskie. CdS i CdSe dają maksimum czułości w zakresie nm. GaAs daje maksimum czułości dla 950nm. Z krzemu zrobimy forezytor czuły w zakresie od 400nm do 1100nm a z germanu w zakresie od 700nm do 1800nm. 4.4 Fotorezystory na podczerwień. Pierwsze fotorezystory na zakres 1-4µm były budowane z PbS już w roku 1933 a w czasach II wojny światowej zostały wykorzystane do celów militarnych. Po wojnie znalazły one zastosowanie w układach detekcji promieniowania podczerwonego, detekcji zanieczyszczeń i w armii do sterowania pociskami samonaprowadzającymi. Bardzo dobre parametry tych detektorów w temperaturze pokojowej umożliwiły budowę matryc. PbS posiada prostą przerwę energetyczną wynoszącą 0,37eV (3,3µm) w temp. pokojowej a w temp. 4K przesuwa się ona do 4,3µm. Do fotorezystorów na podczerwień stosuje się również PbSe. Dla tego materiału granica długofalowa, w temperaturze pokojowej, wynosi 4,8µm a w temp. 77K 7µm. Wiele prac naukowych poświecono roztworom stałym tellurku kadmowo rtęciowego HgCdTe. Według szacunków teoretycznych, materiał ten charakteryzuje się najlepszymi właściwościami do konstrukcji detektorów na podczerwień. Posiada duży współczynnik pochłaniania i najmniejszą szybkość generacji termicznej nośników. Te dwa parametry wpływają głównie na wykrywalność (D * ) detektora. Przerwa energetyczna Hg 1-x Cd x Te zależy od zawartości CdTe. Fotorezystory z HgCdTe mogą pracować w zakresie 2-30µm. Inną grupę fotorezystorów na podczerwień stanowią detektory na bazie półprzewodników domieszkowanych (głównie german i krzem). Pierwszymi historycznie były fotorezystory na bazie domieszkowanego germanu. Detektory domieszkowane stosowane są w szerokim zakresie widma podczerwieni od kilku do 300µm. Nadal są podstawowymi detektorami stosowanymi dla długości fal większych niż 20µm. Ich charakterystyki widmowe zależą od rodzaju półprzewodnika i od rodzaju domieszki. Detektory te pracują w dużo niższych temperaturach niż fotorezystory niedomieszkowane. Niska temperatura pracy związana jest z mniejszą wartością współczynnika pochłaniania i większą generacją termiczną nośników. Należy zaznaczyć, że w tych detektorach absorpcja zachodzi między poziomem domieszkowym a pasmem przewodnictwa (walencyjnym). Współczynnik pochłaniania określony jest relacją: gdzie σ p jest przekrojem czynnym fotojonizacji domieszki o koncentracji N i. Typowe wartości współczynnika pochłaniania wynoszą 1-10cm -1 dla germanu i 10-50cm -1 dla krzemu. Do domieszkowania stosuje się takie materiały jak: In, Ga, As, Be, Zn. 45

46 4.5 Parametry fotorezystorów. Zależność rezystancji od natężenia światła padającego ma charakter nieliniowy i można ją przedstawić następująco: R F K E K- stała wartość E- natężenie oświetlenia - współczynnik zależny od rodzaju materiału z którego zrobiony jest fotorezystor, jego wartość wynosi od 0.5 do 1.0. Wyznaczenie rezystancji z podanego wzoru wymaga znajomości parametru K i. Ten sposób opisu zależności rezystancji od natężenia oświetlenia jest jednak rzadko stosowany. Na ogół, producenci podają wartość rezystancji dla kilku wartości natężenia oświetlenia np. 0lx, 10lx, 100lx itp. Wielkość rezystancji przy zerowym oświetleniu nazywana jest rezystancją ciemną R d. Czasami producenci podają liczbę będącą stosunkiem rezystancji ciemnej do rezystancji przy danym oświetleniu R xx ( xxoznacza wielkość natężenia oświetlenia) n R R D XX Zalety fotorezystora: duża czułość dobra liniowość charakterystyk prądowo-napięciowych dość duża wartość dopuszczalnej mocy strat niska cena. Wady fotorezystora: Wrażliwość na temperaturę Dość duża bezwładność czasowa Powyższe właściwości określają zakres zastosowań fotorezystorów. Duża bezwładność (rzędu ms) i duża moc strat (do 1.5 W) narzuca ich wykorzystanie w układach pracujących z małą częstotliwością i tam gdzie wymagane są duże prądy fotodetektora np. w układach bezpośredniego sterowania przekaźnikami. Obszar największej czułości fotorezystorów przypada na zakres widzialny światła. Najczęściej zamiast charakterystyki widmowej czułości, producenci podają punkt maksymalnej czułości λ max. Struktury fotorezystorów umieszczane są w obudowach plastikowych (Rys. 4-4c) lub metalowych (Rys. 4-4d). Często jednak wykonuje się fotorezystory bez obudów (Rys. 4-4a, b). Powierzchnia fotorezystora zabezpieczona jest przed uszkodzeniem warstwą przezroczystą. Elektrody mogą być montowane prostopadle (Rys. 4-4 a, c, d) lub równolegle (Rys. 4-4b) do struktury półprzewodnikowej. Występują również fotorezystory z zamontowanym filtrem optycznym, pozwalającym odcięcie składowych widma promieniowania optycznego z zakresu ultrafioletu i 46

47 podczerwieni. Ponadto zastosowanie filtrów optycznych pozwala na selektywne ukształtowanie charakterystyki widmowej czułości fotorezystora. a) b) c) d) Rys. 4-4 Obudowy fotorezystorów Parametry fotorezystorów M996011A i B podawane przez producenta na przykładzie noty katalogowej na stronie Temperatura pracy: od -20 C do +70 C Vmax: 100 V Pmax: 200 mw λp: 600 nm Wymiary (bez wypr.): 5,2 x 5,2 mm Max. grubość: 1,5 mm Raster wyprowadzeń: 3,5 mm Producent: PerkinElmer Symbol R10 R100 R01MIN [kω] [kω] [kω] M996011A 1,5-5 0,7 150 M996011B 0,8-2 0,4 150 Opisywane fotorezystory mają typowy zakres temperatur pracy od -20 C do +70 C. Długość fali λ p opowiadająca maksymalnej czułości wynosi 600nm. Napięcie maksymalne Vmax=100V świadczy o możliwości pracy elementu w układach zasilanych wyższymi napięciami. Duża moc strat Pmax=200mW pozwala na wykorzystanie fotorezystora w układach bezpośredniego sterowania elementami wykonawczymi. 47

48 Przykład Oświetlając fotorezystor M996011A światłem o natężeniu 100lx jego rezystancja uzyska wartość 0,7kΩ. Przy założeniu maksymalnej mocy strat 200mW otrzymamy prąd maksymalny równy 17mA. Jest to wartość już wystarczająca do włączenia małego przekaźnika czy zapalenia diody w transoptorze. W tabeli zamieszczono wartości rezystancji fotorezystora dla trzech wartości natężenia oświetlenia, 100lx, 10lx i 0,01lx (rezystancja ciemna). Posiadając te dane można uzyskać postać analityczną zależności rezystancji fotorezystora od natężenia oświetlenia wyznaczając parametry K i równania XX. Na rysunku poniżej pokazano sposób wyznaczenia tych parametrów wykorzystując funkcję pwrfit arkusza MathCAD. W wyniku obliczeń uzyskano następującą zależność R F (E) dla fotorezystora M996011A: Trzy punkty dają oczywiście niezbyt dużą dokładność dopasowanie. W sytuacji gdy wymagana jest większa dokładność należałoby dokonać kalibracji fotorezystora. 48

49 Typowe układy polaryzacji fotorezystorów przedstawiono na schematach poniżej. Poniżej (Rys. 4-5) przedstawiono najprostszy, bezpośredni układ zasilania fotorezystora. Fotorezystor R F wraz z rezystancją obciążenia R L podłączone są do źródła zasilającego V z. Napięcie na rezystancji obciążenia wyznaczamy z równania dzielnika napięcia: 49

50 U o RL Vz R R L F Wzrost natężenia światła oświetlającego fotorezystor powoduje spadek jego rezystancji. Rośnie prąd w obwodzie a co za tym idzie rośnie spadek napięcia na rezystancji obciążenia Vz R F R L U o Rys. 4-5 Schemat podłączenia fotorezystora. Przykład Do dyspozycji są przekaźniki o następujących parametrach: Przekaźnik U cewki [V] U cewki min [V] U cewki max [V] P cewki [mw] R cewki [Ω] A 9 6,3 22, B 18 12,6 45, C 24 16,8 61, D 48 33,6 122, Sprawdź czy możliwe będzie załączenie przekaźników Pr sterowanych bezpośrednio forezystorem R F (Rys. 4-6) światłem o natężeniu E 100lx. Do sterowania wykorzystaj fotorezystor M996011A. Pamiętaj o dopuszczalnych parametrach pracy fotorezystora i przekaźnika. U R Pr U R R F Vz Rys. 4-6 Schemat układu bezpośredniego sterowania przekaźnikiem. Dla światła o natężeniu E=100lx rezystancja fotorezystora będzie równa 700Ω. Prąd w obwodzie, Napięcie zasilające 50

51 Przekaźnik A: Prąd w obwodzie: Napięcie zasilania: Moc strat na przekaźniku: Moc strat na fotorezystorze: Przekaźnik B: Prąd w obwodzie: Napięcie zasilania: Moc strat na przekaźniku: Moc strat na fotorezystorze: Przekaźnik C: Prąd w obwodzie: Napięcie zasilania: Moc strat na przekaźniku: Moc strat na fotorezystorze: Przekaźnik D: Prąd w obwodzie: Napięcie zasilania: Moc strat na przekaźniku: Moc strat na fotorezystorze: Przekaźniki A i B nie mogą być wykorzystane ponieważ w warunkach załączenia przekaźnika przekroczona zostanie dopuszczalna moc strat na fotorezystorze. Przekaźnik C mógłby być wykorzystany pod warunkiem nieznacznego zmniejszenia napięcia zasilające, tak by zmniejszyć moc strat z 202mW do 200mW oraz pod warunkiem niedopuszczenia do oświetlenia fotorezystora światłem o natężeniu większym od 100lx. Rozwiązaniem najlepszym jest zastosowanie przekaźnika D. Moc strat na fotorezystorze jest 4x mniejsza od dopuszczalnej a więc dopuszczalne będzie oświetlanie fotorezystora światłem większym od 100lx bez obawy przekroczenia wartości maksymalnych. 51

52 Prezentowany układ mimo prostoty ma wiele wad. Wymaga stosowania wysokich napięć (kilkadziesiąt V). Pobiera stosunkowo dużo energii. Jest niekonfigurowany. Zmiana parametrów pracy wymaga dobrania nowego fotorezystora lub przekaźnika. Lepszym rozwiązaniem jest wykorzystanie tranzystora do sterowania przekaźnikiem. Przykładowe schematy takich układów zaprezentowano na rysunku poniżej. R F R P R F R 2 R P R 1 Rys. 4-7 Schematy układów sterowania z wykorzystaniem tranzystora. Prąd kolektora jest β razy większy od prądu bazy (Rys. 4-7a). I C * I B To oznacza, że prąd płynący przez fotorezystor jest wielokrotnie mniejszy od prądu potrzebnego do załączenia przekaźnika. W układzie możliwe jest obniżenie napięcia Vz i zastosowanie przekaźników o mniejszym napięciu zasilającym niż w przypadku układu z bezpośrednim sterowaniem (Rys. 4-5). Wartość napięcia zasilającego można wyznaczyć ze wzoru: I B Vz U R F BE Układ ten nie posiada jednak żadnych elementów regulacji. Regulacja momentu załączenia przekaźnika mogłaby by być uzyskana przez połączenie szeregowe potencjometru i fotorezystora lub zastosowanie dzielnika napięciowego tak jak to jest pokazane na rysunku (Rys. 4-7b). Rezystory R F, R 1, R 2 stanowią dzielnik napięcia a spadek napięcia na rezystorach R 1 i R 2 steruje bazą tranzystora. Znając rezystancję przekaźnika i prąd potrzebny do jego załączenia wyznaczamy napięcie sterujące bazą (przyjmujemy U BE =0.7V): U B U BE I E R P Znamy również wartość prądu bazy:. 52

53 Zakładamy, że prąd bazy jest znikomy w porównaniu z prądem płynącym przez dzielnik: Vz I D I B R R R 10 U B 1 I D 2 F R 1 R 2 5 Detektory fotowoltaiczne. 5.1 Fotodioda Elementy złączowe pracujące w oparciu o zjawisko fotoelektryczne wewnętrzne p-n p-i-n Schottky ego Lawinowe Rys. 5-1 Fotodiody różne wykonania Budowa fotodiody p-n. Na styku materiałów półprzewodnikowych różnie domieszkowanych powstaje złącze (Rys. 5-2). 53

54 Rys. 5-2 Ruch par elektron-dziura w złączu Nośniki większościowe materiału typu n tzn. elektrony przemieszczają się przez złacze w stronę materiału typu p. Podobnie dziury jako nośniki większościowe w materiale typu p przemieszczają się, przechodząc przez złącze, w stronę materiału typu n. Taki ruch powoduje powstanie wewnętrznego pola elektrycznego tworzącego barię potencjału ograniczającą ruch pozostałych nośników większościowych. W rzeczywistości ruch nośników większościowych nieustaje ponieważ ich przelyw równoważy ruch nośników mniejszościowych generowanych termicznie. Oświetlenie obszaru złącza powoduje generację par elektron-dziura. W wyniku działania pola elektrycznego elektrony przesuwają się w stronę obszaru n a dziury w stronę obszaru p. Aby wykryć powstałe ładunki należy zastosować jeden z dwóch trybów detekcji - tryb fotowoltaiczny lub tryb fotoprzewodnictwa Praca w trybie fotowoltaicznym W trybie fotowoltaicznym dioda pracuje w układzie otwartym(rys. 5-3). Pod wpływem światła generowane są pary elektron-dziura. W wyniku działania wewnętrznego pola elektrycznego elektrony dryfują do krańców obszaru zubożonego i od obszaru typu n do obszaru typu p płynie prąd I ph (fotoelektryczny). Prąd fotoelektryczny obniża napięcie na obszarze zubożonym a więc także barierę potencjału. Mniejsza bariera potencjału umożliwia wnikanie nośników większościowych do bariery. Zaczyna płynąć prąd I f w kierunku przewodzenia. Prądy I ph i I f równoważą się ponieważ na zewnątrz nie płynie żaden prąd. Uzyskujemy jednak zmniejszenie bariery potencjału a między anodą i katodą pojawia się różnica potencjałów zwana napięciem fotoelektrycznym 54

55 Obszar p + I ph - V - + I f Obszar n Rys. 5-3 Ruch nośników ładunku w złączowej diodzie pn pracującej w trybie fotowoltaicznym Schemat podłączenia diody dla trybu fotowoltaicznego przedstawiono na rysunku poniżej. Rys. 5-4 Schemat podłączenia diody w trybie fotowoltaicznym. W trybie tym wymagane jest by rezystancja obciążenia R L była dużo większa od rezystancji dynamicznej diody R D. Fotodiody o dużej powierzchni mają R D równą ok. 500kΩ, mniejsze fotodiody mają R D rzędu kilkudziesięciu MΩ, w tej sytuacji wymagana jest duża wartość R L (1GΩ i więcej). Taką rezystancję obciążenia uzyskujemy podłączając fotodiodę do wejścia wtórnika źródłowego (tranzystor FET, MOS) lub do wejścia wtórnika napięciowego zbudowanego w oparciu o wzmacniacze operacyjne z wejściem FET czy MOS. Fotoprąd generowany w złączu pn dany jest następującą zależnością: I ph qu ph I 0 exp 1 k BT W temperaturze pokojowej T=300K można pominąć 1 we wzorze ponieważ: 55

56 R1 D2 qu ph exp 1 kbt Co daje nam prostszą zależność na wielkość fotoprądu I ph I 0 qu exp k BT ph Po przekształceniu tego wzoru otrzymujemy zależność na fotonapięcie U ph. U ph kbt q I ph ln I0 Wiemy, że wielkość fotoprądu jest proporcjonalna do gęstości generowanych nośników. q I ph hc Stąd otrzymujemy zależność fotonapięcia od strumienia światła wzbudzającego fotodiodę U ph k BT ln q I0hc Widzimy że jest to zależność nieliniowa (logarytmiczna). Bezpośredni związek między fotoprądem a strumieniem światła wzbudzającego uzyskujemy stosując tryb fotoprzewodnictwa. Poprawę liniowości można uzyskać stosując małą rezystancję R L. Mała rezystancja obciążenia to jednak mały, często niemierzalny sygnał wyjściowy. Schemat układu wzmacniacza napięciowego zbudowanego w oparciu o wzmacniacz operacyjny przedstawiono na (Rys. 5-5). + + OP2 - R2 VF1 VF2 56

57 Rys. 5-5 Schemat wzmacniacza napięciowego. Fotonapięcie U ph generowane na fotodiodzie D2 wzmacniane jest 1+(R2/R1) razy. U out R2 U ph 1 R Praca w trybie fotoprzewodnictwa W trybie fotoprzewodnictwa fotodioda jest spolaryzowana zaporowo ( + do obszaru n katody a - do obszaru p anody). Polaryzacja powoduje, że nośniki większościowe wyciągane są z obszaru zubożonego. Elektrony poruszają się w kierunku obszaru typu n a dziury w kierunku obszaru typu p. Następuje poszerzenie obszaru zubożonego. W złączu płynie jedynie prąd I th spowodowany termiczną generacją nośników mniejszościowych. Pary elektron-dziura generowane strumieniem światła wzbudzającego wyciągane są przez pole elektryczne z obszaru zubożonego tworząc fotoprąd I ph płynący w tym samym kierunku co prąd generowany termicznie. Obszar p - - I ph + + Para generowana termicznie I th Obszar n Rys. 5-6 Ruch nośników ładunku w złączowej diodzie pn pracującej w trybie fotoprzewodnictwa. Schemat układu przedwzmacniacza (konwertera I-U) przedstawiono na rysunku poniżej. 57

58 R1 D1 I ph U R1 - OP1 + + U out U bias Rys. 5-7 Schemat konwertera prąd-napięcie. Fotodioda (D1) spolaryzowana jest zaporowo napięciem Ubias. Fotoprąd generowany prze fotodiodę jest równoważny prądowi płynącemu przez rezystor R1 (pomijamy prąd niezrównoważenia wzm. operacyjnego). Napięcie wyjściowe U out jest równe napięciu odkładającemu się na rezystorze R1 tylko że ma odwrotną polaryzację. U out I phr 1 Przekrój struktury fotodiody przedstawiono na rysunku (Rys. 5-8a). W strukturę typu n, stanowiącą podłoże wdyfundowano warstwę typu p. Na styku dwóch półprzewodników powstaje obszar zubożony. Dolną część podłoża pokrywa się warstwą metaliczną, zwiększającą kontakt elektryczny. Podłoże jest katodą fotodiody. Górną część struktury zakrywa się warstwą izolatora (SiO 2 ) zostawiając odkrytą część obszaru wdyfundowanego. Przez to okno docierają fotony do obszaru zubożonego. Do powierzchni tego obszaru montuje się elektrodę nazywaną anodą. Na rysunku (Rys. 5-8b) przedstawiono zdjęcie popularnej fotodiody BPW21R. 58

59 a) b) Rys. 5-8 a) Budowa wewnętrzna fotodiody b) zdjęcie fotodiody BPW21R. Struktura półprzewodnikowa o powierzchni 7.5mm 2 przylutowana jest do podłoża metalowej obudowy stanowiącej katodę. Anoda, poprzez ceramiczny przepust wprowadzona jest wnętrza obudowy i jest połączona cienkim przewodem z górną warstwą struktury. Obudowa fotodiody zamknięta jest filtrem optycznym kształtującym czułość widmową fotodiody. Fotodiodę BPW21R zaprojektowano tak by jej czułość widmowa miała kształt czułości oka ludzkiego. Maksimum czułości przypada na długość fali równą 565nm i wynosi 9[nA/lx] Vr=5V. Bardzo wysoka rezystancja ciemna R D =5GΩ pozwala na uzyskanie liniowych zmian fotoprądu przy zmianach natężenia światła w 6-cio dekadowym zakresie. Więcej parametrów zarówno tej fotodiody jak i podobnej BPW20RF zgromadzono w tabeli poniżej. Tabela 5-1 Podstawowe parametry fotodiod BPW20RF i BPW21R. Parametr/Symbol BPW20RF BPW21R Powierzchnia światłoczuła 7,5mm 2 7,5mm 2 Kąt połówkowy ±50 ±50 Charakterystyka U 0 /mv (E A =1klx) Charakterystyka I K /µa (E A =1klx) 60 9 (>4,5) t r,t f R L /kω (I ph = 100µA) 1kΩ 1kΩ Długość fali w punkcie max czułości 920 nm 565 nm Zakres długości fali nm nm 59

60 5.2 Fotodioda p-i-n Anoda Obszar p++ Półprzewodnik samoistny Obszar typu n n-- Kontakt Rys. 5-9 Budowa diody p-i-n. W diodzie p-i-n wprowadzono dodatkowo warstwę półprzewodnika samoistnego między obszarami p i n. Dzięki temu zwiększono wielkość obszaru zubożonego a co za tym idzie zwiększono prawdopodobieństwo przechwycenia fotonu. Takie diody charakteryzują się krótszym czasem odpowiedzi (τ<1ns)niż zwykłe diody pn. Fotodioda p-i-n ma mniejsze szumy i prądy upływu. Rys Popularne diody p-i-n Diody p-i-n, prezentowane na zdjęciach (Rys. 5-10) są wykonane z krzemu i mają powierzchnię taką samą jak prezentowane wcześniej diody BPW20RF i BPW21R (7,5mm 2 ). Są one zamknięte w obudowach w obudowach plastikowych co ogranicza ich czułość w zakresie krótkich fal. Plastik obudowy fotodiody BP104 zmniejsza także jej czułość w zakresie widzialnym. Diody te wykonane są z. 60

61 krzemu co oznacza, że ich czułość widmowa leży w obszarze do ok.1050nm. Podstawowe parametry tych diod zgromadzono w tabeli poniżej. Tabela 5-2 Podstawowe parametry fotodiod p-i-n: BP104 i BPW34 Parametr/Symbol BP104 BPW34 Filtr podczerwieni Tak Nie Powierzchnia światłoczuła 7,5mm 2 7,5mm 2 Kąt połówkowy ±65 ±65 Długość fali w punkcie max czułości 950nm 950nm Charakterystyka I ra λ(e e =1mW/cm 2, U R =5V) t ON R L /Ω, λ = 820nm, U R =5V Producent nm 1000Ω nm 1000Ω VISHAY 5.3 Fotodioda Schottky ego Warstwę typu p zastąpiono cienką warstwą złota (ok.15nm) (Rys. 5-11). Anoda Obszar zubożony Obszar typu n n-- Kontakt Rys Budowa diody Schottky ego. Napięcie polaryzujące diodę wytwarza obszar zubożony bezpośrednio pod warstwą złota. Warstwa zubożona powstaje blisko obszaru absorpcji promieniowania, dzięki czemu takie diody są czułe na promieniowanie UV i niebieskie. Warstwa złota odbija promieniowanie czerwone, dlatego czułość diod Shottky ego jest mała w tym obszarze widma. Diody Shottky ego są szybkie, porównywalne do fotodiod p-i-n. Niestety nie nadają się do detekcji silnych sygnałów i nie mogą pracować w wysokich 61

62 temperaturach. Do zalet tych fotodiod należy zaliczyć możliwość wytwarzania elementów o dużych powierzchniach czynnych. 5.4 Fotodioda lawinowa Nośniki generowane w obszarze zubożonym dryfują dzięki silnemu polu elektrycznemu wytworzonemu między warstwami p i n-. Każdy elektron otrzymuje taka energię że może wzbudzić inne. Powstaje lawina elektronów. Dzięki wewnętrznemu wzmocnieniu uzyskuje się dużo większe fotoprądy (od 50 do 300 razy). Fotodiody lawinowe polaryzuje się napięciami bliskimi przebiciu (od 300V do 500V). Wymagana jest bardzo dokładna stabilizacja nap. polar. (0.1V) i temperatury. Fotodiody lawinowe stosowane są do detekcji słabych sygnałów Kontakt Obszar p+ Obszar p obszar n- Kontakt Pole elektryczne Rys Budowa diody lawinowej. 5.5 Fototranzystor Emiter n K Obszar p Obszar typu n E Kolektor 62

63 Rys Budowa fototranzystora a), symbol fototranzystora b). Fototranzystor jest następnym po fotodiodzie lawinowej elementem wzmacniającym fotoprąd. Złącze baza-kolektor jest spolaryzowane zaporowo i działa jak zwykła fotodioda. Złącze baza emiter jest spolaryzowane w kierunku przewodzenia. Fotoprąd generowany na złączu baza-kolektor powoduje obniżenie bariery potencjału na złączu (podobnie jak prąd bazy w zwykłym tranzystorze). To powoduje wzrost prądu między emiterem i kolektorem. Wzmocnienie fotoprądu wynosi od 50 do 300. Fototranzystor daje większe prądy wyjściowe niż fotodioda jednak charakteryzuje się słabszą liniowością i mniejszym czasem odpowiedzi. 5.6 Fotoogniwo Fotodioda jak i fotoogniwo określają tryb pracy tego samego elementu, którym jest złącze p n. Wspólna jest zasada pracy tych elementów, oparta na zjawisku fotoelektrycznym wewnętrznym. Parametry fotoogniw optymalizuje się pod kątem pozyskiwania energii słonecznej duża sprawność, szeroka charakterystyka widmowa itp. Fotoogniwa mają większe powierzchnie niż fotodiody. Pracują przy dużym oświetleniu. Fotoogniwa wykonywane są w różnych technologiach oraz stosuje się różne materiały półprzewodnikowe do ich budowy. Do podstawowych typów fotoogniw zaliczymy: Ogniwa krzemowe (crystalline silicon cells) wykonane są w różnych technologiach (np. monokrystaliczny krzem, polikrystaliczny krzem), są obecnie najczęściej używane, najwyższa wydajność komercyjnie dostępnych ogniw krzemowych wynosi 22%, natomiast teoretyczna 29%. Ogniwa cienkowarstwowe (thin film cells) wykonane są z cienkich warstw materiału fotowoltaicznego (np. amorficzny krzem, CdTe, CIGS) naniesionych na podłoże, wydajność komercyjnych ogniw wynosi ok. 15%, natomiast teoretyczna 20%. Ogniwa wielozłączowe (multijunction cells) wykonane są z wielu cienkich warstw, które mają dopasowaną szerokość przerwy zabronionej do konkretnego zakresu promieniowanie słonecznego, do produkcji używa się indu, germanu, galu i arsenu, ogniwa tego typu osiągnęły rekordową wydajność konwersji promieniowania słonecznego na energię elektryczną 40,7%. Ogniwa organiczne (organic solar cells) wykonane z materiałów organicznych umieszczonych pomiędzy górną elektrodą zrobioną z przeźroczystej elektrody (ITO) a dolną, wykonaną z metalu, wydajność ogniw organicznych wynosi ok. 5%. 5.7 Detektory z supersieci i studni kwantowych. Supersieć składa się z powtarzających się okresowo cienkich warstw półprzewodników o przemiennie większej i mniejszej przerwie energetycznej. Pomniejszanie grubości warstwy półprzewodnika do wielkości nanometrowych prowadzi do ujawniania się efektów kwantowych w półprzewodniku. Taki półprzewodnik charakteryzuje się zupełnie nowymi, ciekawymi własnościami. W paśmie przewodnictwa i walencyjnym tworzą się podpasma(rys. 5-14). 63

64 Rys Podpasma w paśmie przewodnictwa. Poprzez dobór materiałów oraz grubości barier i studni możliwe jest modulowanie położeniem podpasm. 6 Detektory fotoemisyjne. Działanie detektorów fotoemisyjnych polega na uwalnianiu elektronów z materiału w celu detekcji padającego światła. Wymagane jest stosowanie lamp próżniowych Niewygodne w użyciu, kruche Wypierane przez elementy półprzewodnikowe Aktualnie stosowane są jeszcze dwa tego typu urządzenia Fotopowielacz Lampowy wzmacniacz obrazu 6.1 Fotopowielacz Fotopowielacz zbudowany jest z fotokatody, anody i zestawu dynod umieszczonych w rurze próżniowej (Rys. 6-1). Fotokatoda wykonana jest z półprzewodnika lub metalu o małej pracy wyjścia (mniejsza praca wyjścia, detekcja dłuższych fal promieniowania). Fotokatoda e - Dynody Anoda R L U wy R 1 R 2 R 3 R 4 R 5 R 6 R 7 R 8 Rys. 6-1 Budowa fotopowielacza. Dynody pokryte są materiałami o dużym współczynniku emisji wtórnej. Fotony o wystarczająco dużej energii uwalniają elektrony z fotokatody. Uwalniane elektrony przyciągane są przez pierwszą dynodę. Elektrony, uderzając w dynodę wybijają z niej kolejne elektrony. Elektrony wybite z dynody przyciągane są przez następną dynodę, ponieważ ta posiada potencjał dodatni wyższy niż poprzednia. Sytuacja powtarza się dla kolejnych dynod. Ostatecznie, wybite elektrony osiągają anodę na której może pojawić się impuls elektryczny (nawet milion elektronów wybitych przez jeden foton). Grubość fotokatody to sprawa krytyczna. Zbyt gruba to fotony nie docierają w głąb i nie następuje emisja elektronów. Zbyt cienka to fotony nie są pochłaniane, co ogranicza emisję elektronów. Różnica 64

65 napięć między dynodami to 200, 300V. Potencjał fotokatody to ok. -3kV. Współczynnik emisji wtórnej wynosi od 4 do 6. Liczba dynod zwykle wynosi od 10 do 14. Największą długość fali wykrywalną przez fotopowielacz wyznaczymy ze znajomości pracy wyjścia materiału fotokatody: hc λ- górna graniczna długość fali h- stała Plancka c- prędkość światła Φ- praca wyjścia Wzmocnienie fotopowielacza rośnie δ-krotnie przy dodaniu kolejnej dynody. Dla N dynod wzmocnienie fotopowielacza jest równe: G N Przykład G wzmocnienie fotopowielacza N liczba dynod δ średnia emisja elektronów wtórnych na jeden elektron padający (współczynnik emisji wtórnej Jeżeli materiał fotokatody ma pracę wyjścia 1.5eV to jaka będzie długofalowa granica działania fotopowielacza: Przykład Fotopowielacz ma 12 dynod i w ciągu sekundy dociera do niego 1000 fotonów. Dla danej długości fali wydajność kwantowa wynosi 10% a współczynnik emisji wtórnej 4,5. Jaki jest sygnał prądowy uzyskiwany na wyjściu fotopowielacza? Wzmocnienie wynosi: G=δ N =4,5 12 = Całkowita liczba elektronów na wyjściu w ciągu 1s: , = Całkowity prąd na wyjściu fotopowielacza to: , =0,1nA 6.2 Lampowy wzmacniacz obrazu Lampowe wzmacniacze obrazu służą do uzyskiwania obrazów przy bardzo niskim poziomie światła (astronomia, fotografia nocna). Pierwsze wzmacniacze obrazu (I generacja) były lampami próżniowymi z ogniskowaniem elektrostatycznym (Rys. 6-2). 65

66 fotokatoda ekran z luminoforem e - e - Soczewki elektrostatyczne 10kV Rys. 6-2 Budowa wzmacniacza obrazu I generacji. Fotony padające na fotokatodę powoduję emisję fotoelektronów proporcjonalną do natężenia światła. Elektrony te są ogniskowane za pomocą układu soczewek elektrostatycznych. Wysokie napięcie przyłożone do ekranu pokrytego luminoforem przyspiesza zogniskowane elektrony, które po zderzeniu z ekranem powodują emisję fotonów. Jeden elektron może spowodować emisję nawet do 2000 fotonów. W zależności o materiału z jakiego wykonano fotokatodę możliwe jest wzmacnianie zarówno promieniowania z zakresu widzialnego, UV jak i podczerwieni. Wzmacniacze obrazu II generacji wykorzystują płytki mikrokanałowe. Płytka mikrokanałowa to sieć mikroskopijnych szklanych rurek pokrytych warstwą rezystancyjną, o średnicach 10-20μm, pochylonych w stosunku do prostopadłej płytki (Rys. 6-3). 66

67 25µm Elektrony wtórne 1,5kV Rys. 6-3 Budowa płytki mikrokanalikowej. Potencjał dodatni (100V)przyłożony do płytek przyspiesza fotoelektrony wchodzące do kanałów pierwszej płytki (Rys. 6-4). fotokatoda płytki mikrokanalikowe ekran z luminoforem Impuls 10 6 elektronów e - 100V 3kV 10kV Rys. 6-4 Lampowy wzmacniacz obrazu II generacji. Przyspieszone fotoelektrony trafiają na ścianki kanału, co powoduje emisję elektronów wtórnych. Sytuacja powtarza się aż do momentu wyjścia z płytki. Po wyjściu z pierwszej płytki elektrony trafiają do płytki drugiej. Wzmocnienie fotoelektronów jest rzędu 10 6 (dla dwóch płytek). Elektrony, po przejściu drugiej płytki, przyspieszone potencjałem 10kV trafiają na ekran z luminoforem powodując generację fotonów. Całkowite wzmocnienie (stosunek fotonów na wyjściu do fotonów padających na fotokatodę) wynosi od 10 8 do

68 Otoczenie Absorber Pomiar temperatury 7 Detektory termiczne W detektorach termicznych następuje zamiana energii promieniowania na ciepło. Sygnał wyjściowy jest wynikiem zmian pewnych właściwości detektora zależnych od temperatury np. siły termoelektrycznej, rezystancji czy pojemności elektrycznej, ciśnienia, współczynnika absorpcji optycznej itp. Część aktywna, absorbująca padające promieniowanie nazywana jest absorberem(rys. 7-1). Strumień ciepła, generowany w wyniku absorpcji promieniowania, przekazywany jest do elementu pomiarowego przetwarzającego zmiany temperatury na sygnał użyteczny. Promieniowanie cieplne Zmiana temperatury Rys. 7-1 Idea działania detektorów termicznych. Absorber można przedstawić w modelu fizycznym jako element o pewnej pojemności cieplnej C th połączony z otoczeniem przewodnością cieplną G th (Rys. 7-2). (h) G th C th, T+T I C th R th Rys. 7-2 a) Model fizyczny absorbera b) elektryczny schemat zastępczy Przyrost temperatury ΔT absorbera spowodowany zaabsorbowanym strumieniem mocy Φ otrzymamy rozwiązując równanie bilansu ciepła: G T C th th dt dt Jeżeli strumień promieniowania padającego na absorber jest modulowany periodycznie w czasie tzn. 68

69 gdzie Φ 0 jest amplitudą a f jest częstotliwością modulacji to rozwiązaniem równania bilansu ciepła jest T T e 0 jt e G jc G / C t 0 th th th th Pierwszy człon rozwiązania (człon niestacjonarny) maleje z czasem do zera. Drugi człon równania wyraża periodyczne zmiany temperatury absorbera. Amplituda tych zmian jest funkcją częstotliwości modulacji i dana jest równaniem: R th =1/G th jest rezystancją termiczną a th =C th R th jest termiczną stałą czasową. Jeżeli przyjmiemy, że pewien parametr K określa związek między zmianą temperatury absorbera a sygnałem napięciowym detektora tzn. K=ΔV/ΔT to czułość napięciową detektora termicznego przedstawimy następująco: Czułość napięciowa R v detektora ma charakterystykę częstotliwościową typową dla filtru dolnoprzepustowego 1-go rzędu. W zakresie niskich częstotliwości modulacji (ω<<1/ th ) czułość napięciowa jest proporcjonalna do rezystancji termicznej R th i nie zależy od pojemności cieplnej C th. Natomiast w zakresie wysokich częstotliwości modulacji (ω>>1/ th )czułość napięciowa nie zależy od R th i jest odwrotnie proporcjonalna do pojemności cieplnej. Spadek 3dB czułości napięciowej występuje dla częstotliwości charakterystycznej f th =1/(2 th ). Jeżeli dążymy do uzyskania dużej czułości detektora to musimy liczyć się z pogorszeniem jego szybkości odpowiedzi (wzrost stałej czasowej). Dla detektorów termicznych typowa wartość stałej czasowej wynosi kilka milisekund i jest znacznie większa od stałej czasowej detektorów fotonowych. Do podstawowych detektorów termicznych zaliczamy: Termopary wykorzystują zjawisko powstawania siły termoelektrycznej na styku dwóch metali Bolometry- wykorzystują zjawisko zmiany rezystancji elektrycznej materiałów wywołanych zmianami temperatury Piroelektryki wykorzystują zjawisko indukowania siły elektromotorycznej związanej ze zmianą temperatury materiałów Komórka Golaya mierzą zmiany ciśnienia gazu wywołane zmianami temperatury Z absorbcją krawędziową wykorzystują zależność współczynnika absorpcji optycznej od temperatury Piromagnetyczne - wykorzystują zmiany właściwości magnetycznych materiałów wywołane zmianami temperatury Ciekłokrystaliczne 69

70 7.1 Detektory z termoparą. Jeżeli styk dwóch przewodów wykonanych z różnych metali znajduje się w innej temperaturze niż końce przewodów to pojawia się siła termoelektryczna V (Rys. 7-3). Siła termoelektryczna jest proporcjonalna do różnicy temperatur T 1 -T 2 i do różnicy tzw. współczynników Seebecka metalu A i metalu B. Zjawisko powstawania siły termoelektrycznej zostało odkryte przez niemieckiego fizyka Th.J. Seebecka w 1821roku. Rys. 7-3 Powstawanie siły termoelektrycznej. Różnica współczynników Seebecka, bedąca czułością termopary ma wartość kilku, kilkudziesięciu µv/k np. termopara typu J (żelazo-konstantant) posiada czułość 55 µv/k. Więcej danych na temat produkowanych termopar znajduje się tabeli poniżej: Tabela 7-1 Parametry typowych termopar. Materiały złącza Zakres pracy ( C) Czułość (μv/k) Oznaczenie Platyna(6%)/Rod- Platyna(30%)/Rod 38 do B Wolfram(5%)/Ren- Wolfram(26%)/Ren 0 do C Chromel-Konstantant 0 do E Żelazo-Konstantant 0 do J Chromel-Alumel -184 do K Platyna(13%)/Rod- Platyna 0 do R Platyna(10%)/Rod- Platyna 0 do S Miedź-Konstantant -184 do T 70

71 Termopary charakteryzują się dobrą liniowością w szerokim zakresie temperatur. W detektorach termicznych termopara służy do pomiaru temperatury absorbera (Rys. 7-4a). W celu zwiększenia czułości detektora łączy się wiele termopar szeregowo(rys. 7-4b). Sygnał napięciowy rośnie N- krotnie. a) b) Rys. 7-4 Budowa detektora termicznego z jedną termoparą a) i wieloma termoparami b) Czułość napięciową detektora definiujemy następująco: gdzie: N-ilość termopar; S A-B -różnica współczynników Seebecka materiałów termopary; -emisyjność absorbera; R th - rezystancja termiczna; th -termiczna stała czasowa; ω=2f ; f-częstotliwość modulacji promieniowania. 7.2 Detektory piroelektryczne. Piroelektryki są to kryształy wykazujące zmianę wypadkowego dipola elektrycznego pod wpływem zmian temperatury. Jeżeli kryształ jest przewodnikiem to nośniki ładunku elektrycznego utrzymują taki rozkład przestrzenny by zneutralizować pole elektryczne wywołane wewnętrznym momentem dipolowym. Kryształy piroelektryczne będące dobrymi izolatorami, pod wpływem zmian temperatury, są zdolne indukować siłę elektromotoryczną. Zjawisko to nazywane jest właśnie zjawiskiem piroelektrycznym. Przy wzroście temperatury wielkość polaryzacji maleje i zanika po przekroczeniu temperatury T c zwanej temperaturą Curie. Detektory piroelektryczne buduje się z materiałów mających T c rzędu kilkudziesięciu stopni Celsjusza. Do najpopularniejszych materiałów zaliczamy monokryształy trój glicyny w postaci tiosiarczanów (TGS) lub chromianów (TGC). Warto zaznaczyć że detektory piroelektryczne, w odróżnieniu od pozostałych detektorów termicznych, są czułe na szybkość zmian. Z tego powodu pracują one z modulowaną falą promieniowania. Detektor piroelektryczny swoją konstrukcją przypomina kondensator płaski. Powierzchnie prostopadłe do wektora polaryzacji spontanicznej pokrywa się warstwą metaliczną, tworząc w ten sposób elektrody detektora. Jeżeli wykorzystujemy absorpcję promieniowania na krysztale to oświetlamy jedną z powierzchni niepokrytych elektrodami (Rys. 7-5a) lub jedną z elektrod wykonujemy w wersji półprzepuszczalnej. Innym sposobem detekcji jest wykorzystanie absorpcji absorbera (Rys. 7-5b). 71