Media-security

ПОЛУПРОВОДНИКОВЫЙ ОКГ КАК ИСТОЧНИК ИЗЛУЧЕНИЯ ДЛЯ ГОЛОГРАФИЧЕСКИХ ЭКСПЕРИМЕНТОВ И ПРИБОРОВ

Ю.А.Быковский, В.А.Елхов, А.И.Ларкин

Приведены теоретические и экспериментальные результаты исследования когерентных свойств излучения инжекционных полупроводниковых лазеров. Показана возможность применения инжекционных лазеров для записи голограмм, голографической интерферометрии, моноимпульсной голографии и считывания информации при плотности хранения 10⁵ бит/мм².

Источник когерентного излучения в голографической аппаратуре занимает особое положение. Появлению высококогерентных генераторов света голография обязана своим возрождением, размеры большинства голографических установок определяются размерами оптического квантового генератора, наконец, основной потребитель энергии в голографии - токе ОКГ. Современные установки работают, как правило, с газовыми okГ и это вполне естественно, поскольку в настоящее время освоен промышленный выпуск таких лазеров, обладающих в видимом диапазоне высокой временной и пространственной когерентностью при достаточной мощности излучения. Широкое распространение в голографии гелий-неоновых ОКГ связано также с успешной разработкой и освоением производства высокоразрешающих фотоматериалов, сенсибилизированных в соответствующей спектральной области.

Возрастающий с каждым годом интерес к исследованиям возможности применения в голографии полупроводниковых квантовых генераторов связан со следующими обстоятельствами. Прежде всего, представляется принципиальным - имеются ли какие-либо физические ограничения использования ПКГ для записи и восстановления. Во-вторых, по мере перехода от экспериментальных работ в голографии к

разработке голографической аппаратуры и приборов становится все более очевидной целесообразность использования ПКГ, обладающих такими широко известными достоинствами: рекордно малые габариты, вес и потребляемая энергия, отсутствие вакуумных элементов и высоких напряжений (в инжекционных ПКГ), механическая прочность, стабильность параметров резонатора, богатый выбор линий генерации, возможность перестройки в широком диапазоне длин волн. Кроме того, излучение полупроводникового лазера обладает рядом особенностей, которые зачастую можно целенаправленно использовать в голографии.

Принципы получения отрицательной температуры в

полупроводниках

Генерацию индуцированного излучения в полупроводниках можно осуществить, создавая состояние с отрицательной температурой различными способами. Из экспериментально опробованных можно назвать следующие.

1. Электрический пробой собственного полупроводника. Вследствие ударной ионизации или туннельного эффекта при электрическом пробое происходит увеличение нepавновесных носителей. Поскольку время релаксации ко дну зоны значительно меньше времени рекомбинации, после выключения поля может реализоваться состояние, в котором расстояние между квазиуровнями Ферми превышает ширину запрещенной зоны, что соответствует отрицательной температуре для перехода зона-зона. Лазеры такого типа, в принципе, могут работать только в импульсном режиме, методу присущи большие энергетические потери.

2. Оптическое возбуждение. При достаточно большой энергии возбуждающего кванта (больше ширины запрещенной зоны) происходит образование электронно-дырочной пары. При возбуждении широкополосным излучением, коротковолновые кванты приводят к большим потерям энергии и разогреву полупроводника, поэтому в эксперименте приходится использовать для накачки лазерное излучение. Это связано и с необходимостью получения достаточно большой плотности потока

возбуждающих квантов (порядка 10¹⁹ квантов см^-2сек^-1). Использование оптического лазера для накачки полупроводника практически реализуемо только в импульсном режиме и сопряжено о большими энергетическими потерями.

3. Возбуждение электронным ударом. Лазеры такого типа обеспечивают большую мощность излучения и позволяют сравнительно просто осуществить сканирование луча. При таком способе возбуждения кинетическая энергия электронов должна быть в полтора раза больше ширины запрещенной зоны, что приводит к неизбежным потерям энергии и разогреву полупроводника (КПД не превышает 20%). Не во всех полупроводниках этот метод позволяет осуществить непрерывный режим работы лазера. Разогрев образца в процессе накачки и распределение возбужденных частиц в широкой области энергий приводит к сравнительно низкой когерентности индуцированного излучения.

4. Инжекция носителей через p-n-переход. В первый момент после соединения двух несобственных полупроводников с вырожденными электронами и дырками, в области р-n-перехода расстояние между квазиуровнями Ферми для р- и n-области превышает величину запрещенной дозы, т.е. оказывается реализованным состояние с отрицательной температурой. Перераспределение зарядов в области р-n-перехода приводит к образованию барьера, препятствующего рекомбинации зарядов. Поле, приложенное в прямом направлении, снимает барьер, что приводит к инжекции неосновных носителей в область вблизи р-n-перехода и при достаточно большой вероятности излучательной рекомбинации позволяет реализовать лазерный режим. Такой способ возбуждения полупроводника дает возможность получения высокого коэффициента полезного действия и позволяет осуществить непрерывную генерацию.

Свойства излучения полупроводникового квантового

генератора

Существенной для голографических применений особенностью полупроводника, как активной среды источника излучения, является высокий коэффициент усиления (~ 100 см^-1) и связанные с этим малые размеры активного элемента и низкая добротность лазерного резона-

тора. При генерации индуцированного излучения параметры индуцированного фотона в первом приближении должны совпадать с соответствующими параметрами индуцирующего. Естественное ограничение этого правила связано с необходимостью выполнения принципа неопределенности для импульса:

ΔxΔp_x≥ħ,

ΔyΔp_y≥ħ,

ΔzΔp_z≥ħ,

где Δx, Δy, Δz - неопределенность координат; Δp_x, Δp_y, Δp_z - неопределенность соответствующих составляющих импульса; ħ=h/2π, ħ - постоянная Планка.

Если направление распространения индуцирующего фотона принять совпадающим с z - осью, то Δp_x=р_x<<p≈Δp_z. Тогда d∙p_z≥ħ, или d·p·θ≥ħ, где d - диаметр излучающей области; θ - угол, характеризующий направление распространения индуцированного фотона, т.е.

или . (2)

Аналогично, для z -координаты:

Δz=ct_вз, =Δ|p|=hΔν/c,

где t_вз - время взаимодействия индуцирующего излучения с активной средой; Δν - расхождение в частотах индуцирующего и индуцированного фотонов. Следовательно,

или (3)

Малые размеры излучающей области и низкая добротность резонатора полупроводникового лазера приводит к большой расходимости излучения и сравнительно большой спектральной ширине линии генера-

ции. Последнее обстоятельство усугубляется также и сравнительно большой шириной линии рекомбинационного излучения, поскольку в полупроводнике невозможно выделить двухуровневую систему, соответствующую рабочему переходу, как например, в случае газовых лазеров.

teм не менее, длина когерентности излучения ПКГ, как правило, требует привлечения других механизмов для объяснения наблюдаемого уширения линий генерации. Для инжекционных лазеров и при определении пространственной когерентности приходится учитывать, что область р-n-перехода состоит из отдельных участков, излучение из которых оказывается некогерентным. По мере увеличения тока накачки свечение области р-n-переходе; становится более равномерным по интенсивности, но пространственная когерентность при этом не улучшается. Необходимость выделения отдельного канала генерации связана и со стремлением получать достаточно хорошую временную когерентность. Теория и некоторые экспериментальные факты говорят об однородном характере уширения линии в полупроводнике, что вообще говоря, должно было бы обеспечить одномодовый характер излучения независимо от величины тока накачки. Тем не менее, одномодовый режим удается сохранить только вблизи порогового тока, даже если выделен один канал генерации. Причины многомодовой генерации в непрерывном режиме могут быть связаны с неоднородностью накачки, пространственной неоднородностью инверсии, пульсациями излучения, искажением энергетического спектра в сильном поле и др. В импульсном режиме появляются дополнительные источники ухудшения когерентности, связанные, помимо конечной длительности импульса, с разогревом активной области р-n-перехода, что даже в предположении прямоугольной формы тока накачки приводит к изменению положения спектральной линии, сдвигу максимума кривой усиления относительно спектральной линии, изменению параметров резонатора вследствие изменения геометрии и показателя преломления. Поэтому, естественно, что в импульсном режиме временная когерентность оказывается значительно хуже.

В непрерывном одномодовом режиме при незначительных превышениях тока накачки над пороговым приходится считаться с заметной долей некогерентного спонтанного излучения. В отличие от лазеров

других типов здесь мы практически не имеем возможности использовать разницу в расходимости когерентной и некогерентной составляющих излучения, т.к. размер излучающей области мал. При увеличения мощности генерации за порогом когерентная составляющая излучения растет быстрее спонтанной, кроме того, происходят естественное сужение линии генерации за счет регенерации и уменьшения квантовых шумов, но, с другой стороны, когерентность может резко ухудшиться из-за перехода к многомодовому режиму, возникновения самопроизвольных пульсаций, образования каналов генерации. Т.е. с точки зрения применений в голографии оптимальным оказывается ПКГ, имеющий наименьший порог (за порогом спонтанное излучение растет сравнительно медленно) при наибольшем пороге возникновения многомодовой генерации.

Перейдем к результатам измерения когерентности в различных режимах работы ПКГ.

Модуль функции пространственной когерентности в одномодовом режиме равен 1 по всему фронту излучения ПКГ. При переходе к многомодовому режиму генерации пространственная когерентность в направлении, параллельном р-n-переходу, резко ухудшается и определяется, как для теплового источника, размерами активной области ПКГ, что связано с появлением взаимно некогерентных областей генерации и уменьшением размеров когерентных областей на выходном зеркале резонатора полупроводникового лазера. На рис.1 приведены измерения модуля функции пространственной когерентности на выходном зеркале р-n-перехода от превышения тока накачки над пороговым значением. Кривые 1, 2, 3 на этом рисунке соответствуют расстояниям 4, 30, 50 мкм между исследуемыми точками р-n-перехода. Уменьшение области когерентности, по-видимому, связано с появлением взаимно некогерентных поперечных типов колебаний.

Временная когерентность существенно зависит от режима работа лазера. В непрерывном одномодовом режиме при выделении одного канала генерации удается получить излучение с длиной когерентности более трех метров. Для применений в голографии существенна не только величина пространственной или временной когерентности, но и энергия, содержащаяся в объеме когерентности, т.е. величина, характеризущая "качество" когерентного излучения. Приведенный выше

Рис.1. Зависимость модуля функции пространственной когерентности на выходном зеркале ПКГ от превышения тока накачки над пороговым значением.

результат получен при "качестве" излучения порядка 10^-10 дж (мощность - единицы милливатт).

Для применения в голографии может представлять интерес двухмодовый режим работы ПКГ, которому соответствует осциллирующий характер зависимости модуля функций временной когерентности от разности оптических путей.

В импульсном режиме временная когерентность ПКГ определяется не только длительностью импульса, но и девиацией частоты, в основном, за счет разогрева активной области р-n-перехода. Соответствующий расчет с учетом корневой зависимости частотного сдвига от времени дает

(4)

где κ=Δωτ=βτ; Δω- οолная девиация частоты за

время импульса; β - параметр, характеризующий скорости изменения частоты, линейно возрастающий с током накачки; t_u - длительность импульса; τ - временная задержка.

Зависимость (4) показана на рис.2. В таблице проведено сравнение вычисленных с использованием зависимости (4) (Δλ_p) и измеренных по внешнему интерферометру Фабри-Перо (Δλ_э) значений изменения длины волны для различных длительностей импульсов и длин когерентности по уровню |γ|=1/2·(Δl_1/2). Видно, что экспериментальные и расчетные значения находятся в хорошем согласии.

Риc.2. Зависимость модуля функции временной когерентности в импульсном режиме от параметра κ.

Таблица:

Δl_1/2, мм	6	7	16	23	24	30	36
t_u, мксек	9,8	9,8	4,5	2	3,8	2	10
Δλ_p, Å	0,7	0,6	0,25	0,18	0,18	0,14	0,12
Δλ_э, Å	0,7±0,1	0,6±0,1	0,3±0,1	<0,24	<0,24	<0,24	<0,24

Используя зависимость рис.2, можно, исходя из длины когерентности с учетом линейной зависимости β от тока накачки, построить характеристические кривые, позволяющие для каждого конкретного ПКГ правильно выбрать соотношения между длительностью импульса и амплитудной накачки (рис.3).

Рис.3. Характеристические кривые.

При переходе к миогомодовому режиму временная когерентность излучения значительно ухудшается и в режиме наибольшей мощности генерации (порядка 10 вт в импульсе) не превышает 0,2 мм.

Для использования ПКГ в моноимпульсном режиме предоставляет интерес изменение временной когерентности в течение импульса. Эти измерения проводились на интерферометре Майкельсона при разности хода, превышающей длину когерентности для спонтанного излучения, но остающейся меньше длины когерентности индуцированного излучения в одномодовом режиме. Они показывают, что за порогом генерации происходит рост спонтанной составляющей излучения. Спад модуля функции временной когерентности может быть объяснен одновременным существованием в течение части импульса двух мод генерации,

а повышение когерентности к концу импульса - переходом генерации на соседнюю моду (рис.4). Эти результаты, по-видимому, связаны с взаимным смещением за время импульса линии усиленного рекомбинационного излучения и резонансной кривой оптического резонатора.

Рис.4. Зависимость видности интерференционной картины в импульсном режиме от времени.

Некоторые результаты применения ПКГ при записи

и восстановлении голограмм

Основные требования к источнику излучения при восстановлении, а тем более при записи голограммы, высокая временная и пространственная когерентность при достаточной мощности (качество излучения). В наименее благоприятной для голографирования ситуации, многомодового импульсного режима удается осуществить запись и восстановление голограмм плоских объектов, а также реализовать голографическую интерферометрию методом двойной экспозиции.

В непрерывном одномодовом режиме ПКГ обеспечивают достаточно высокую когерентность излучения, позволяющую осуществить запись объемных объектов с диффузно рассеивающей поверхностью. Запись

осуществлена на фотоэмульсии ИАЭ-3, обладающей разрешающей способностью более 3000 мм^-1.

Эксперимент показывает, что при использовании ПКГ для восстановления голограмм реализуется уверенное восстановление информации при плотности записи 10 бит/мм² (диаметр голограммы ~ 0,1 мм).

Особенности излучения и режимов работы ПКГ позволяют целенаправленно использовать их в некоторых специальных схемах голографии. При голографировании быстропротекающих процессов оказывается полезной возможность работы ПКГ в режиме повторяющихся импульсов (частота более 10³ гц). Киноголографирование с интервалами между экспозициями, изменяющимися по заданной программе, можно осуществить, используя матрицу ПКГ, а также частотно модулированное излучение ПКГ, что позволит записать на одну голограмму последовательные стадии процесса, которые при восстановлении монохроматическим излучением будут разнесены в пространстве. Экспериментально показано, что при недостаточной чувствительности фоторегистратора на стадии записи можно использовать электронно-оптический усилитель света.

При использовании ПКГ в системах памяти и для голографической обработки информации такие оказывается целесообразным объединение их в матрицу. В некоторых схемах обработки информации, допускающих использование цилиндрической оптики, ПКГ может работать при больших превышениях тока накачки над пороговым значением. Использование полупроводниковых лазеров с возбуждением электронным лучом по имеющимся сообщениям позволило осуществить систему памяти из 10⁶ голограмм с общей емкостью 5·10⁷ бит при скорости выборки 1,5·10⁷ бит в секунду.

Полученные экспериментальные результаты, а также появившиеся в последнее время за рубежом публикации о разработке полупроводниковых лазеров, обеспечивающих при комнатной температуре в одномодовом непрерывном режиме мощности в десятки милливатт, дают основание надеяться на дальнейший прогресс в этой области голографии.