第三章 光发射机.docx

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第三章光发射机

第3章光发射机

3．1概论

在光纤通信中，将电信号转变为光信号是由光发射机来完成的。

Componentsofanopticaltransmitter

光发射机的关键器件是光源，光纤通信对光源的要求可以概括为：

（1）光源发射的峰值波长，应在光纤低损耗窗口之内;

（2）有足够高的、稳定的输出光功率；

（3）电光转换效率高，驱动功率低，寿命长，可靠性高；

（4）单色性和方向性好，以减少光纤的材料色散，提高光源和光纤的耦合效率；

（5）易于调制，响应速度快，以利于高速率、大容量数字信号的传输；

（6）强度噪声要小，以提高模拟调制系统的信噪比；

（7）光强对驱动电流的线性要好，以保证有足够多的模拟调制信道。

光纤通信中最常用的光源是半导体激光（LD）和发光二极管（LED），尤其是单纵模（或单频）半导体激光器，在高速率、大容量的数字光纤系统中得到广泛应用。

近年来逐渐成熟的波长可调谐激光器是多信道WDM光纤通信系统的关键器件，越来越受到人们的关注。

对半导体光源可以进行直接调制，即注入调制电流而实现光波强度调制。

直接调制光发射机框图

上图是按数字调制设计的，如果采用模拟调制，除编码电路外，其他结构完全相同。

信号经复用和编码后，通过调制器对光源进行光强度调制。

发送光的一部分反馈到光源的输出功率稳定电路，即光功率控制（AGC）电路。

因为输出光功率与温度有关，一般还加有自动温度控制（ATC）电路。

外部调制光发射机框图

上图是采用外部调制器的光发射机电路，光源发出的连续光信号，送入外部调制器，信息信号经复用、编码后通过外部调制器对连续光的强度、相位或频率进行调制。

大多数情况均采用直接调制光载波的调制方式，但是在高速率DWDM系统和相干检测系统中必须采用光的外部调制。

光发射机的比特速率常常由电子器件所限制，而不是半导体激光器本身。

合理的设计可使光发射端机工作在10~15Gb/s速率。

3．1半导体激光器

一、半导体发光机制

激光器的英文写法是laser，它是LightAmplificationbyStimulatedEmissionofRadiation的字首组合词，是通过受激辐射使光放大的意思。

为实现这一目的，一个激光器应具备3个部分：

增益介质、谐振腔和泵浦源，如图。

泵浦源的作用是给增益介质提供能量，使增益介质中的处于高能态的粒子数大于高能态的粒子数，即实现粒子数反转。

增益介质可以提供一定带宽的增益谱，使通过增益介质并处于这一带宽内光子得到受激放大。

这时，

，g称为增益系数。

（而对于损耗，

）。

谐振腔的作用主要有两个，一是增加光波通过增益介质的次数，即等效地延长增益介质的长度。

二是起着选模的作用，使得频率为

或满足

的光波得到受激放大。

以上所说的增益介质、谐振腔和泵浦源是任何激光器所必备的部件。

对于半导体激光器也是如此。

下图是早期的pn结半导体激光器。

这里，增益介质就是半导体pn结，谐振腔是由半导体的解理面构成，泵浦源是电流源。

通常，半导体激光器发射的光子能量接近带隙能量。

发光波长和带隙能量用下面的式子估计

在第2个等式后面，Eg的单位是eV，λ的单位是μm。

GaAs晶体的直接带隙是1.424eV。

可以发射870-900nm的光。

为了使半导体发出的光处于现代光通信的波段，通常选用GaxIn1-xAsyP1-y（InP）材料。

这里

，它们分别表示Ga和As含量的百分比。

P和As都是5价原子。

如果在原来的GaAs晶体中用P取代一部分As，那么晶体的结构以及类型不会改变，只是改变能带和晶格常数。

同样，Ga和In都是3价原子。

如果在原来的GaAs晶体中用In取代一部分Ga，那么晶体的结构以及类型也不会改变，只是改变能带和晶格常数。

原则上，通过改变x或y的值，在一定的范围内就可以得到想要的带隙，也就得到想要的发射波长。

但是，在光通信波段的半导体激光器的制造过程中，通常是以InP材料为衬底的，然后在它的表面外延生长GaxIn1-xAsyP1-y材料。

这就要求外延生长的材料的晶格常数要与InP材料的晶格常数（0.587nm）一致。

否则的话，半导体材料中就会出现缺陷，从而影响半导体激光器的发光质量和半导体激光器的寿命。

外延生长的材料的晶格常数要与衬底材料一致的情况，也称为晶格匹配。

在晶格匹配的限制下，x和y的值就不能随便取了。

在与InP材料晶格匹配的限制下，x和y之间有如下关系：

在这种情况下，带隙为

（指无掺杂情况）

一般情况下，在

的整个范围内，所得到的的半导体材料不一定就是直接带隙半导体。

但是，在

时，由

，得到，

。

在这个取值范围内，半导体材料就是直接带隙半导体。

所对应的波长范围是

。

下图是p-n结的形成过程。

当本征半导体的两边分别掺杂不同类型的杂质时，由于浓度差的作用，n区的多数载流子电子和p区的多数载流子空穴分别向p区和n区扩散。

这样在p区和n区的分界面附近，n区由于电子扩散到p区而留下不能移动的正离子，p区由于空穴扩散到n区而留下不能移动的负离子。

这些不能移动的正负离子在分界面附近形成一个电场E0，称为内置电场。

内置电场的方向是从n区指向p区，阻碍着电子和空穴的扩散，它使n区的少数载流子空穴和p区的少数载流子电子分别向p区和n区作漂移运动，当扩散的载流子数等于漂移的载流子数时，达到了动态平衡。

这时在分界面附近形成了稳定的正负离子区，即p-n结，也称为空间电荷区（spacechargeregion），或耗散区（depletionregion）。

在整个半导体中，在耗散区存在电场，这就使得耗散区出现电势的变化，形成p区和n区之间的电势差V0。

n区的电势大于p区的电势。

因此，对空穴来说，n区的势能大于p区的势能，形成了一个势垒eV0，这使得空穴只能在p区，不能到达n区。

对电子来说，p区的势能大于n区的势能，也形成了一个势垒eV0，使得电子只能在n区，不能到达p区。

整个半导体的能带结构如图所示。

这个能带图是以电子能量为参照的。

由于整个半导体处于平衡状态，因此在半导体内各处的Fermi能级是一样的。

可以看到，这时由于势垒的存在，电子和空穴也没有机会复合

由于pn结阻碍多数载流子的定向移动，因此从电路性质看，它是高阻区。

如果在半导体两端有外加电压，那么电压基本上都施加在pn结上。

现在在半导体加一个电压V，p区结电源正极，n区接负极，形成正向偏置。

外加电压基本上都施加在pn结上，这也等于在pn上施加一个外加电场E。

外加电场的方向与内置电场E0的方向相反，总电场E0-E比原来的电场小了。

这削弱了电子和空穴的势垒，由原来的eV0变为e（V0-V）。

同时空间电荷区宽度变窄，由原来的w0变为w。

这就使得n区的电子比较容易克服势垒而扩散到p区，同时p区的空穴也比较容易克服势垒而扩散到n区。

这就使得电子和空穴有机会复合产生光子。

当对半导体施加电压时，半导体处于非平衡状态。

原则上讲，Fermi能级已无意义。

但是，由于外加电压基本上施加在pn结上，p区和n区所受到的影响相对比较小，可以把它们看成处于局部平衡态，各自具有Fermi能级Efp和Efn。

当半导体处于平衡状态时，Efp=Efn=Ef。

当对半导体施加电压时，Efp和Efn不相等。

可以证明，Efp－Efn=eV。

在以上所介绍的半导体材料中，不论时n型或p型，Fermi能级都处于禁带中。

这属于轻掺杂。

这时在外加电压作用下电子和空穴虽然也能复合产生光子，但是由于载流子浓度有限，形成不了粒子数反转和受激辐射。

这种材料只能用于发光二极管。

为了使半导体材料在外界作用下实现粒子数反转，必须对半导体进行重掺杂，使n型的Fermi能级处于导带中，p型的Fermi能级处于价带中。

如图。

这时，p区有更多的载流子空穴，n区有更多的载流子电子。

当半导体正向偏置时，可以证明：

当Efp－Efn=eV>Eg时，就可以实现粒子数反转。

以上介绍的pn结半导体激光器存在一个缺点。

当半导体激光器正向偏置时，除了在pn结附近电子和空穴复合外，还有一部分电子越过pn结，经过p区扩散到电源正极。

同样，还有相等一部分空穴越过pn结，经过n区扩散到电源负极。

这部分电子和空穴没有复合产生光子，被浪费掉了。

这就降低了半导体激光器的发光效率。

为了提高半导体激光器的发光效率，通常采用双异质结结构。

如图右边。

二、异质结激光器

在以上介绍的pn结半导体激光器中，p区和n区是同一种材料，只是掺杂类型不同，因此整个半导体具有相同的禁带宽度。

在现在介绍的双异质结激光器的两边仍然是相同的材料，只是进行了不同类型的重掺杂，它们的禁带宽度是相同的。

但是与pn结半导体不同的是，在它们之间有加了一个非常薄的不同半导体材料（~0.2μm），它的禁带宽度要比两边材料小，一般是非掺杂或轻掺杂的。

在这里是p型掺杂。

这样在pn+结形成很大的势垒，使n+区的电子不能越过它到达中间的p区和左边的p+区。

同时在p区和p+区的分界面附近，由于掺杂浓度的差别，使得p+区的价带顶高于p区的价带顶，即在p+区的空穴势能低于p区空穴的势能。

这时空穴集中在p+区。

即在p区和p+区的分界面附近也形成一个势垒，但这个势垒的高度比pn+结势垒高度小得多。

当半导体激光器正向偏置时，pn+结附近的势垒大大降低，使得电子能够越过势垒进入p区。

同时，p区和p+区分界面附近的势垒也有一定程度的降低，使得空穴进入p区。

但是，由于p区和两边区域的材料不同，它们的禁带宽度不同，这就使得在p区和p+区分界处导带是不连续的，p+区的导带高于中间p区的导带，相当于在p区和p+区分界处存在一个势垒∆Ec，使p区的电子不能越过势垒流过p+区到达电源正极。

同时，在p区和n+区分界面处导带是不连续的，n+区的价带低于中间p区的价带，这也相当于在p区和n+区分界处存在一个势垒∆Ev，使p区的空穴不能越过势垒流过n+区到达电源负极。

这就把电子和空穴都限制在中间的p区，迫使他们全部地复合产生光子。

这就提高了激光器的发光效率。

这个限制电子和空穴的区域称为有源区。

采用双异质结结构除了将电子和空穴都限制有源区外，还可以得到另外一个好处。

就是可以把激光器发出的光束缚在有源区附近。

非常幸运的是，禁带宽度小的材料往往折射率大。

这样，半导体结构有源区的折射率要大于两边区域的折射率，光束就被束缚在有源区附近。

即，双异质结又起着光波导的作用。

如图。

所以，有源区两边的区域也称为包层。

从图中看出，这时仍然有一小部分光功率分布在包层中。

采用双异质结还有一个好处，就是避免光子的吸收。

由于有源区的带隙宽度要小于两边的带隙宽度，就使得有源区发出的光子能量也小于周围的禁带宽度。

这样，在有源区两边传输的一部分光子不足以被吸收。

因此，有源区周围对传播的光束是透明的，避免了吸收损耗。

在热平衡状态下，大部分电子占据低能带Ev。

如果把电流注入到半导体中的P-N结上，则原子中占据低能带Ev的电子被激励到高能带Ec，当电子跃迁到Ev上时，它们将自发辐射出一个光子，其能量为hv=Ec一Ev，如图（a）所示。

对于大量处于高能带的电子来说，当返回Ev能级时，它们各自独立地分别发射一个一个的光子。

因此，这些光波可以有不同的相位和不同的偏振方向，它们可以向各自方向传播。

同时，高能带上的电子可能处于不同的能级，它们自发辐射到低能带的不同能级上，因而使发射光子的能量有一定的差别，这些光波的波长并不完全一样。

因此自发辐射的光是一种非相干光。

反之，如果把能量大于hν0的光照射到占据低能带Ev的电子上，则该电子吸收该能量后被激励而跃迁到较高的能带Ec上。

在半导体结上外加电场后，可以在外电路上取出处于高能带Ec上的电子，使光能转变为电流，如图（c）所示。

这就是将在以后叙述的光接收器件。

发光过程，除自发辐射外，还有受能量等于能级差ΔE=Ec-Ev=hv的光所激发而发出与之同频率、同相位的光，即受激发射，如图（b）所示。

Theenergybanddiagramofadegeneratelydopedp-nwithnobias.（b）Banddiagramwithasufficientlylargeforwardbiastocausepopulationinversionandhencestimulatedemission.

三、激光形成过程

激光器工作在正向偏置下，当注入正向电流时，高能带中的电子密度增加，这些电子自发地由高能带跃迁到低能带发出光子，形成激光器中初始的光场。

在这些光场作用下，受激发射和受激吸收过程同时发生，受激发射和受激吸收发生的概率相同。

用Nc和Nv分别表示高、低能带上的电子密度。

当Nc

若注入电流增加到一定值后，使Nc>Nv,g>0，受激发射占主导地位，光场迅速增强，此时的P-N结区成为对光场有放大作用的区域（称为有源区），从而形成受激发射，如上图所示。

半导体材料在通常状态下，总是NcNv的状态为粒子数反转。

使有源区产生足够多的粒子数反转，这是使半导体激光器形成激光的首要条件。

以上所介绍的pn结和双异质结，都是用来产生形成粒子数反转，从而产生受激辐射的。

由于展宽，通常产生的光子频率并不是单一的，而是形成一个谱带，称为增益谱。

增益谱的形状与半导体激光器的材料，结构和电流注入的大小相关。

如图。

（a）Alasermediumwithanopticalgain（b）Theopticalgaincurveofthemedium.

介质在中心频率的光增益系数为

为受激发射系数

另一个条件是半导体激光器中必须存在光学谐振腔，并在谐振腔里建立起稳定的振荡。

有源区里实现了粒子数反转后，受激发射占据了主导地位，但是，激光器初始的光场来源于导带和价带的自发辐射，频谱较宽，方向也杂乱无章。

为了得到单色性和方向性好的激光输出，必须构成光学谐振腔。

下面讨论激光器起振的阈值条件，为此我们来研究平面波幅度在谐振腔内传输一个来回的变化情况。

Opticalcavityresonator

设平面波的幅度为E0，波矢为k，在上图中，设单位长度增益介质的平均损耗为αint（cm-1），两块反射镜（对半导体激光器来说，就是两个解理面）的反射率为R1和R2，光从x=0处出发，在x=L处被反射回x=0处，这时光强衰减了R1R2exp[-αint（2L）]倍，相应地振幅衰减了

。

另一方面，在单位长度上因光受激发射放大得到了增益，光往返一次其光强放大了exp[g（2L）]倍，相应地振幅放大了

。

如果设光波的初始位相为0，这样光波在腔内一个来回，其振动变为

维持振荡时，光波在腔内一个来回，其状态应该保持不变。

即光波在腔中往返一次后其强度和相位应保持不变。

可以写成

由此得到：

（激光器起振的阈值条件）

（激光器起振的相位条件）

这时的增益称为阈值增益，用gth表示

由激光器起振的阈值条件：

（阈值条件）

αint表示增益介质单位长度的吸收损耗，对于GaAs材料，自由载流子造成的吸收损耗系数大约是10cm-1。

。

如果反射镜对光完全反射，反射率就是l，

，这时没有光的能量从谐振器中逸出。

但是半导体激光器的解理面反射率小于1，

，这说明有能量从腔中逸出，对谐振器来说，这是一种损耗。

但激光器一定要有输出，所以这种损耗是避免不了的。

称为腔镜损耗

上式表明，要想实现激光振荡，介质增益除了克服介质吸收损耗外，还要克服由于反射不完全而引起的腔镜损耗。

称为谐振器的总损耗。

对半导体激光器而言，解理面的反射率为

对于GaAs材料，n=3.5，

。

L的值为200~400μm，取L＝300μm，

表明起振时阈值增益必须等于或大于谐振腔的总损耗

。

对上例，gth必须大于

=10+39=49cm-1。

由激光器起振的相位条件

得，

（即：

）。

就是第m个纵模的频率。

这里，

。

考虑材料色散后，

（即：

）

模式间隔：

L的典型值是200~400μm，纵模之间的间隔

。

给出在F-P腔内实现光连续发射所需要的光增益。

它对应阈值粒子数反转，即

，从

可以得到达到阈值时，高、低能带上的电子密度差为

它表示阈值粒子数反转条件。

常见的激光器是用法布里一拍罗（Fabry-Perot）谐振腔。

（a）Opticalgainvs.wavelengthcharacteristics（calledtheopticalgaincurve）ofthelasingmedium.（b）AllowedmodesandtheirwavelengthsduetostationaryEMwaveswithintheopticalcavity.（c）Theoutputspectrum（relativeintensityvs.wavelength）isdeterminedbysatisfying（a）and（b）simultaneously,assumingnocavitylosses.

从以上分析看到，要使光在谐振腔里建立起稳定的振荡，必须满足一定的相位条件和阈值条件，相位条件使谐振腔内的前向和后向光波发生相干，阈值条件使腔内获得的光增益正好与腔内损耗相抵消。

谐振腔里存在着损耗，如镜面的反射损耗、工作物质的吸收和散射损耗等。

只有谐振腔里的光增益和损耗值保持相等，并且谐振腔内的前向和后向光波发生相干时，才能在谐振腔的两个端面输出谱线很窄的相干光束。

下图表示半导体激光器频谱特性的形成过程，它是由谐振腔内的增益谱和允许产生的腔模谱共同作用形成的。

由于谐振腔的的选模作用，只存在满足

的光波。

在半导体激光器中，用晶体的天然解理面（CleavedFaeets）构成法布里-拍罗谐振腔。

法布里一拍罗半导体激光器通常发射多个纵模的光，如图所示。

Gainandlossprofilesinsemiconductorlasers.Verticalbarsshowthelocationoflongitudinalmodes.Thelaserthresholdisreachedwhenthegainofthelongitudinalmodeclosesttothegainpeakequalsloss.

在理想情况下，只要各个纵模增益存在差别，就应该只存在一个模式的激光振荡。

但是，半导体激光器的增益谱g（ω）是很宽的，约10THz，因此，这个增益谱包含很多纵模。

在理想条件下，应该只有接近增益峰的纵模变成主模。

其他纵模不应该达到阈值，因为它们的增益总是比主模小。

但在主模附近，相邻纵模的增益差别非常小，约为0.1cm-1。

这就使得主模每一边的一个或两个相邻模式也同时达到阈值而实现激光振荡。

这种激光器称为多模激光器。

这些相邻模式承载着相当大比例的激光器功率，使谱线宽度变大（2~4nm），单色性变差。

这种光在光纤中传输时，由于群速度色散，每个模式将以稍微不同的速度传播，从而限制了比特率距离积BL。

在1.55μm附近，BL值在10（Gb/s）-km以下。

分布反馈单纵模激光器可以使BL乘积增加。

下图是对激光器起振阈值条件的简化描述

只有当泵浦电流达到阈值时，高、低能带上的电子密度差（Nc-Nv）才达到阈值（Nc-Nv）th，此时就产生稳定的连续输出相干光。

当泵浦超过阈值时，（Nc-Nv）仍然维持（Nc-Nv）th，因为gth必须保持不变，所以多余的泵浦能量转变成受激发射，使输出功率增加。

半导体激光器的发光功率及光谱分布是由注入电流决定的。

如图

从图中看出，在较低的注入电流下，光谱是具有很宽线宽的包络，并且功率比较低，说明这时电流注入的载流子浓度还没有达到粒子数反转的程度，还不能形成激光振荡，还属于自发辐射程度。

当注入电流超过阈值后，光谱包络变窄，只有几个模式形成激光振荡。

随着注入电流的增加，各个模式开始竞争，其中主模最具有竞争力，最后能量向主模转移，并且峰值波长发生红移现象。

而且随着注入电流的增加，输出光功率也在增加。

这是因为当电流超过阈值后，增益基本上嵌位在阈值上，电流超过阈值的部分变成了光功率输出了。

这时光子数

。

四、分布反馈激光器

对于FP腔来说，每个纵模的腔镜损耗

是一样的。

如果不考虑各个模式吸收损耗的差别，那么总的腔损耗是常数。

如图。

由于在主模附近，相邻纵模的增益差别非常小，使得主模每一边的一个或两个相邻模式也同时达到阈值而实现激光振荡。

使谱线宽度变大（2~4nm），单色性变差。

由于群速度色散，每个模式将以稍微不同的速度传播，限制了传输速率。

为了提高光纤通信系统的传输能力，发射光源应该采用单纵模半导体激光器。

在FP激光器中，由于损耗与模式无关，加上相邻模式的增益相差不大，所以产生多模振荡。

如果与损耗与模式相关，情况就不同了。

如图。

如果在某一个频率处损耗急剧降低，那么离这个频率最近的模式就首先达到阈值，实现激光振荡。

而且由于损耗在这一频率处变化非常大，使得与主模相邻模式无法同时达到阈值，实现激光振荡。

这就实现了单纵模运行。

激光器的单纵模性能可以用模式抑制比（modesuppressionratio,MSR）来衡量，MSR=Pmin/Psm。

其中，Pmin是主模功率，Psm是功率次最大的边模功率。

对于性能良好的单纵模激光器，模式抑制比应该超过1000或30dB。

分布反馈式（distributedfeedback，DFB）半导体激光器满足了这一要求。

如图。

在离有源区很近的包层中，利用光刻、腐蚀等方法沿着有源区方向形成周期性的沟纹，称为Bragg光栅。

这就是DFB半导体激光器。

有时在激光器的两边形成Bragg光栅。

这是DFB半导体激光器的变种，称为分布Bragg反射器（distributedBraggreflector,DBR）半导体激光器。

设Bragg光栅的周期为Λ。

光栅的存在意味着沿着有源区方向存在折射率周期性变化。

从电动力学知道，当光束入射到折射率改变界面时就要发生反射（

）和折射（当光束垂直入射到折射率改变界面时折射就是透射）。

因此，光束在Bragg光栅传播时，每当遇到折射率改变的区域就会发生反射（当然也有透射，我们在这里不研究）。

由于折射率改变的区域分布在整个Bragg光栅上，因此光的反射发生在在整个Bragg光栅区域。

这一点与FP激光器不同。

在FP激光器中，光的反射仅仅发生在激光器的两个端面上。

当光束在Bragg光栅中传播时，所发生的反射光相迭加。

但是，并不是所有波长的光经反射后得到增强。

只有满足一定位相条件的光经过光栅反射后才能得到增强。

例如部分反射波A和B具有路程差2Λ，只有路程差2Λ等于波长得整数倍时，它们才发生相长干涉，即

→

m代表布拉格反射阶数，

表示介质中波长，

表示真空中波长，

是光栅区的有效折射率，

令

，称为Bragg波长→

→

当m=1时，

，一般情况下，

上式说明，当波长等于

或者这个值的自然数分之一时，光经过光栅反射后才能得到增强。

也就是说，当

时，光经过光栅反射后才能得到增强。

一般，m=1，这时

。