Elektronika 2009-05.pdf - Instytut Systemów Elektronicznych ...

konstrukcje technologie zastosowaniaMIESIECZNIK NAUKOWO-TECHNICZNYrok L nr 5/2009• MATERIAŁY • KONSTRUKCJE • UKŁADY• SYSTEMY • MIKROELEKTRONIKA• OPTOELEKTRONIKA • FOTONIKA• ELEKTRONIKA MIKROFALOWA• MECHATRONIKA• ENERGOELEKTRONIKA • INFORMATYKAZESPÓŁ REDAKCYJNYprof. dr hab. inż. Jerzy Klamka - redaktor naczelny,Bożena Lachowicz - sekretarz redakcjiStali współpracownicy: mgr inż. Wiesław Jabłoński,mgr inż. Krzysztof KowalskiAdres redakcji: ul. Chmielna 6 m.6, 00-020 Warszawa,tel./fax: (022) 827 38 79; tel.: (022) 826 65 64,e-mail: elektronika@red.pl.pl, www.elektronika.orf.plZamówienia na reklamę przyjmuje redakcja lub Dział Reklamyi Marketingu, ul. Mazowiecka 12, 00-950 Warszawa, skr. 1004,tel./fax (022) 8274366, 8268016, e-mail: reklama@sigma-not.plKolportaż: ul. Ku Wiśle 7, 00-716 Warszawa, tel.: (022) 840 35 89;tel./fax:: (022) 840 59 49, (022)891 13 74RADA PROGRAMOWAprof. dr hab. inż. Władysław Torbicz (PAN) - przewodniczącyprof. dr hab. inż. Leonard Bolc, prof. dr hab. Zdzisław Drozd, prof. drhab. inż. Jerzy Fraczek, dr inż. Józef Gromek, mgr inż. Jan Grzybowski,prof. dr hab. Ryszard Jachowicz, prof. dr hab. WłodzimierzJanke, prof. dr hab. Andrzej Jakubowski, prof. dr hab. WłodzimierzKalifa, inż. Stefan Kamiński, prof. dr hab. inż. Marian P. Kaźmierkowski,dr inż. Wojciech Kocańda, prof. dr hab. Bogdan Kosmowski, mgrinż. Zbigniew Lange, prof. dr hab. Benedykt Licznerski, dr inż. ZygmuntŁuczyński, prof. dr hab. inż. Józef Modelski, prof. dr hab. TadeuszMorawski, prof. dr hab. Bohdan Mroziewicz, prof. dr hab. AndrzejNapieralski, prof. dr hab. Tadeusz Pałko, prof. dr hab. inż. MarianPasko, prof. dr hab. Józef Piotrowski, dr hab. inż. Ryszard Romaniuk,dr hab. inż. Grzegorz Różański, dr hab. inż. Edward Sędek, prof. drhab. Ludwik Spiralski, prof. dr hab. inż. Zdzisław Trzaska, mgr inż.Józef Wiechowski, prof. dr hab. inż. Marian Wnuk, prof. dr hab.inż. Janusz ZarębskiCzasopismo dotowane przez Ministerstwo Naukii Szkolnictwa Wyższego. Za opublikowane w nim artykułyMNiSzW przyznaje 6 punktów.“Elektronika” jest wydawanaprzy współpracy Komitetu Elektronikii Telekomunikacji Polskiej Akademii NaukIEEEWYDAWNICTWOCZASOPISM I KSIĄŻEKTECHNICZNYCHSIGMA - NOTSpółka z o. o.00-950 Warszawaskrytka pocztowa 1004ul. Ratuszowa 11tel.: (0 22)818 09 18, 818 98 32fax: (0 22) 619 21 87Internethttp://www.sigma-not.plPrenumeratae-mail: kolportaz@sigma-not.plInformacjae-mail: informacja@sigma-not.plRedakcja współpracujez Polską Sekcją IEEE“Elektronika” jest notowanaw międzynarodowej bazie IEEInspecPublikowane artykuły nukowe byłyrecenzowane przez samodzielnychpracowników naukiRedakcja nie ponosi odpowiedzialnościza treść ogłoszeń. Zastrzegasobie prawo do skracania i adjustacjinadesłanych materiałów.Indeks 35722Nakład do 2000 egz.Druk: Drukarnia SIGMA-NOT Sp. z o.o.SPIS TREŚCI • CONTENTSWyznaczanie strat propagacji w obszarach zurbanizowanych(Determination of the propagation losses in urbanized areas) -M. Wnuk ....................................................................................Dziesięciolecie systemu GMDSS w świetle obrad PodkomitetuIMO - COMSAR (The decade of the GMDSS in light of IMOSub-Committee COMSAR debates) - J. Czajkowski, K. Korcz ...Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowej optoelektronikipodczerwieni - Projekt Badawczy Zamawiany(Advanced Technologies for Infrared Semiconductor Optoelectronics)- M. Bugajski ...............................................................Kwantowe lasery kaskadowe - podstawy fizyczne (Quantumcascade lasers fundamentals) - A. Pabjańczyk, R. Sarzała,M. Wasiak, M. Bugajski ..............................................................Lasery kaskadowe z AlGaAs/GaAs na pasmo średniej podczerwieni(~9 µm) (AlGaAs/GaAs quantum cascade lasers formid-infrared band (~9 µm)) - K. Kosiel, A. Szerling, J. Muszalski,M. Bugajski ..........................................................................Technologia MOCVD materiałów zawierających antymon napodłożach GaSb dla zastosowań w optoelektronice (TheMOCVD technology of antimonides on GaSb substrates for optoelectronicapplications) - M. Wesołowski, W. Strupiński ......Supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaInSb (Type-IIInAs/GaInSb superlattices) - J. Kaniewski, A. Jasik .....................Detektory podczerwieni na bazie supersieci II rodzaju zezwiązków InAs/GaInSb (Type-II InAs/GaInSb superlattices forinfrared photodetectors) - W. Gawron, A. Rogalski .................Optymalizacja epitaksji i doskonalenie architektury detektorówpodczerwieni z HgCdTe (Optimization of epitaxy ofHgCdTe heterostructures for infrared photodetectors) - W. Gawron,A. Piotrowski, K. Kłos, Z. Orman, J. Pawluczyk, D. Stanaszek,A. Kębłowski, M. Pędzińska, J. Piotrowski .....................Optymalizacja technologii MOCVD pod kątem poprawy morfologiipowierzchni warstw HgCdTe (Surface smoothness improvementof HgCdTe layers grown by MOCVD) - W. Gawron,P. Madejczyk, A. Rogalski .........................................................Metoda funkcji Greena w modelowaniu nanoelektronicznychstruktur półprzewodnikowych (Green’s function modeling ofsemiconductor multilayer nanostructures) - G. Hałdaś, A. Kolek,I. Tralle .......................................................................................Spektroskopia modulacyjna nanostruktur półprzewodnikowychw zakresie bliskiej i średniej podczerwieni (Infraredmodulation spectrosopy of semiconductor nanostructures) -J. Misiewicz, M. Motyka, G. Sęk, R. Kudrawiec .......................Pomiar współczynnika odbicia zwierciadeł diod laserowychz wnęką Fabry-Perota (Reflectivity measurements of diodelaser mirrors with a Fabry-Perot cavity) - E. Pruszyńska-Karbownik,B. Mroziewicz .............................................................System detekcji gazów wykorzystujący lasery kaskadowe(Gas detection systems utilizing cascade lasers) - M. Miczuga,M. Kwaśny .................................................................................Wykrywanie układów prowadzenia pocisków w wiązce laserowej(Detection of missile guiding systems using laser beam)- J. Pietrzak, M. Kwaśny ...........................................................101524304349525861677378838690ELEKTRONIKA 5/2009 3

Rozwój systemów ostrzegania o oświetleniu promieniowaniemlaserowym (Development of warning systems againstlaser irradiation) - J. Pietrzak, M. Kwaśny .................................... 94TECHNIKA SENSOROWA: Wieloczujnkowy system do badaniasygnału fotopletyzmograficznego (Multisensor system forexamination of a photoplethysmographic signal) - D. Prokop .... 98TECHNIKA MIKROFALOWA I RADIOLOKACJA: Aktywna antenaradiolokacyjna na pasmo S. Część 2. System odbiorczy -koncepcja (A S band active antenna for radar application. Part 2.Receive system) - A. Czwartacka, J. Cholewa, T. Lorens, R. Sender,M. Andrzejewski, D. Startek, B. Stachowski ........................ 103Szkło dla fotoniki. Część 8. Właściwości szkieł laserowych(Glasses for photonics. Part 8. Properties of laser glasses) -R. Romaniuk ............................................................................. 108Streszczenia artykułów • Summaries of the articlesWNUK M.: Wyznaczanie strat propagacji w obszarach zurbanizowanychElektronika (L), nr 5/2009, s. 10W artykule przedstawiono zmodyfikowaną metodę UTD wyznaczaniastrat propagacji w obszarze wielkomiejskim. Modyfikacja metodypolegała na wykorzystaniu modelu fizycznej geometrii propagacji fali zastosowaniu wzorów występujących w metodzie UTD dlawspółczynników odbić i dyfrakcji fali na narożach. Obliczanie pola wypadkowegodokonuje się metodą superpozycji. W wyniku przeprowadzonejanalizy zaproponowano algorytm obliczeń i przedstawionoprzykładowe obliczenia.Słowa kluczowe: dyfrakcja Straty propagacji, metoda UTDWNUK M.: Determination of the propagation losses in urbanizedareasElektronika (L), no 5/2009, p. 10Summary: In the article the modified method UTD of determination ofthe propagation losses in the area of urban was presented. The modificationof this method consisted in the utilization of the model basedon the physical geometry of the propagation of waves and to the useof equations appearing in the method UTD for coefficients of reflectionand diffraction of waves at corners. The calculation of the resultantfield was realised with the method of the superposition. Based onthe derived analysis the computing algorithm and exampled calculationswas presented.Keywords: diffraction, losses of propagation, method UTDCZAJKOWSKI J., KORCZ K.: Dziesięciolecie systemu GMDSSw świetle obrad Podkomitetu IMO - COMSARElektronika (L), nr 5/2009, s. 15Przedstawiono ogólną charakterystykę Światowego systemułączności alarmowej i bezpieczeństwa GMDSS. Podano typową tematykęobrad Podkomitetu ds. radiokomunikacji i ratownictwa COM-SAR. Omówiono najistotniejszą tematykę podejmowaną przezCOMSAR w minionej dekadzie. Przedstawiono również aktualną iprzyszłą tematykę obrad Podkomitetu.Słowa kluczowe: Międzynarodowa Organizacja Morska (IMO), ŚwiatowyMorski System Łączności Alarmowej i Bezpieczeństwa GMDSS,Podkomitet ds. radiokomunikacji i ratownictwa COMSAR, radiokomunikacjamorskaBUGAJSKI M.: Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowejoptoelektroniki podczerwieni - Projekt Badawczy ZamawianyElektronika (L), nr 5/2009, s. 24W artykule omówiono Projekt Badawczy Zamawiany. Temat projektuodnosi się do strategiczbego obszaru badawczego - Nowe materiały itechnologie. Celem projektu jest opracowanie technologii półprzewodnikowychźródeł promieniowania i detektorów pracujących w obszarzebliskiej i średniej podczerwieni, przeznaczonych do zastosowańprzemysłowych, w ochronie środowiska, medycynie, systemach bezpieczeństwai technice wojskowej, zademonstrowanie układówi systemów pomiarowych wykorzystujących te elementy, a także stworzeniepodstaw dla rozwoju nowych technologii sensorów w bliskieji średniej podczerwieni. Projekt ma charakter interdyscyplinarny i obejmujebadania o charakterze poznawczym, wyprzedzającym jak i aplikacyjnym.CZAJKOWSKI J., KORCZ K.: The decade of the GMDSS in lightof IMO Sub-Committee COMSAR debatesElektronika (L), no 5/2009, p. 15The general concept of Global Maritime Distress and Safety SystemGMDSS have been presented. The typical subjects of the Sub-Committeeon Radiocommunications, Search and Rescue COMSAR debateshave been given. The most essential subjects of COMSARdebates in last decade was described. The current and future subjectsof Sub-Committee debates have been presented as well.Keywords: The International Maritime Organization (IMO); GlobalMaritime Distress and Safety System GMDSS; Sub-Committee onRadiocommunications, Search and Rescue (COMSAR); maritime radiocommunicationBUGAJSKI M.: Advanced Technologies for Infrared SemiconductorOptoelectronicsElektronika (L), no 5/2009, p. 24The project addresses strategic research area - New materials andtechnologies. The goal of the project is the development of technologyof semiconductor light sources and detectors for near- and midinfraredspectral region, for industrial, environmental, medical, securityand military applications as well as demonstration of systems utilizingthem. The project is also going to set foundations for the developmentof a new infrared sensor technologies. The project research are interdisciplinaryand encompass both fundamental as well as applicationoriented research.Keywords: infrared optoelectronics, sensors, light sources, detectorsSłowa kluczowe: optoelektronika podczerwieni, sensory, źródła promieniowania,detektory4 ELEKTRONIKA 5/2009

Streszczenia artykułów • Summaries of the articlesMISIEWICZ J., MOTYKA M., SĘK G., KUDRAWIEC R.: Spektroskopiamodulacyjna nanostruktur półprzewodnikowych w zakresiebliskiej i średniej podczerwieniElektronika (L), nr 5/2009, s. 78W pracy przedstawiono wybrane rezultaty badań spektroskopowychrealizowanych w Zespole Optycznej Spektroskopii Nanostruktur InstytutuFizyki Politechniki Wrocławskiej prowadzonych w zakresie bliskieji średniej podczerwieni. Przedstawiono możliwości jakie dajestosowanie spektroskopii modulacyjnej do wyznaczania parametrówistotnych przy konstruowaniu urządzeń takich jak np.: lasery półprzewodnikowe.W pierwszej części przedstawiono wyniki badaństruktur przeznaczonych na zakres drugiego i trzeciego okna telekomunikacyjnego(1,3...1,55 µm) głównie studni, kropek i kresek kwantowych.W drugiej części omówiono przykłady rezultatów dla studniIiII rodzaju przeznaczonych do zastosowań laserowych w czujnikachgazów (węglowodorów) na zakres 3...3,5 µm. W trzeciej części przedstawionomożliwości prowadzenia badań (spektroskopii modulacyjnej)w obszarze spektralnym powyżej 5 µm (interesującym np.:z punktu widzenia konstrukcji laserów kaskadowych) z zastosowaniemspektrometr Fouriera.MISIEWICZ J., MOTYKA M., SĘK G., KUDRAWIEC R.: Infraredmodulation spectrosopy of semiconductor nanostructuresElektronika (L), no 5/2009, p. 78We have shown the results of optical investigation realized in theGroup of The Optical Spectroscopy of Nanostructures from Instituteof Physics Wrocław University of Technology. The have been shownthe advantages and possibilities which the modulation spectroscopygives in case of investigation performed on low dimensional semiconductorstructures (i.e. semiconductor lasers). The first port of thepaper presents the results of optical investigations performed onquantum wells, dots and quantum dashes designed for telecommunicationspectral range (1.3...1.55 µm). In the second part we haveshown investigations of type I and II quantum well designed for laserstructures in gas sensing application at (3...3.5 µm). In the last part,the opportunities of making modulation spectroscopy with and withoutFourier spectrometer experiments above 5 µm spectral range havebeen discussed.Keywords: modulation spectroscopy, infrared radiation, nanostructures,Fourier spectroscopySłowa kluczowe: spektroskopia modulacyjna, podczerwień, nanostruktury,spektroskopia fourierowskaPRUSZYŃSKA-KARBOWNIK E., MROZIEWICZ B.: Pomiarwspółczynnika odbicia zwierciadeł diod laserowych z wnękąFabry-PerotaElektronika (L), nr 5/2009, s. 83Pokrycie zwierciadeł diod laserowych o konstrukcji krawędziowejpowłokami optycznymi, odpowiednio - refleksyjnymi i antyrefleksyjnymi,jest ważnym elementem technologii tych przyrządów zarównoz punktu widzenia ich trwałości, jak i sprawności kwantowej. W artykuleopisano metodę pomiaru współczynnika odbicia powłoki antyrefleksyjnej,którą opracowano pod kątem zastosowania w pomiarachdiod laserowych zmontowanych na chłodnicach.PRUSZYŃSKA-KARBOWNIK E., MROZIEWICZ B.: Reflectivitymeasurements of diode laser mirrors with a Fabry-Perot cavityElektronika (L), no 5/2009, p. 83It is essential for reliability and quantum efficiency of the edge emittingdiode lasers to protect their mirrors with reflection and antireflectioncoatings, respectively. In the paper there is described ameasurement method that has been developed to measure refractiveindex of the antireflection coating deposited on the front mirror ofa diode laser bonded to a heatsink.Keywords: antireflection coatings, refractive index, diode lasersSłowa kluczowe: powłoki antyrefleksyjne, współczynnik odbicia,diody laseroweMICZUGA M., KWAŚNY M.: System detekcji gazów wykorzystującylasery kaskadoweElektronika (L), nr 5/2009, s. 86W pracy przedstawiono system detekcji gazów na poziomie wykrywalnościsub-ppm. Jako źródła promieniowania IR wykorzystywanesą w nim niechłodzone kriogenicznie lasery kaskadowe. W systemiedetekcji gazów zaimplementowano dwie metody analizy gazów stosującebezpośrednią spektroskopię absorpcyjną: z przestrajaniemmiędzyimpulsowym (inter pulse spectroscopy) oraz z przestrajaniemwewnątrzimpulsowym (intra pulse spectroscopy). System umożliwiatakże symulację widm absorpcyjnych pojedynczych gazów lub ichmieszanin przy różnych ciśnieniach i temperaturach.Słowa kluczowe: lasery kaskadowe, wykrywanie gazów, widma absorpcyjnePIETRZAK J., KWAŚNY M.: Wykrywanie układów prowadzeniapocisków w wiązce laserowejElektronika (L), nr 5/2009, s. 90Przeprowadzono analizę metody LBR sterowania lotem pocisków.Przedstawiono wyniki obliczeń, które pozwalają założyć, że możliwejest wykonanie układu ostrzegania LWR wykrywającego promieniowanielaserowe stosowane w tej metodzie. Konstrukcję tą należy traktowaćjako rozszerzenie możliwości dotychczas produkowanychsystemów LWR.Słowa kluczowe: promieniowanie laserowe, prowadzenie w wiązcelaserowej, ostrzegacze laseroweMICZUGA M., KWAŚNY M.: Gas detection systems utilizing cascadelasersElektronika (L), no 5/2009, p. 86An advanced high sensitivity system for gas detection is presented.The instrument design includes high reliable mid-infrared quantumcascade lasers without cryogenic cooling. Two methods of direct absorptionspectroscopy have been employed in the system: inter pulsespectroscopy and intra pulse spectroscopy. The system enables tosimulate the absorption spectra of gases or gas compositions at differentpressures and temperatures.Keywords: quantum cascade laser, gas detection, absorption spectrumPIETRZAK J., KWAŚNY M.: Detection of missile guiding systemsusing laser beamElektronika (L), no 5/2009, p. 90The analysis of missile fly guided by LBR method was executed.There were presented the calculation results proving that LWR constructiondetecting LBR laser radiation is possible. This new constructionshould be treated as extention of produced LWRpossibilities.Keywords: laser radiation, laser beam reading, laser warnersELEKTRONIKA 5/2009 7

Streszczenia artykułów • Summaries of the articlesPIETRZAK J., KWAŚNY M.: Rozwój systemów ostrzegania o oświetleniupromieniowaniem laserowymElektronika (L), nr 5/2009, s. 94W artykule przedstawiono krótki zarys rozwoju urządzeń ostrzegającycho oświetleniu promieniowaniem laserowym dla czołgówi helikopterów. Wskazano przewidywane kierunki rozwoju tychurządzeń rozszerzające ich możliwości.Słowa kluczowe: promieniowanie laserowe, laserowe zagrożenia militarne,ostrzegacze laserowePIETRZAK J., KWAŚNY M.: Development of warning systemsagainst laser irradiationElektronika (L), no 5/2009, p. 94The short history of the laser warner receivers (LWR) developmentwas presented for the tank and helicopter systems. Predicted ways ofdevelopment of the LWR devices and the proceeding changes extendingtheir possibilities were shown.Keywords: laser radiation, laser military threats, laser warnersPROKOP D.: Wieloczujnkowy system do badania sygnału fotopletyzmograficznegoElektronika (L), nr 5/2009, s. 98W pracy zaprezentowano wieloczujnikowy układ do badania sygnałufotopletyzmograficznego (PPG). Dokonano analizy zjawisk fizycznychtowarzyszących pozyskiwaniu sygnałów optycznych z obiektów biologicznych.Zaprojektowano i wykonano odbiciowe czujniki optoelektroniczneoraz układ kondycjonowania i akwizycji sygnałów PPG.Zaprezentowano przebiegi czasowe otrzymanych sygnałów.Słowa kluczowe: sygnały biooptyczne, fotopletyzmografia, układ wieloczujnikowyPROKOP D.: Multisensor system for examination of a photoplethysmographicsignalElektronika (L), no 5/2009, p. 98The subject matter of the paper refers to a multisensor system for examinationof a photoplethysmographic signal (PPG). Biophysical phenomenaconnected with acquiring the optical signals from a humansubject are analyzed. A reflectance variant of the optoelectronic sensorsas well as conditioning system have been designed. Some selectedexamples of the PPG waveform obtained and analysis of theirparameters are shown.Keywords: biooptical signals, photoplethysmography, multisensorsystemCZWARTACKA A., CHOLEWA J., LORENS T., SENDER R., AN-DRZEJEWSKI M., STARTEK D., STACHOWSKI B.: Aktywna antenaradiolokacyjna na pasmo S. Część 2. System odbiorczyElektronika (L), nr 5/2009, s. 103W artykule przedstawiono system odbiorczy aktywnej anteny radiolokacyjnejna pasmo S. W systemie zastosowano elektronicznekształtowanie wiązek, w którym elektroniczny układ formowaniawiązek kształtuje elewacyjne wiązki sumacyjne i różnicowe dla sumysygnałów w azymucie i wiązkę sumacyjną dla różnicy sygnałów wazymucie. Zmiana położenia wiązek w elewacji jest realizowana poprzezzmianę przesunięć fazy w kolumnach UFW. Do ustawienia wymaganychrozkładów amplitudy i fazy zastosowano monolitycznyukład MMIC zawierający 6-bitowe: tłumik i przesuwnik fazy pozwalającena realizację wymaganych rozkładów amplitudy i fazy z dużądokładnością. Duża dokładność odwzorowania teoretycznychrozkładów pozwoliła na uzyskanie charakterystyk promieniowaniabardzo bliskich charakterystykom teoretycznym. Dzięki korekciebłędów wnoszonych przez poszczególne podzespoły tworzące tor odbiorczy,poziom listków bocznych toru odbiorczego jest mniejszy od-32 dB, a wcięcie charakterystyki różnicowej jest na poziomie -40 dB.CZWARTACKA A., CHOLEWA J., LORENS T., SENDER R., AN-DRZEJEWSKI M., STARTEK D., STACHOWSKI B.: A S band activeantenna for radar application. Part. 2. Receive systemElektronika (L), no 5/2009, p. 103A receive system for an active S-band radar antenna is described.The system forms electronically both sum and difference azimuthbeams and sum elevation beams. Beams positions in elevation arecontrolled by appropriate chase shifting in columns of receive phaseshifting. To this aim a monolithic circuit (MMIC) is used in which a 6-bit attenuator and phase shifter allow to adjust chase and amplitudewith high accuracy. This high accuracy of reproducing the amplitudeand phase theoretical distributions enables to obtain the antenna patternsvery close to the theoretical predictions. Correction of phaseand amplitude errors introduced by components of the receive channel,the antenna patterns side lobes was decrease to -32 dB, and minimumof difference pattern is lower than -40 dB.Keywords: transmit-receive module, an active radar antenna, receivebeam formerSłowa kluczowe: moduł nadawczo-odbiorczy, radiolokacyjna antenaaktywna, układ formowania wiązek odbiorczychROMANIUK R.: Szkło dla fotoniki. Część 8. Właściwości szkiełlaserowychElektronika (L), nr 5/2009, s. 108W artykule, który jest ósmą częścią cyklu prac o szkłach dla fotoniki,dokonano definicji szkła laserowego przez porównanie z optycznymszkłem liniowym. Przedstawiono główne parametry aktywnych szkiełlaserowych oraz określono ich obszary zmienności, bazując na wzajemnymoddziaływaniu jonów domieszki i materiału osnowy. Podkreślonooptymalne cechy jakimi powinny charakteryzować sięidealne szkła laserowe dla konkretnych zastosowań.Słowa kluczowe: szkła optyczne, fotonika, szkła laserowe, aktywnejony domieszki szkła, fotoabsorpcja w szkle, fotoemisja w szkle, emisjastymulowana, wzmocnienie optyczne, czas życia fluorescencjiROMANIUK R.: Glasses for photonics. Part 8. Properties of laserglassesElektronika (L), no 5/2009, p. 108The paper, which is the eighth part of a cycle on glasses for photonics,defines the laser glass by its comparison with a linear, optical one.The main parameters of active laser glasses were presented, and theranges of their changes defined basing on mutual interaction of theactive ions with the host glass matrix. The emphasis is on optimal featuresof ideal laser glasses required for various applications.Keywords: optical glasses, photonics, laser glasses, optical activedopant ions in glass, photo absorption in glass, photoemission inglass, stimulated emission, optical amplification, fluorescence lifetimePrzypominamy o prenumeracie miesięcznika Elektronika na 2009 r.8 ELEKTRONIKA 5/2009

Wyznaczanie strat propagacjiw obszarach zurbanizowanychprof. dr hab. inż. MARIAN WNUKWojskowa Akademia Techniczna, WarszawaW pierwszej dekadzie XXI wieku daje się obserwowaćgwałtowny rozwój systemów osobistej komunikacji bezprzewodowej.Powoduje to wzrost wymagań dotyczących dostarczaniasygnałów przy jak najmniejszej mocy wyjścioweji informacji o wysokiej jakości. Technika XXI w. powinnaumożliwiać nawiązanie połączeń telefonicznych z osobamibędącymi w ruchu, niezależnie od ich miejsca pobytu. Wymaganiate realizowane są przez zastosowanie znanej już oddawna telefonii bezprzewodowej (ang. cordless telephony).Pod pojęciem telefonii bezprzewodowej rozumiemy klasęrozwiązań, w których zapewniana jest dupleksowa łącznośćtelefoniczna o wysokiej jakości w niewielkiej odległości od stacjibazowej, typowo rzędu kilkuset metrów. Systemy telefoniibezprzewodowej projektowane są najczęściej do działania nazewnątrz budynków, albo też wewnątrz nich, a niektóre rozwiązaniazdolne są do pracy w obu środowiskach.Rozwój systemów telefonii bezprzewodowej ma na celurównież zwiększanie możliwości i polepszanie usługi. Z tegopowodu operatorzy sieci coraz bardziej interesują się rozwiązaniamidotyczącymi propagacji fal w obszarze zabudowanym.Istnieje duża liczba modeli pozwalających nawyznaczanie strat propagacji, jednak każdy z nich ma swojezalety i wady. Na podstawie przeprowadzonej analizy porównawczejstwierdzono, że najbardziej optymalnym modelem dowyznaczania strat propagacji w obszarze zurbanizowanymmoże być model UTD [10], pozwalający na uwzględnieniewszystkich zjawisk zachodzących podczas propagacji falelektromagnetycznych w miastach.Zjawiska towarzyszące propagacjiModele propagacyjne są niezbędne do analizy warunków propagacjiw sieciach radiokomunikacyjnych, np. w celu optymalizowaniaobszarów pracy poszczególnych stacji bazowych,przy badaniu spełnienia wymagań dotyczących jakości transmisji,warunków kompatybilności elektromagnetycznej itp. Modelete powinny odzwierciedlać istotne, charakterystycznecechy warunków propagacji w rozpatrywanym systemie.Obecnie obserwuje się wzrost zainteresowania problematykąmodeli propagacyjnych w radiokomunikacji ruchomej lądowej.Jest to wynikiem z jednej strony prac przygotowawczych dorealizacji systemów radiokomunikacji lądowej trzeciej generacji,systemów komunikacji wewnątrz budynkowej itp., z drugiejzaś także udoskonalania dotychczas stosowanych modelii przystosowania ich do mającego miejsce rozszerzania zakresuczęstotliwości stosowanych w radiokomunikacji ruchomejlądowej [3].Na bazie modelu można prognozować rozkład pola elektrycznegow obszarze funkcjonowania systemu. Aby przewidziećrozkład pola w terenie zurbanizowanym, należyuwzględnić wiele dodatkowych czynników, mających istotnywpływ na propagację fal radiowych w tym terenie (rys. 1). Sąto następujące czynniki:• odbicie lub rozproszenie fal radiowych padających na powierzchniegraniczne dwóch ośrodków oraz fal rozchodzącychsię w ośrodku wielowarstwowym,• przenikanie (wnikanie) fal w głąb sąsiedniego ośrodka,czemu towarzyszy refrakcja (załamanie) i tłumienie fal przyprzejściu fali przez granice ośrodków o rożnych parametrachelektrycznych,• dyfrakcję, powodującą odchylenie biegu promieni fal nakrawędziach wąskich szczelin, ekranów lub na powierzchniachbrył o krzywiznach porównywanych z długością fal,• interferencje dwóch lub więcej fal o jednakowych częstotliwościachbędącą wynikiem występowania wyżej wymienionychzjawisk [6].W analizie warunków propagacji oprócz wyżej opisanychzjawisk, należy również uwzględnić rodzaj środowiska miejskiego,które jest silnie zróżnicowane. Na ogół wyróżnia sięcztery kategorie zabudowy miejskiej:• gęsta i wysoka zabudowa śródmieść dużych miast (city),• stosunkowo niska zabudowa miast średnich i małych orazzabudowa podmiejska,• osiedla mieszkaniowe niskich domków wokół terenówo zwartej zabudowie,• teren o charakterze wiejskim, okalający tereny zabudowane.Wymienione kategorie środowisk różnią się w sposób istotnywarunkami propagacji fal radiowych. Warunki te zależąod położenia anteny stacji bazowej i stacji ruchomej względemsiebie i otaczającej je zabudowy. Propagacja fal możeodbywać się ponad dachami budynków w przypadku wysokowzniesionej anteny stacji bazowej. Jeżeli antena ta nie górujenad zabudową, fale radiowe rozchodzą się poniżej dachówwśród ulic.W środowisku wysokiej zabudowy miejskiej występują „kaniony”utworzone przez ulice, wzdłuż których zlokalizowane sąwielopiętrowe budynki. W przypadku znacznej wysokości budynkówpropagacja fal radiowych w dużej części odbywa sięw wyżej wymienionych „kanionach”. W tym przypadku składowanatężenia wypadkowego pola elektrycznego powstającego napoziomie ulicy, związana z propagacją fal radiowych ponad dachamibudynków, nie ma istotnego znaczenia.Rys. 1. Zjawiska towarzyszące propagacji falFig. 1. Phenomena accompanying of the propagation10 ELEKTRONIKA 5/2009

W przypadku stosunkowo niskiej zabudowy miast średnichi małych oraz zabudowy podmiejskiej, antena zwykle górujenad otaczającą ją zabudową, a ulice są stosunkowoszerokie względem wysokości zabudowy. W takich warunkachdominuje na ogół składowa natężenia pola, powstającana skutek dyfrakcji fal rozchodzących się ponad budynkamina krawędziach dachów budynków.Na obszarze osiedli niskie domki rozmieszczone są stosunkoworzadko, a wzdłuż ulic znajdować się mogą rzędy parkującychsamochodów. Może okazać się konieczneuwzględnienie wpływu tłumienia zwartej roślinności, w postacikrzewów i drzew w parkach itp., a nie tylko wpływu pojedynczychdrzew rosnących wzdłuż ulic, jak to ma miejsce najczęściejw przypadku kategorii środowiska omówionego wyżej.W terenie o charakterze wiejskim okalającym teren miejskizabudowa jest jeszcze bardziej luźna. Domy są zwykle małe,często otoczone dużymi ogrodami. Ze względu na większedługości tras propagacji, wpływ ukształtowania terenu na warunkipropagacji powinien być w tym przypadku analizowany [7].Metody analityczne stosowane w badaniach propagacji fal,a szczególnie rozkładu pola promieniowanego przez nadajniki,dzielą się na dwie podstawowe grupy: metody deterministycznei metody empiryczne. Do pierwszej grupy zalicza sięnowoczesne metody „śledzenia promieni” (ang. Ray Trcing).Bazują one na przybliżeniu optyki geometrycznej i jednolitejteorii dyfrakcji (UTD). Uzyskanie rozwiązań na podstawie zależnościanalitycznych wykorzystywanych w tych teoriach wymagaznajomości geometrii otoczenia i przeszkód (budynkówi ich części składowych, elementów konstrukcyjnych) występującychw obszarze propagacji fal oraz wartości ich parametrówelektrycznych w analizowanym paśmie częstotliwości.Zmodyfikowany model propagacji UDTw środowisku miejskimModel propagacji UDT (ang. Uniform Theory of Diffraction)[12], to trójwymiarowy model propagacji dla radiokomunikacjimikrokomórkowej w środowisku miejskim. Model ten uwzględniawielokrotne odbicia typu ściana-ściana, ściana-ziemia, ziemia-ściana,a także dyfrakcję na rogach budynków orazwielokrotne odbicia ugiętych sygnałów, a jego podstawą jestjednorodna teoria dyfrakcji. Geometria promienia jest dośćzłożona ze względu na występowanie odbić od powierzchniziemi oraz szeregu odbić i dyfrakcji na ścianach, krawędziachbudynków oraz powierzchni ziemi. Zasadniczą trudnościąw tworzeniu trójwymiarowego modelu jest określenie dokładnegopunktu odbicia na powierzchni i dokładnego punktuugięcia na krawędzi oraz odpowiednich płaszczyzn padania.Jest to konieczne do obliczenia składowych polaryzacji odbitychi ugiętych promieni oraz ich dalszych trajektorii.W każdym punkcie odbicia lub ugięcia użyto systemuwspółrzędnych z „ustalonym promieniem” lub „ustalonej krawędzi”oraz podwójne matryce współczynników odbicia lubugięcia. Dobra zgodność wyników teoretycznych z pomiaramipraktycznymi wskazuje na poprawność metody UTD w modelowaniupropagacji w radiokomunikacji miejskiej.Przykładową geometrię modelu propagacji pokazano narys. 2, gdzie T x oznacza umiejscowienie nadajnika na głównejulicy o szerokości W 1 , a boczna ulica o szerokości W 2 znajdujesię w odległości d 1 od punktu T x .Przy ulicach znajdują się wysokie budynki, których ścianyzgodnie z założeniem, są gładkimi powierzchniami ze średniąprzenikalnością dielektryczną ε i przewodnością σ. Nadajnikumieszczony jest na wysokości h t nad ulicą orazw odległości x o od prawej ściany.Rys. 2. Geometria propagacji faliFig. 2. The geometry of the propagation of the wavesPionowo spolaryzowana antena odbiorcza R x umieszczonajest h r nad powierzchnią ulicy, a jej pozycja przesuniętajest wzdłuż ulicy głównej (obszar widoczności LOS) do ulicybocznej (obszar niewidoczności optycznej OOS). W każdympunkcie obliczono amplitudę i fazę pionowego pola dla określeniamocy sygnału. Na rys. 2. pokazano trzy typowe drogipromienia dla fali docierającej do R x w obszarze niewidoczności.Ilustrują one kilka z prostszych odbić ścianowych, odziemi i ugięć na krawędziach. Całkowite pole przy odbiornikumożna zapisać jako:W równaniu tym pierwszy element reprezentuje tylkozwierciadlane odbicia, gdzie ujemne i dodatnie wartości moznaczają wpływy od obrazów po lewej i prawej stronie ulicygłównej. Parametr n przybiera tylko dodatnie wartości (polewej stronie), ponieważ tylko fala od obrazów z lewej stronygłównej ulicy (oraz m = 0 źródeł) będzie propagować sięw ulicy bocznej, jak na rys. 2. Drugi element wzoru (1) reprezentujefale, które uwzględniają składowe z dyfrakcji z dwóchrogów budynku. Należy tu uwzględnić źródła z (m ≥ 0, n = 0),ponieważ tylko ten układ źródeł będzie promieniował falę padającąna dwa rogi budynku. Obrazy z n > 0 należy wykluczyć,ponieważ reprezentują one fale już propagowanew ulicy bocznej, podczas gdy obrazy z m < 0 (po prawej stronie)nie oświetlają rogów.Współczynnik fazy Θ d (u) można zapisać w następującejpostaci:(1)(2)ELEKTRONIKA 5/2009 11

gdzie: R 0 - jest podwójnym współczynnikiem odbicia zewspółczynnikiem rozszerzania A s , D 0 (u) - jest podwójnymwspółczynnikiem dyfrakcji związanym ze współczynnikamirozszerzania i kolejnych odbić, u, w - są liczbami odbić zwierciadlanychod ścian ulicy głównej, u - jest liczbą odbić zwierciadlanychod ścian ulicy bocznej, G - jest liczbą odbićzwierciadlanych od ziemi.Metoda UTD zakłada, że w punktach odbicia i dyfrakcjiwystępuje fala płaska. To założenie nie zawsze jest prawdziwedla rozpatrywanych częstotliwości i szerokości ulic. Dlategoopracowana została modyfikacja, polegająca nawykorzystaniu modelu fizycznej geometrii propagacji fal i zastosowaniuwzorów występujących w metodzie UTD dlawspółczynników odbić i dyfrakcji fali na narożach. Obliczaniepola wypadkowego dokonuje się metodą superpozycji. W rozpatrywanymmodelu nie została uwzględniona dyfrakcja falina krawędziach dachów oraz odbicia od powierzchni ulic.Efekty te powodują zarówno straty energii fali promieniowanejprzez antenę, zaś z drugiej strony dają wkłady sumacyjne do(3)pola wypadkowego. Ich ogólny wkład jest bardzo trudny dookreślenia. Można przyjąć w przybliżeniu, że oba te efektybędą się rekompensować.Dla tak zmodyfikowanej metody przeprowadzona zostałaanaliza matematyczna konkretnego przykładu i opracowanyalgorytm do obliczania natężenia pola z uwzględnieniem zjawiskodbić i dyfrakcji. Wzajemne usytuowanie stacji nadawczeji odbiorczej, dla której przeprowadzono analizę,przedstawione są na rys. 3.Promienie dowolnej fali odbitej w warstwie (ulicy) o szerokościW 1 (rys. 2) można zapisać w układzie 0XYZ za pomocąogólnych wzorów. (Oś 0Z - prostopadła do ulicy. Nadajnik T xumieszczono na wysokości h Tx )gdzie:(4)(5)(6)(7)x, y, z - współrzędne bieżące należące do zbioru punktówulicy: x p - w 1 ≤ x ≤ x p , ∞ < y < ∞, 0 ≤ z < ∞.Wskaźniki nieparzyste 1 i 3 opisują promienie fali odbitejod prawej strony, zaś wskaźniki parzyste - fale odbite od lewejstrony ulicy.Wskaźnik n numeruje liczbę odbić od danej strony ulicy(prawej lub lewej).Środki kul o promieniu r nlleżą na prostej Z = h Tx , równoległejdo osi 0X i wyznaczają położenie tzw. źródeł pozornych.Promień r opisuje drogę propagacji fali w wolnej przestrzeni.Natężenie pola propagujące się w tej ulicy można zapisaćw postaci:(8)(9)gdzie: w =2pf, w/c = k, r n k = s, P(x,y,z) - punkt wewnątrz ulicy,E n k - pole od n - tego źródła pozornego,- wyraża iloczyn współczynników odbicia fali.W punktach narożnych P g i P d na skrzyżowaniu ulic(rys. 3) następuje zjawisko dyfrakcji fali. Fale dyfrakcyjneo środkach w obu punktach ulegają odbiciom od górnej i dolnejściany ulicy o szerokości W 2 .Promienie dowolnej fali dyfrakcyjnej odbitej w warstwieulicy o szerokości W 2 mają postać:(10)Rys. 3. Droga propagacji fal z uwzględnieniem odbić dyfrakcjikątów padania i kątów azymutu (geometria rozpatrywanegoskrzyżowania)Fig. 3. The path of the propagation of waves with regard to reflection,diffraction, angle of incidence and azimuth angle (the geometryof the considered crossing)y 1 - współrzędna y punktu P d , y 2 = y 1 + w 2 - współrzędna ypunktu P g , gdzie:(11)12 ELEKTRONIKA 5/2009

(12)(13)(14)Wskaźniki 1, 3 opisują fale odbite od górnej strony ulicy,zaś wskaźniki 2, 4 - fale odbite od dolnej strony ulicy. Ponadto,jeżeli odległość poprzecznej ulicy jest mniejsza od (r n k ) max , należyuwzględnić fale odbitą wychodzącą z punktu 0 ’ i propagującąsię bezpośrednio w ulicy o szerokości W 2 . Wartośćpromienia (r n k ) max wyznacza się z warunku: stosunku wartościpola dla (r n k ) max do wartości pola w strefie promieniowania wynosiδ

Rys. 8. Porównanie obliczeń teoretycznych i pomiarów rzeczywistychFig. 8. The comparison of theoretical calculations and real measurementsRys. 5. Główne okno programuFig. 5. The main window of the program.Rys. 9. Widok trasy pomiarowejFig. 9. The view of the measuring-pathRys. 6. Wyznaczone wartości sygnału w zależności od wysokościinstalacji nadajnikaFig. 6. Determination of signal values depending on the height ofthe transmitter installationRys. 7. Wyznaczone wartości sygnału w zależności od szerokościulicy W2Fig. 7. Determination of signal values depending on the width ofthe street W2tem, że w założonym środowisku pomiędzy T x , a R x nie istniejążadne przeszkody. Dlatego też wyżej położony nadajniknie „ułatwia” sygnałowi dotarcia do punktu odbioru. Jednocześniewyżej położony nadajnik powoduje wydłużenie drogipropagacji, a przez to zmniejszenie wartości sygnału.W celu otrzymania bardziej miarodajnej analizy działaniaprogramu dokonano porównania wyników teoretycznychuzyskanych w programie z rzeczywistymi pomiarami. Pomiaryte zostały wykonane w centrum Warszawy przez jednegoz operatorów sieci komórkowej. Środowisko propagacyjne,w którym dokonano zestawienia wyników, jest zbliżone dootoczenia przedstawionego na rys. 4a.Analizując otrzymane wykresy widać wyraźnie, że obliczeniateoretyczne pokazują niższe wartości mocy sygnału wstosunku do danych rzeczywistych. Może to być spowodowanekilkoma uwarunkowaniami, takimi jak: wpływ pobliskichnadajników (pracujących w tym samym/innym systemie),dokładność odwzorowania otoczenia. Ponadto w rzeczywistymśrodowisku do odbiornika dociera nieskończona liczbaskładowych sygnału, które są odbijane, uginane, załamywaneitp. W programie komputerowym zaś liczba ta, choć duża, zawszebędzie ograniczona. Geometria otoczenia nadajnikai odbiornika nie może być traktowana w sposób idealizowanytak, jak to jest w przypadku opracowywania aplikacji. Te orazwiele innych, czynników sprawiają, że pomimo starań otrzymanewyniki nie są i nigdy nie będą identyczne.14 ELEKTRONIKA 5/2009

PodsumowanieModelowanie strat propagacyjnych na obszarach zurbanizowanychjest trudne i wymaga odpowiedniego przygotowaniamerytorycznego. Na terenach tych najbardziej widoczny jestwpływ wielu zjawisk propagacyjnych, który w znacznym stopniumoże zmienić nadawany sygnał. Dlatego też bardzoważne jest ich odpowiednie sklasyfikowanie i uwzględnieniepodczas badań. Najbardziej zmienny wpływ na sygnał majązaniki wielodrogowe, które powodują gwałtowne zmiany sygnałuradiowego. Mają one miejsce, gdy fale płaskie dochodządo odbiornika z wielu kierunków z różnymi fazami, amplitudamii sumują się wektorowo w antenie odbiorczej. Zazwyczaj,poziom obwiedni odebranego sygnału może się wahaćnawet o 30...40 dB na przestrzeni ułamka długości fali. Wielodrogowośćtworzy także dyspersję, ponieważ wiele repliktransmitowanego sygnału propaguje się różnymi drogami,a przez to dociera do odbiornika w różnym czasie.Klasyczna metoda UTD wykorzystuje analizę propagacjifali płaskiej. W pracy dokonano modyfikacji tej metody poprzezanalizę propagacji fali kulistej. Zaproponowana modyfikacjametody UTD pozwala na dokładniejsze wyznaczeniepredykcji pola elektromagnetycznego w dużych aglomeracjachmiejskich. Jednocześnie widoczna jest koniecznośćstworzenia bazy danych o parametrach materiałów używanychw budownictwie.Literatura[1] Webb W.: The Complete Wireless Communications Professional:A Guide for Engineers and Managers. Artech House,1999.[2] Stüber G. L.: Principles of Mobile Communication. KluwerAcademic Publishers, 2000.[3] Vanhoenacker-Janvier D.: Propagation models for wirelessmobile communications. Microwave Lab. UCL, Louvain-laeuve,Belgium.[4] Tummala Dinesh.: Indoor Propagation Modeling at 2.4 GHzfor IEEE 802.11 Networks. Master of Science, grudzień 2005.[5] Rinne Jukka.: COST-231 Path-loss models. Tampere Universityof Technology Institute of Communications Engineering,2003.[6] Parsons D. J.: The mobile radio propagation channel. SecondEdition. John Wiley & Sons, 2000.[7] SPUTNIK: White paper: RF propagation basics, 2004.[8] Crane R. K.: Propagation Handbook for Wireless CommunicationSystem Design. CRC Press, 2003.[9] Andersen J. B., Rapaport T. S., Yoshida S.: Propagation measurementsand models for wireless communications channels.IEEE Communication Magazine, vol. 33, no 1, 1995.[10] Pathak P.H.: Uniform Geometrical Theory Of Diffraction. IEEETransactions on antennas and propagation, vol. 54, no 4,2006.[11] Pathak P.H., Kouyoumjian R.G.: A Uniform GeometricalTheory of Diffraction for an Edge in a Perfectly ConductingSurface. Procedings of the IEEE, vol. 62, no 11, 1974.Dziesięciolecie systemu GMDSS w świetle obradPodkomitetu IMO - COMSARdr hab. inż. JERZY CZAJKOWSKI prof. AM, dr inż. KAROL KORCZAkademia Morska w GdyniMiędzynarodowa Organizacja Morska - IMO (InternationalMaritime Organization), wraz z Międzynarodowym ZwiązkiemTelekomunikacyjnym - ITU (International TelecommunicationUnion) były inicjatorami utworzenia nowego światowego MorskiegoSystemu Łączności Alarmowej i Bezpieczeństwa -GMDSS (Global Maritime Distress and Safety System), którypo siedmioletnim okresie wdrażania, od 1 lutego 1999 r., stałsię obowiązujący w żegludze światowej dla statków podlegającychMiędzynarodowej konwencji o bezpieczeństwieżycia na morzu - SOLAS (International Convention for the Safetyof Life at Sea), tj. o pojemności powyżej 300 ton i statkówpasażerskich w żegludze międzynarodowej.Tak więc obrady Podkomitetu IMO ds. radiokomunikacji, poszukiwańi ratownictwa - COMSAR (COMmunication SearchAnd Rescue), w styczniu 2009 r. w Londynie, miały szczególnycharakter, gdyż mijało 10 lat od chwili wdrożenia systemuGMDSS. Otwierając tegoroczne obrady COMSAR, SekretarzGeneralny Międzynarodowej Organizacji Morskiej stwierdził, iżwprowadzając system GMDSS do pełnego stosowania na morzachi oceanach świata, IMO odniosło olbrzymi sukces, którymoże być uznany za kamień milowy w historii osiągnięć tej organizacji,jak również podnoszenia bezpieczeństwa na morzu.Ogólna charakterystyka systemu GMDSSOgólną koncepcję systemu GMDSS zobrazowano na rys. 1.Według niej ośrodki koordynacji ratownictwa (RCC - RescueCoordination Center) i służba poszukiwania i ratownictwa(SAR - Search and Rescue) oraz statki będące w bliskim zasięguod miejsca katastrofy mają być natychmiast informowaneo wypadku lub katastrofie. W ten sposób zostająstworzone warunki do podjęcia skoordynowanej akcji ratowniczej.Oznacza to, iż wprowadzony system łączności alarmoweji bezpieczeństwa GMDSS zapewnia natychmiastowyodbiór sygnałów i informacji alarmowych nadawanych z dowolnegostatku i miejsca na morzu oraz umożliwia ustanowieniepołączenia radiokomunikacyjnego w celu sprawnegoprzeprowadzania akcji ratowniczej.Tym samym alarmowanie, identyfikacja statku oraz precyzyjneokreślenie jego pozycji musi być natychmiastowei przeprowadzone niezawodnie dla wszystkich rodzajów wypadków,jakie mogą się na morzu wydarzyć. Środki łącznościradiowej muszą umożliwić prowadzenie akcji ratowniczejłącznie z lokalizacją rozbitków oraz koordynacją działań jednostekratowniczych.ELEKTRONIKA 5/2009 15

Rys. 1. Schemat strukturalny systemu GMDSS Fig. 1. Structural diagram of the GMDSS systemSystem GMDSS zapewnia również przekazywanie informacjidla celów pilnych i bezpieczeństwa oraz rozpowszechnianiemorskich informacji bezpieczeństwa (ostrzeżeńnawigacyjnych, meteorologicznych, prognoz pogody), a takżerealizuje radiokomunikację dla celów ogólnych (systemy raportowaniaruchu statków, obsługa pilotowa, łączność z holownikami,łączność prywatna, itp.). W skład systemu GMDSSwchodzą następujące podsystemy [1]:• satelitarny, ruchomy system radiokomunikacyjny INMARSAT,• satelitarny system alarmowania i lokalizacji obiektów w niebezpieczeństwieCOSPAS- SARSAT za pomocą EPIRB,• system cyfrowego selektywnego wywołania DSC, pracującyw pasmach częstotliwości MF, HF i VHF,• system radiotelegrafii dalekopisowej NBDP, stosujący trybypracy ARQ i FEC,• radiotelefonia SSB w pasmach MF i HF,• radiotelefonia FM w paśmie VHF,• systemy transmisji ostrzeżeń nawigacyjnych i meteorologicznychNAVTEX i WWNWS z wykorzystaniem pasmczęstotliwości MF i HF,• satelitarny system wywoływania grupowego statków EGC- do transmisji informacji związanych z bezpieczeństwem,• transpondery radarowe SART - do naprowadzania na rozbitków.Zgodnie z przyjętym założeniem, wszystkie statki pracującew systemie GMDSS, gdy znajdują się w morzu musząbyć wyposażone w takie urządzenia radiowe, które umożliwiająrealizację następujących funkcji [1]:• nadawania sygnałów alarmowych w relacji statek-ląd zapomocą przynajmniej dwóch oddzielnych i niezależnychśrodków, każdy stosujący różny system radiowy,• odbioru sygnałów alarmowych w relacji ląd-statek,• nadawania i odbioru sygnałów alarmowych w relacji statek-statek,• nadawania i odbioru informacji dotyczących koordynacjiposzukiwania i ratowania,• nadawania i odbioru informacji na miejscu wypadku (katastrofy),• nadawania i odbioru sygnałów do lokalizacji,• nadawania i odbioru morskich informacji bezpieczeństwa,• nadawania i odbioru informacji ogólnych (eksploatacyjnych,prywatnych) za pośrednictwem lądowych sieci radiokomunikacyjnych,• nadawania i odbioru informacji pomiędzy statkami (tzw.łączność mostek-mostek).Biorąc pod uwagę, iż różne podsystemy radiowewchodzące w skład GMDSS charakteryzują się indywidualnymiwłaściwościami i ograniczeniami co do zasięgu i rodzajutransmitowanych sygnałów, wprowadzono konieczność wyposażeniastatków w aparaturę radiową w zależności od obszaru,w którym statek się porusza, a nie jak było dotychczas- w zależności od wyporności statku. Obszary te zdefiniowanow następujący sposób [1]:A1 - obszar morski będący w zasięgu przynajmniej jednejstacji nadbrzeżnej VHF, z którego możliwa jest realizacjaciągłej i skutecznej łączności alarmowej za pomocą cyfrowego16 ELEKTRONIKA 5/2009

selektywnego wywołania prowadzonej w kanale 70(156,525 MHz) morskiego pasma VHF (zasięg działania wynosiokoło 20...25 Mm),A2 - obszar morski będący w zasięgu przynajmniej jednejradiotelefonicznej stacji nabrzeżnej MF z wyłączeniem obszaruAl, w którym możliwa jest realizacja ciągłej i skutecznejłączności alarmowej za pomocą cyfrowego selektywnego wywołaniana częstotliwości 2187,5 kHz morskiego pasma MF(zasięg wynosi około 150 Mm),A3 - obszar będący w zasięgu łączności satelitarnej Inmarsatz wyłączeniem akwenów A1 i A2, w którym zapewnionajest ciągła i niezawodna łączność alarmowania,A4 - obszar, który znajduje się poza obszaramiA1,A2 orazA3.Jak wynika z zamieszczonych definicji obszarów nie występująw nich ograniczone zasięgi łączności (w nawiasachpodano jedynie dla orientacji średnią wartość promienia obszarówA1 i A2). Przy ustalonej znormalizowanej mocy nadajnikówstatkowych zasięg w tych obszarach zależyindywidualnie od wysokości usytuowania anten odbiorczychodpowiednich stacji nabrzeżnych. Poza tymi obszarami (czylidla A3 i A4) zasięg za pomocą fal krótkich zależy od zastosowanegopasma częstotliwości i aktualnych warunków propagacyjnychtych fal. Ponadto zasięg w obszarach A2 zależy odstrat propagacyjnych fali przyziemnej nad powierzchnią morza,zdolności odbiornika do wydzielania sygnału od szumu lub interferencjiz falą jonosferyczną. Poziom każdej składowejzmienia się w czasie tak, jak zmieniają się warunki propagacyjnei składowe szumu tj. szum atmosferyczny, galaktycznyi wytwarzany przez człowieka (manmade noise).Muszą być zatem przedsięwzięte stosowne środki, abypoziom sygnału przewyższał poziom szumu dla odpowiedniodługiego czasu. IMO przyjęło warunek, aby łączność za pomocącyfrowego selektywnego wywołania była niezawodnaprzez 99% czasu w ciągu całego roku.Na rysunku 2. przedstawiono szczegółowe dane dotycząceniezbędnego wyposażenia w zależności od obszarówżeglugi.Typowa tematyka obrad PodkomitetuCOMSARPodkomitet COMSAR zajmuje się sprawami radiokomunikacjimorskiej oraz zagadnieniami powiązanymi z akcjami poszukiwaniai ratowania. Do głównej tematyki obrad Podkomitetu,związanej z radiokomunikacją morską, należy [2,3]:1. Światowy Morski System Łączności Alarmowej i Bezpieczeństwa- GMDSS:- sprawy dotyczące Planu Głównego (Master Plan)w systemie GMDSS,- sprawy proceduralne oraz techniczno-operacyjne dotyczącepodsystemów składowych GMDSS,- modyfikacja procedur dotyczących łączności alarmowychi bezpieczeństwa ustanawianych za pomocą systemuCyfrowego Selektywnego Wywołania (DSC),- jednolite kryteria szkolenia oraz egzaminowania naświadectwa operatorów radiowych GMDSS.2. Zagadnienia dotyczące morskich systemów radiokomunikacyjnychwymagających opracowania przez ITU:Rys. 2. Wyposażenie statków w systemie GMDSS w zależności od obszarów pływania (*odbiornik EGC - nie jest wymagany, gdy statekpływa jedynie w obszarach pokrytych przez system NAVTEX)Fig. 2. Ships equipment in GMDSS in accordance with sea areasELEKTRONIKA 5/2009 17

- tematyka morska będąca punktem obrad ŚwiatowejKonferencji Radiokomunikacyjnej WRC,- zagadnienia opracowywane przez Grupę Roboczą ITU5B, dotyczące morskiej służby ruchomej, obejmującerównież Światowy Morski System Łączności Alarmoweji Bezpieczeństwa GMDSS, lotniczej służby ruchomejoraz służby i systemów radionawigacyjnych.3. Systemy satelitarne:- światowy morski system radiokomunikacji satelitarnejInmarsat,- światowy system alarmowania i określania pozycjiCOSPAS-SARSAT.4. Radiokomunikacyjne systemy alarmowania.5. Zagadnienia związane z zakłóceniami i interferencjamiw systemach radiokomunikacyjnych, a także problem generacjifałszywych sygnałów alarmowych.6. Sprawy dotyczące poszukiwania i ratowania rozbitków namorzu, systemy określania pozycji geograficznej miejscakatastrofy oraz systemy naprowadzające na rozbitków,harmonizacja procedur operacyjnych poszukiwania i ratowaniaprzez służby morskie oraz lotnicze.7. Rewizja Konwencji SOLAS oraz Konwencji SAR z punktuwidzenia postępowania z rozbitkami uratowanymina morzu.8. Rozwój morskich systemów radiokomunikacyjnych orazwprowadzenie nowych technologii.9. Rozpatrywanie metod i systemów pozwalających nazwiększenie bezpieczeństwa na morzu.10. Ujednolicenie kryteriów odnośnie instalowania wyposażeniaradiowego GMDSS na statkach morskich podlegającychKonwencji SOLAS.Najistotniejsza tematyka podejmowanaprzez COMSAR w minionej dekadzieCiągły rozwój technologiczny, w tym związany z radiokomunikacjąruchomą, zdobywane podczas wdrażania systemuGMDSS doświadczenie oraz nowe wyzwania stawiane radiokomunikacjimorskiej powodują, iż system jest w sposób ciągłyuaktualniany, a Podkomitet COMSAR oprócz bieżących sprawrozważa coraz to nowe zagadnienia.Sprawy radiokomunikacji morskiejw świetle przepisów ITUW ramach tego zagadnienia Podkomitet zajmuje się tematamipodejmowanymi przez 5. Grupę Studiów ITU-R oraz punktamiporządku obrad Światowej Konferencji RadiokomunikacyjnejWRC ITU, dotyczącymi zakresu działania COMSAR.W odniesieniu do zagadnień, którymi zajmuje się GrupaRobocza 5B ITU (poprzednio Grupa 8B), Podkomitet wyrażaswoją opinię w sprawach modyfikacji lub przyjmowania nowychstandardów dla urządzeń radiowych wykorzystywanychw żegludze morskiej. Nie sposób wymienić wszystkiedziałania Podkomitetu w tym zakresie. W minionej dekadzie,najistotniejsze wzajemne uzgodnienia pomiędzy Grupą Roboczą5B ITU i Podkomitetem COMSAR dotyczyły modyfikacjistandardów dla urządzeń cyfrowego selektywnegowywołania DSC (Digital Selective Caaling) oraz transponderówradarowych SART (Search And Rescue Transponder),a także przyjęcia nowych standardów urządzeńautomatycznej identyfikacji statków AIS (Automatic IdentyficationSystem) i nadajnika AIS dla celów poszukiwania i ratowaniadla jednostek ratunkowych AIS-SART (AIS-Searchand Rescue Transmitter).Z punktu widzenia działalności COMSAR bardzo istotnesą wyniki obrad Światowej Konferencji RadiokomunikacyjnejWRC (Word Radiocommunication Conference), zmieniającejpostanowienia Regulaminu Radiokomunikacyjnego [4]. Wyrazemdużego zainteresowania jest ciągła praca powołanej w2004 roku wspólnej grupy ekspertów ITU/IMO (Joint IMO/ITUExperts Group), przygotowującej wstępne stanowisko IMOodnośnie stosownych punktów porządku obrad kolejnychWRC, w sprawach dotyczących radiokomunikacji morskiej.Aktualnie grupa ta przygotowuje stanowisko IMO, dyskutowanena kolejnych posiedzeniach COMSAR, odnośniepunktów porządku obrad Światowej Konferencji Radiokomunikacyjnej,która ma się odbyć w 2011 r. (WRC’2011). Do najważniejszychpunktów porządku obrad WRC’2011 dotyczącychradiokomunikacji morskiej należą:1.9 przegląd, zgodnie z Uchwałą 351 (zmodyfikowaną podczasWRC’2007), częstotliwości i kanałów Załącznika17 do Regulaminu Radiokomunikacyjnego, pod kątemwprowadzenia do morskiej służby ruchomej nowychtechnologii cyfrowych,1.10 zbadanie wymagań odnośnie przydziału częstotliwościdla radiowych systemów bezpieczeństwa dla stacji statkowychi portowych oraz odnośnych wymagań regulacyjnych.Odnośnie punktu 1.9. Podkomitet uważa, że dla spełnieniawymagań funkcjonalnych łączności w niebezpieczeństwieoraz rozgłaszania morskich informacji bezpieczeństwa MSI(Maritime Safety Information), tj. prognoz pogody, ostrzeżeńnawigacyjnych i meteorologicznych, powinny pozostaćpasma przeznaczone dla radiotelegrafii dalekopisowej NBDP(Narrow Band Direct Painting) i DSC, natomiast pozostałaczęść pasma morskiego w załączniku 17 powinna stać siędostępna dla nowych technologii cyfrowych w morskiejsłużby ruchomej.Punkt 1.10 dotyczy kilku zagadnień. Podkomitet w ramachwspółpracy z grupą roboczą ITU 5B przygotował projekt stanowiskaIMO, aby w przeznaczeniach częstotliwości AIS,oprócz celów poszukiwawczo-ratowniczych uwzględnionoużycie tych częstotliwości do celów bezpieczeństwa nawigacji.Łączność związana z ochroną i transmisją morskich informacjibezpieczeństwa nie jest wyraźnie określona w RegulaminieRadiokomunikacyjnym, a ten rodzaj łączności powinienbyć ujęty w Artykule 33, zatem niezbędna jest interpretacjaArtykułu 33.Podkomitet uznał potrzebę dokonania przeglądu technologii,które mogą wymagać poprawek w Regulaminie Radiokomunikacyjnymi być może nowego przydziału pasmaczęstotliwości. Na przykład, podczas 12. sesji COMSAR(2008 r.), przychylono się do pozostawienia nierozstrzygniętychopcji rozwoju radiowych systemów i technologii VHF dodalszej dyskusji, włączając w to, ale nie ograniczając się do:utrzymania komunikacji głosowej, w miarę możliwościz użyciem kanałów z odstępem 12,5 kHz, wąskopasmowejcyfrowej radiotelefonii i transmisji danych z użyciem odstępumiędzy kanałami 6,25 kHz, szerokopasmowej transmisji danychz użyciem dwóch lub więcej sąsiednich kanałów.Problem fałszywych alarmówOd samego początku działania systemu GMDSS pojawił sięproblem tzw. fałszywego alarmowania, tj. alarmowania nadawanegoprzez jednostki nie będące w sytuacji zagrożenia dlażycia osób, mienia statku czy środowiska naturalnego. Problemten, choć w różnym stopniu, odnosił się do wszystkichśrodków radiokomunikacyjnych realizujących funkcję alarmo-18 ELEKTRONIKA 5/2009

wania w niebezpieczeństwie tzn. cyfrowego selektywnego wywołaniaDSC, radiopław awaryjnych EPIRB oraz systemu ruchomejłączności satelitarnej Inmarsat. Ogólnie rzecz biorącwynikał on ze znacznego uproszczenia funkcji obsługowejumożliwiającej nadanie alarmu (np. w niektórych typach radiopławawaryjnych, do nadania alamowania wystarczyłowyjąć zawleczkę). Wieloletnia, szczegółowa analiza zagadnieniapozwoliła na wytypowanie następujących głównychprzyczyn fałszywego alarmowania [2,5]:• niewłaściwe szkolenie operatorów radiowych,• brak ujednoliconej ekspozycji przycisków (DISTRESSBUTTON) do aktywacji alarmowań,• brak ujednoliconych procedur aktywacji alarmowań,• problemy techniczne urządzeń do nadawania alarmowań.Powyższa sytuacja powodowała, iż praktycznie prawie nakażdej sesji COMSAR, zastanawiano się jak rozwiązać problemfałszywych alarmów. Wynikiem tych dyskusji było podjęciewielu decyzji, których celem było ograniczenie liczbyfałszywych alarmów.Do najistotniejszych działań, które poprawiały zaistniałąsytuację należy zaliczyć [2]:• przyjęcie okólników pt.: Środki zmniejszające liczbę fałszywychalarmów oraz Wyjaśnienie pewnych wymagań w standardacheksploatacyjnych IMO dla urządzeń GMDSS,• przyjęcie uchwały Zgromadzenia IMO pt. Przewodnik unikaniafałszywych alarmów w niebezpieczeństwie,• wprowadzenie do Rozdziału IV Konwencji SOLAS wymogucorocznego, serwisowego sprawdzenia radiopław awaryjnychEPIRB,• przyjęcie okólnika pt. Przewodnik alarmowania w niebezpieczeństwie,zawierającego diagram postępowania w sytuacjachalarmowych.Usługi satelitarneUznając potrzebę liberalizacji rynku radiokomunikacyjnegoPodkomitet COMSAR na 4. sesji w 1999 r. przyjął projektUchwały Zgromadzenia IMO nt. kryteriów dla świadczeniausług przez morskie satelitarne systemy komunikacyjnew GMDSS. Uchwała ta, po zatwierdzeniu przez 21. ZgromadzenieIMO otrzymała numer A.888. Podaje ona w dodatku,kryteria jakie musi spełnić satelitarny system komunikacyjnyi naziemna stacja brzegowa, aby móc uczestniczyć w systemieGMDSS. Jako jeden z podstawowych warunków, przyjęto zapewnieniepriorytetowości łączności w niebezpieczeństwiei dla zapewnienia bezpieczeństwa. Należy zauważyć, iż w momencierozpoczęcia wprowadzania systemu GMDSS w 1992roku, jedynym satelitarnym systemem komunikacyjnym byłsystem Inmarsat (rys. 1). W związku z rozszerzeniem wymagańjakie musi spełnić satelitarny system komunikacyjny, abymógł uczestniczyć w systemie GMDSS, w 2008 roku przyjętonową Uchwałę Zgromadzenia IMO w tej sprawie, która otrzymałanumer A.1001.Radiowe systemy ochrony statków i portówPo zamachach terrorystycznych w Nowym Jorku w listopadzie2001 r., Podkomitet COMSAR jak i inne podkomitetyIMO, przyspieszyły prace nad systemami ochrony przed aktamiterroryzmu zarówno statków morskich, jak i portów orazśrodowiska naturalnego. W wyniku bardzo intensywnych pracpowstały dwa systemy, w które obecnie musi być wyposażonykażdy statek pełnomorski:• Alarmowy system ochrony statku SSAS (Ship SecurityAlert System),Rys. 3. Ilustracja architektury systemu LRITFig. 3. Illustration of the LRIT system architectureELEKTRONIKA 5/2009 19

• System dalekosiężnej identyfikacji i śledzenia statków LRIT(Long-Range Identification and Tracking of ships).Choć powyższe systemy nie stanowią obecnie elementówskładowych systemu GMDSS, w sposób bezpośredni korzystająz jego środków komunikacyjnych. System SSAS stanowiobowiązkowe wyposażenie statków pełnomorskich od2004 r. Założenia pracy systemu SSAS są stosunkowo proste.Urządzenie SSAS zainstalowane na statku w ukrytymmiejscu, pozwala w sposób tajny zaalarmować stosowną instytucjęna lądzie, np. Ratownicze Centrum KoordynacyjneRCC (Rescue Coordination Centre), że statek został zaatakowanyprzez piratów. Wysłanie tej alarmowej wiadomości niemoże być słyszalne, a sama wiadomość nie może być odebranaprzez żaden inny statek lub załogę na pokładzie statku,gdyż mogłoby to spowodować dodatkowe niebezpieczeństwoi wrogość atakujących.Wysłanie wiadomości jest aktywowane przez proste wciśnięcieprzycisku, po czym wiadomość przez statkowy terminalsystemu łączności satelitarnej Inmarsat, automatycznieprzesłana jest do właściwej instytucji na lądzie, pozwalając napodjęcie stosownych działań. Wiadomość przesyłana w systemieSSAS jest stosunkowo prosta i zawiera jedynie identyfikacjęstatku oraz jego pozycję pochodzącą z wbudowanegoodbiornika Światowego systemu nawigacji satelitarnej GNSS(Globar Navigational Satellite System).Dużo bardziej złożonym, pod wieloma względami jest systemLRIT. Stanowi on obowiązkowe wyposażenie statkówpełnomorskich od 1 stycznia 2009 r. (choć praktyczne wprowadzeniesystemu będzie opóźnione). Jest to ogólnoświatowysystem umożliwiający identyfikację i śledzenie statków morskichna podstawie wysyłanych przez nie komunikatów. Komunikatyte, nadawane automatycznie co 6 godz. zawierająnastępujące dane [2]:• identyfikację statku,• pozycję geograficzną statku (z odbiornika GNSS),• datę i czas określenia pozycji.Dodatkowo, komunikaty LRIT mogą być przesyłane w trybieodzewowym na żądanie upoważnionych odbiorców lądowych.Państwa nadbrzeżne mają prawo uzyskiwania tychkomunikatów od wszystkich statków znajdujących się w odległoścido 1000 mil morskich od ich wybrzeży.Zgodnie z przyjętymi zaleceniami [2] system LRIT składasię z następujących głównych elementów (rys. 3):• urządzeń statkowych zapewniających transmisję danych,• dostawców usług aplikacyjnych ASP (Application ServiceProvider),• dostawców usług radiokomunikacyjnych CSP (CommunicationService Provider),• Narodowych, Regionalnych lub Współpracujących orazMiędzynarodowych Baz Danych (National, Regional or Cooperativeand International Data Bases) zwanych centramidanych LRIT (LRIT Data Centres),• międzynarodowego centrum wymiany danych IDE (InternationalData Exchange),• planu dystrybucji danych DDP (Data Distribution Plan) - zaakceptowanegoprzez IMO,• koordynatora systemu (System Co-ordinator),• użytkowników systemu (Data Users).Komunikat LRIT wysłany przez statek jest przekazywanydo dostawcy usług aplikacyjnych (ASP) z wykorzystaniem infrastrukturyradiokomunikacyjnej, zapewnianej przez dostawcęusług radiokomunikacyjnych (CSP). Zadaniem ASP jest identyfikacjajednostki pływającej przesyłającej komunikat i zapewnienie(za pomocą stosownego oprogramowania) przekazaniadanych do odpowiedniej bazy danych systemu LRIT. Baza danychprzechowuje komunikaty odebrane ze statków, a po przeprowadzeniuanalizy danych zawartych w komunikacie orazsprawdzeniu wytycznych zawartych w planie dystrybucji danychLRIT (DDP) określa odbiorców (użytkowników systemu)i przekazuje im dane statku. Użytkownikami systemu mogąbyć: administracja morska państwa bandery statku, państwanadbrzeżne, państwo portu docelowego i Morskie RatowniczeCentra Koordynacyjne MRCC (Maritime Rescue Co-ordinationCentre). Dane o statkach z baz danych, innych niżbaza z którą współpracuje dane państwo można uzyskaćprzez międzynarodowe centrum wymiany danych (IDE).Kontrolę nad działaniem systemu LRIT z upoważnieniaIMO, sprawuje Międzynarodowa Organizacja RuchomejŁączności Satelitarnej IMSO (International Mobile Satellite Organization).Obszary NAVAREA/METAREAJedną z podstawowych funkcji realizowanych przez systemGMDSS jest nadawanie ze strony lądu i odbiór przez statkiMorskich Informacji Bezpieczeństwa MSI (Maritime Safety Information).W ramach MSI przekazywane są:• pilne ostrzeżenia nawigacyjne,• ostrzeżenia meteorologiczne,• prognozy pogody,• pośrednie alarmowania w niebezpieczeństwie,• inne informacje dla statków.Systemy radiowe przeznaczone do międzynarodowegorozgłaszania MSI podane są w Międzynarodowej konwencjio bezpieczeństwie życia na morzu - Konwencji SOLASi obejmują [1]:• system NAVTEX - jednoczęstotliwościowy systemrozgłaszania z podziałem czasowym, odbiorem automatycznymi możliwością selekcji oraz odrzucenia wiadomości.Zakres wykorzystania systemu NAVTEX jest regulowanyw Poradniku systemu NAVTEX wydawanym przez IMO,• międzynarodowy serwis SafetyNET - dedykowany, satelitarnysystem rozgłaszania z odbiorem automatycznymi możliwością selekcji oraz odrzucenia wiadomości; zakreswykorzystania serwisu SafetyNET jest regulowany w Międzynarodowymporadniku serwisu SafetyNET wydawanymprzez IMO.Uznając potrzebę koordynacji międzynarodowej siecirozgłaszającej MSI, Międzynarodowa Organizacja HydrograficznaIHO (International Hydrographic Organization), MiędzynarodowaOrganizacja Meteorologiczna WMO (WorldMeteorological Organization) oraz IMO podzieliły wszystkiemorza i oceany na obszary geograficzne, tzw. obszary NA-VAREA/METAREA.Za rozgłaszanie MSI w danym obszarze NAVAREA/ME-TAREA odpowiada koordynator. Do obowiązków koordynatoranależy m.in. [2]:• pozyskiwanie informacji na temat wszelkich zdarzeń, któremogłyby pogarszać bezpieczeństwo nawigacji w jego obszarze,• przygotowywanie ostrzeżeń zgodnie z wspólnym poradnikiemIMO/IHO/WMO nt. standaryzacji MSI,• przekazywanie do rozgłoszenia i nadzorowanie transmisjiostrzeżeń,• informowanie o ostrzeżeniach, które straciły ważność,• działanie jako centralny punkt kontaktowy dla sprawzwiązanych z ostrzeżeniami dla jego obszaru.Stały rozwój gospodarczy i technologiczny oraz zmianyklimatyczne powodują, iż potencjalna liczba, a zatem znaczenieostrzeżeń rośnie. Powiększa się również obszar pływa-20 ELEKTRONIKA 5/2009

nia morskich jednostek oceanicznych. Powyższe czynnikispowodowały, iż od kilku lat prowadzone były przez podkomitetCOMSAR prace, przy współudziale IHO i WMO, zmierzającedo poprawy organizacji i koordynacji zagadnieńzwiązanych z przekazywaniem MSI, a tym samym bezpieczeństwemżycia na morzu. Wyrazem tego aktywnegowspółdziałania jest niedawna decyzja COMSAR o rozszerzeniuobszaru geograficznego objętego rozgłaszaniem MSIo nowe pięć obszarów NAVAREA/METAREA, pokrywającychcoraz śmielej wykorzystywane w żegludze morskiej obszaryarktyczne - obszary XVII - XXI (rys. 4) [2].Strategia e-nawigacjiW procesie eksploatacji statków morskich wykorzystuje sięwiele urządzeń i systemów. Szybki rozwój technologicznyw zakresie elektroniki, radiokomunikacji i informatyki inspirujepojawianie się coraz to nowych propozycji zmian tychurządzeń i systemów. Uwzględniając powyższe, w 2006 r.kilka państw zgłosiło na forum Komitetu bezpieczeństwa namorzu IMO - MSC (Maritime Safety Committee) propozycjęprzygotowania wizji szerokiej strategii włączenia nowych technologiiw sposób strukturalny, z zapewnieniem ich zgodnościz już istniejącymi różnymi technologiami nawigacyjnymi i komunikacyjnymioraz usługami. Nadrzędnym celem tej strategiimiałaby być poprawa efektywności, bezpieczeństwai zmniejszenie kosztów całego systemu, zapewniającego globalnepokrycie oraz mającego zastosowanie dla wszystkichtypów statków morskich [2,6].W odpowiedzi na tą propozycję, MSC podjęło decyzję o rozpoczęciuprac nad tematem: Przygotowanie strategii e-nawigacji,w których aktywnie uczestniczył podkomitet COMSAR.W pracach nad strategią e-nawigacji przyjęto jako podstawowezałożenie, że potencjalny system powinien być rozwijanyw funkcji oczekiwań jego użytkowników (na statku i nalądzie), a nie możliwości technicznych aktualnie dostępnychtechnologii informacyjnych i systemów radiokomunikacyjnych.Po dyskusjach przyjęto następującą definicję koncepcjie-nawigacji [2]:„E-nawigacja jest zharmonizowanym zbieraniem, integracją,wymianą, prezentacją i analizą morskich informacji nastatkach i lądzie za pomocą środków elektronicznych, poprawiającychnawigację od portu do portu i powiązane serwisybezpieczeństwa oraz ochronę na morzu, a także ochronę środowiskanaturalnego.” Zgodnie z tą definicją, zadaniem e-nawigacjima być spełnienie obecnych i przyszłych potrzebużytkowników, poprzez harmonijne współdziałanie morskichsystemów nawigacyjnych oraz wspierających je serwisówlądowych. Natomiast celem nadrzędnym - poprawa bezpieczeństwanawigacji i redukcja szeroko rozumianych błędów,w tym powodowanych przez człowieka.Ogólna koncepcja strategii e-nawigacji została przyjęta na85. sesji Komitetu bezpieczeństwa na morzu IMO (MSC)w grudniu 2008 r. Konsekwencją tej decyzji było wprowadzeniedo programu pracy podkomitetu COMSAR nowego tematuPrzygotowanie planu implementacji strategii e-nawigacji, zawierającegoplan czasowy wdrożenia projektu. Zgodnie z planemczasowym w 2012 r. powinno nastąpić rozpoczęcieRys. 4. Obszary NAVAREA/METAREA dla rozgłaszania MSI w ramach GMDSS [2]Fig. 4. NAVAREA/METAREA areas for MSI broadcasting in GMDSSELEKTRONIKA 5/2009 21

wdrożenia Planu implementacji strategii e-nawigacji [2]. Powyższeplany pokazują śmiałość działań podejmowanychprzez Międzynarodową Organizację Morską oraz złożoność,rozmiar i ogrom prac związanych z wdrożeniem koncepcjimorskiej e-nawigacji, w której szczególną rolę mają odegraćnowoczesne systemy informacyjne i radiokomunikacyjne [6].Poza omówionymi wyżej najistotniejszymi zagadnieniami podejmowanymiprzez COMSAR w minionej dekadzie, Podkomitetpodejmował też wiele decyzji szczegółowych. Donajważniejszych z nich należy zaliczyć decyzje o:• zakończeniu pracy serwisu radiopław awaryjnych systemuInmarsat-E (od 1.12.2006 r.),• zakończeniu pracy analogowego standardu ruchomej morskiejłączności satelitarnej Inmarsat-A (od 1.01.2008 r.),• wycofaniu częstotliwości 121,5 MHz z satelitarnego serwisualarmowania COSPAS/SARSAT (od 1.02.2009 r.).PodsumowaniePo dziesięciu latach od pełnego wprowadzenia systemuGMDSS należy uznać jego wielką rolę w zwiększeniu bezpieczeństwaradiowego na morzu. Tym niemniej szybki rozwójtechnologiczny urządzeń i systemów informatycznych oraz komunikacyjnychw minionej dekadzie, zmuszają do ponownegospojrzenia na rolę radiokomunikacji morskiej w zintegrowanymstatkowym systemie nawigacyjno-komunikacyjnym.Problem modernizacji systemu GMDSS był rozpatrywany naostatniej sesji Podkomitetu COMSAR, która miała miejscew styczniu tego roku w Londynie. Jako wynik prowadzonych dyskusjiuznano, iż problem ten jest bardzo istotny i powinien zostaćpodjęty bardzo szybko. Należy jednak pamiętać o tym, iż wszelkiemodyfikacje systemu GMDSS prowadzą również do zmianrozdziału IV Konwencji SOLAS. Tak więc wpierw należałobystworzyć właściwie przygotowany plan prac modyfikujących zarównoGMDSS, jak i stosowne przepisy Konwencji SOLAS [2].Takie podejście, zapewniające postęp prac modernizacyjnych,zapewni jednocześnie ciągłą integralność systemu GMDSS.W kontekście przedstawionych w artykule planowanychdziałań Podkomitetu w najbliższej perspektywie, wydaje się celowymskoordynowanie prac nad modernizacją systemu GMDSSz realizowaną już, a przedstawioną wyżej strategią e-nawigacji.Literatura[1] Międzynarodowa konwencja o bezpieczeństwie życia namorzu - Konwencja SOLAS (International Convention for theSafety of Life at Sea). Tekst jednolity, Polski Rejestr Statków,Gdańsk 2006.[2] Raporty z obrad sesji 4 - 13 Podkomitetu IMO ds. radiokomunikacji,poszukiwań i ratownictwa - COMSAR (Sub-Committee onRadiocommunications, Search and Rescue). IMO, Londyn, lata1999-2009.[3] Czajkowski J., Korcz K.: Obrady Podkomitetu COMSAR MiędzynarodowejOrganizacji Morskiej. BIULETYN Urzędu RegulacjiTelekomunikacji i Poczty, nr 3(6), Warszawa, 2003.[4] Czajkowski J., Korcz K.: Światowa Konferencja Radiokomunikacyjna2007 i ustalenia końcowe w odniesieniu do radiokomunikacjimorskiej. Elektronika, nr 5, 2008.[5] Czajkowski J., Korcz K.: The Problem of Generating False AlertSignals with Help of Digital Selective Calling-DSC in the GMDSSSystem. International Wrocław Symposium on ElectromagneticCompatybility - EMC, Wrocław, 2000.[6] Korcz K.: GMDSS as a Data Communication Network for E-Navigation.7th International Symposium on Marine Navigation andSafety of Sea Transportation, TransNav’2007, Gdynia MaritimeUniversity, 2007.22 ELEKTRONIKA 5/2009

Zaawansowane technologie dla półprzewodnikowejoptoelektroniki podczerwieni -Projekt Badawczy Zamawianyprof. dr hab. MACIEJ BUGAJSKIInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaOptoelektronika należy do najbardziej dynamicznie rozwijającychsię dziedzin techniki w Europie i na świecie. Na podstawiebadań rynkowych stwierdzono, że firmy europejskiedziałające w tym sektorze wytworzyły w 2007 r. zaawansowanetechnologicznie produkty wartości ponad 200 mld Euro i zatrudniałyponad milion pracowników. Znaczący, gwałtownierosnący w ostatnich latach udział w tym rynku ma optoelektronikapodczerwieni. Wyniki prac badawczych i rozwojowych orazinnowacje w dziedzinie optoelektroniki podczerwieni wspomagająważne rynkowe dziedziny techniki: łączność, komunikację,zdalny monitoring i przesyłanie danych, produkcjęprzemysłową z wykorzystaniem urządzeń laserowych ochronęzdrowia, bezpieczeństwo i ochronę środowiska.Rezultaty tych prac w zasadniczy sposób decydują o możliwościachrozwojowych nowoczesnych systemów uzbrojeniaoraz nowoczesnej aparatury badawczej i diagnostycznej.Optoelektronika wraz z klasyczną elektroniką i technologiamiinformacyjnymi są obecnie podstawowymi nośnikami postępuw technice.Polska nauka ma znaczny dorobek w dziedzinie optoelektroniki,jednakże w większości przypadków nie posiada on znaczeniaaplikacyjnego lub rynkowego. Dla zmiany istniejącejsytuacji, a w konsekwencji dla podniesienia konkurencyjnościkrajowych przedsiębiorstw i stworzenia możliwości powstawanianowych, konieczna jest mobilizacja wysiłków krajowychplacówek naukowych, działających w obszarze optoelektronikina właściwie wybranych zagadnieniach badawczych, charakteryzującychsię wysokim stopniem innowacyjności, a jednocześniedobrze powiązanych z wcześniejszymi osiągnięciamii dostępną w kraju bazą technologiczną. Takie warunki spełniaoptoelektronika podczerwieni, która ma szansę stać się polskąspecjalnością i która może zapewnić stabilną pozycję naeuropejskim rynku nauki i przemysłu wysokich technologii.Projekt wykorzystuje istniejący w kraju potencjał badawczyi wytwórczy, a w szczególnie w dziedzinie detektorów podczerwienii proponuje jakościowy krok naprzód - opracowanienowych, kwantowych przyrządów optoelektronicznych i systemówje wykorzystujących. Ma on charakter multidyscyplinarny.Lista uczestników projektu zawiera instytuty badawcze,ośrodki akademickie i przedsiębiorstwa działające w branżyoptoelektronicznej.Podstawowe grupy tematyczne wchodzące w zakres projektuobejmują zagadnienia o charakterze podstawowym (P)jak i aplikacyjnym (A):1. kwantowe lasery kaskadowe ze związków GaAs/AlGaAsi InP/InAlAs (P),2. struktury antymonkowe dla optoelektroniki podczerwieni (P),3. niechłodzone detektory podczerwieni (A),4. systemy i urządzenia pomiarowe działające w obszarześredniej i dalszej podczerwieni (A).Podstawowe kryteria ekonomiczne uzasadniające podjecieproponowanych badań to realna możliwość wdrożeń wynikówprojektu w krajowych przedsiębiorstwach działającychw obszarze wysokich technologii. Daje to możliwość ich rozwojui stworzenia nowych miejsc pracy, wzrost konkurencyjnościkrajowych zespołów badawczych na europejskim rynkubadawczym oraz zwiększenie możliwości pozyskiwania środkówna badania z projektów europejskich.Projekt spełnia ważne kryteria społeczne. Źródła promieniowaniai detektory opracowane w ramach jego realizacjiznajdą główne zastosowania w ochronie środowiska, przemyśle,medycynie, co bezpośrednio przekłada się na takiewartości jak: czyste powietrze, czyste środowisko pracy, nieinwazyjnadiagnostyka i komfort pacjenta.Problemy naukowo-badawcze rozwiązywane w projekciesą jednoznacznie zorientowane na aplikacje i w perspektywiepowinny doprowadzić do rozwoju zaawansowanych technologii,wytwarzania podzespołów do urządzeń i systemów stosowanychw przemyśle, ochronie środowiska, medycyniei technice militarnej. Wykorzystując badania laboratoryjne modeli,a następnie prototypów urządzeń oraz na podstawieopracowanej dokumentacji konstrukcyjnej i technologicznej,przewiduje się wdrożenie i uruchomienie produkcji systemówdetekcji wybranych zanieczyszczeń atmosfery, systemówostrzegających oraz systemów analizy spektralnej.Podstawowe grupy tematycznewchodzące w zakres projektuKwantowe lasery kaskadowe QCLKluczowym dla realizacji całego projektu zagadnieniem jestopracowanie nowych źródeł promieniowania laserowegow obszarze średniej i dalszej podczerwieni - kwantowych laserówkaskadowych (QCL). Kwantowe lasery kaskadoweRys. 1. Przykładowy diagram pasmowy lasera kaskadowego napasmo 9,4 µm. Przejście laserowe zachodzi pomiędzy poziomamiE3 i E2 w układzie studni kwantowych w paśmie przewodnictwa.Pokazano kwadraty modułu odpowiednich funkcji falowychFig. 1. Band diagram of quantum cascade laser for 9.4 µm band.The laser transition takes place between E3 and E2 levels withinconduction band quantum well structure. Shown are moduli squaredwavefunctions24 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 2. Zakresy długości fal w obszarze bliskiej, średniej i dalszejpodczerwieni, generowanych przez lasery różnych typów z zaznaczeniemobszarów w których brak jest laserów pracujących na faliciągłej (CW)Fig. 2. Wavelength ranges in infrared region, generated by differenttypes of cascade lasers. Indicated are regions for which no CWemission was observedstanowią nową klasę unipolarnych laserów półprzewodnikowychktórych działanie bazuje na przejściach wewnątrzpasmowych(rys. 1). W odróżnieniu od klasycznych laserówpółprzewodnikowych, wykorzystujących przejścia międzypasmowe,długość fali emitowanego przez nie promieniowaniapraktycznie nie zależy od materiału z którego sąwykonane, a jedynie od geometrii jam kwantowych stanowiącychich obszar czynny. Pozwala to na pokrycie szerokiegospektrum, długości fal od bliskiej poprzez średnią dodalekiej podczerwieni za pomocą struktur wytwarzanych nabazie GaAs i InP, materiałów których technologia jest doskonaleopanowana. Kaskadowa natura generacji promieniowaniapozwala na powielanie fotonów i potencjalnieumożliwia uzyskiwanie mocy przekraczających te, które generowanesą w laserach bipolarnych. Obecność tylko jednegorodzaju nośników (elektronów) eliminuje większośćniekorzystnych procesów rekombinacji niepromienistej. Listęzalet laserów kaskadowych zamyka ich subpikosekundowaszybkość działania, wynikająca z ultraszybkiej dynamikiprzejść wewnątrzpasmowych. Lasery kaskadowe są idealnymźródłem promieniowania w układach detekcji zanieczyszczeńgazowych, spektroskopii molekularnej i systemachtelekomunikacji w swobodnej przestrzeni. Można równieżmyśleć o ich zastosowaniach w medycynie do wykrywaniaskażeń i substancji biologicznych.Lasery kaskadowe wykorzystują kwantowe efekty rozmiarowewystępujące w heterostrukturach półprzewodnikowych.Heterostruktury te, składające się nawet z kilkusetwarstw pozwalają na emisję promieniowania, którego energianie zależy bezpośrednio od materiału z którego zostały wykonane,ale od układu i grubości warstw. Wytworzenie heterostrukturepitaksjalnych ze związków InGaAs/AlGaAs napodłożu z InP i GaAs/AlGaAs na podłożu z GaAs pozwala nastymulowaną emisję promieniowania w zakresie od 3,4 µm,aż do ultra dalekiej podczerwieni - zakresu emisji teraherzowej~100 µm (rys. 2).Celem badań podjętych w projekcie jest opracowanietechnologii wytwarzania kwantowych laserów kaskadowychdziałających w zakresie średniej podczerwieni 5...12 µm. Obszarśredniej podczerwieni jest niezwykle ważny w spektroskopiimolekularnej. Wynika to z faktu, iż w obszarze tymwystępują linie absorpcyjne większości molekuł (CO, NO,NH 3 ...), których detekcja jest bardzo ważna w medycynie,przemyśle chemicznym, maszynowym, w ochronie środowiska,zastosowaniach wojskowych i innych. Użycie fali świetlnejw zakresie 5...12 µm pozwala na detekcję z czułościąppbv (parts per billion in volume, tzn. 1/10 9 ). Efektem realizowanychprac będą lasery kaskadowe gotowe do użyciaw spektroskopowych układach detekcji gazów. Lasery zostanązmontowane w hermetycznej obudowie z dwustopniowąchłodziarką Peltiera, umożliwiającą pracę urządzeniabez chłodzenia kriogenicznego i będą wyposażone w dedykowanyzasilacz, umożliwiający pracę w reżimie impulsowym.W pracach nad laserami kaskadowymi wykorzystywanabędzie epitaksja z wiązek molekularnych (MBE). Celembadań technologicznych jest opanowanie technik wytwarzaniaw sposób powtarzalny i całkowicie kontrolowany heterostrukturo zadanych parametrach, tzn. o ściśle kontrolowanymskładzie chemicznym i zadanych grubościach warstw. Nie jestto zadanie łatwe, ponieważ wymagane grubości dla wieluwarstw są zaledwie kilkunanometrowe (1...5 nm). Wymuszakontrole wzrostu z dokładnością do pojedynczej monowarstwyatomowej w wielogodzinnym procesie.Wynikiem realizacji projektu będzie również opracowaniemetodologii i odpowiednich narzędzi projektowania laserówkaskadowych na zadaną długość fali, co stworzy podstawędo elastycznego reagowania na potrzeby rynku w tym zakresie.Lasery kaskadowe są produktem niszowym, wymagającymspecjalistycznego know how i jako takie stanowiąidealne pole do działania dla małych firm ściśle związanychz ośrodkami badawczymi.Detektory podczerwieni z supersieciInAs/Ga 1-x In x SbObecnie dominującym materiałem w technologii detektorówśredniej podczerwieni jest HgCdTe. Jednak HgCdTe charakteryzujesię słabym wiązaniem rtęci w sieci krystalicznej.W konsekwencji prowadzi to do niestabilności sieciowej i powierzchniowejzwiązku oraz przyśpieszonej degradacji detektorówpodczerwieni, konstruowanych z HgCdTe. Wadyroztworu stałego z HgCdTe, jako materiału do konstrukcji detektorówpodczerwieni, ujawniają się szczególnie w długofalowymzakresie widmowym. Okazuje się, że małe fluktuacjeskładu powodują duże fluktuacje w długofalowej granicyczułości, a w konsekwencji duże trudności w uzyskiwaniu jednorodnychmatryc detektorów zakresu 12...14 µm. Na skutekniejednorodności składu następuje znaczna degradacja rozdzielczościtemperaturowej matryc. Z tego powodu oddłuższego czasu wśród związków grupy A III B V poszukiwanoodpowiedniego półprzewodnika do detekcji promieniowaniapodczerwonego, a szczególnie w długofalowym zakresiewidma podczerwieni.Z grupy tych związków A III B V najbardziej perspektywicznymnowym materiałem do konstrukcji detektorów podczerwienisą naprężone supersieci InAs/Ga 1-x In x Sb. Pod pewnymiwzględami właściwości fizyczne supersieci są bardziej optymalnew konstrukcji detektorów, niż właściwości HgCdTe. Ichwspółczynniki pochłaniania są porównywalne do mierzonychw HgCdTe. Masy efektywne nośników w supersieci są większeniż w HgCdTe, co ogranicza składowe prądów tunelowychw fotodiodach. Struktura pasmowa supersieci umożliwia bardziejefektywne dławienie rekombinacji Augera nośników, cowpływa na zwiększenie czasu życia nośników i polepszenieosiągów fotodiod (wydajności kwantowej, iloczynu R o A).Obecnie stan zaawansowania technologii supersieci pozwalana skonstruowanie fotodiod z InAs/GaInSb o osiągach porównywalnychz uzyskiwanymi dla fotodiod z HgCdTe.Z supersieci InAs/GaInSb można również konstruowaćwielospektralne matryce detektorów stanowiące trzecią generacjędetektorów podczerwieni. Szczególnie interesującesą wielospektralne matryce pracujące w dalszej podczerwieni,ELEKTRONIKA 5/2009 25

gdzie jak zaznaczono wcześniej, są duże trudności z uzyskaniemjednorodnego materiału z HgCdTe. Większa jednorodnośćskładu supersieci może rozstrzygnąć o ich znaczeniuw zakresie długofalowym podczerwieni.Technologia otrzymywania supersieci InAs/GaInSb jest wewstępnej fazie rozwoju. Główne trudności związane są z dopracowaniemtechnologii ich otrzymywania, processingiem detektorów,przygotowaniem podłoży do epitaksji i pasywacjądetektorów. Jednak potencjalne znaczenie supersieci InAs/Ga-InSb jest duże, co w przyszłości może spowodować dominacjętego związku w konstrukcji detektorów podczerwieniszczególnie w zakresie dalszej podczerwieni. Należy równieżzaznaczyć, że detektory z supersieci InAs/GaInSb z powodzeniemmogą być stosowane w produkcji niechłodzonych detektorówpodczerwieni. Eksperymentalnie wykazano, że ichparametry przewyższają te uzyskane dla HgCdTe.Technologie heterostruktur GaInAsSb/AlGaSbi lasery na pasmo 2...3 µmCelem badań jest opracowanie technologii wytwarzania metodąMOCVD warstw związków poczwórnych InGaAsSb orazAlGaAsSb na podłożach GaSb oraz wykorzystanie tej technologiido opracowania i wykonania laserów krawędziowych,emitujących w zakresie 2...3 µm. Wymienione lasery będąnajprawdopodobniej wkrótce podstawowymi laserami półprzewodnikowymizdolnymi do emisji w pobliżu 2,5 µm w trybieCW w temperaturze pokojowej. Dostępne obecnie lasery wypełniająceten zakres widmowy są najczęściej laserami barwnikowymi,są kłopotliwe w zastosowaniach i charakteryzująsię niską stabilnością.Technologia MOCVD stanowi obok technologii MBE metodęepitaksji, wykorzystywaną do wytwarzania heterostrukturi laserów z antymonem. Metoda ta natrafia w przypadku rozważanychheterostruktur na wiele problemów niespotykanychprzy epitaksji innych związków III-V. Problemami tymi są: brakmożliwości skorzystania z SbH 3 jako nośnika antymonu, bardzoniskie ciśnienie par nasyconych antymonu, niskie temperaturytopnienia, separacja faz w warunkach wzrostu i brakpółizolacyjnych podłoży GaSb. Problemy powyższe nie stanowiąbarier nie do pokonania i jakkolwiek technika MBE zdobyław tej dziedzinie przewagę, to doniesienia o wydajnychlaserach InGaAsSb/AlGaAsSb/GaSb wykonywanych z wykorzystaniemMOCVD, są od kilku lat obecne. Pozostałe technologieoprócz epitaksji biorące udział w wytwarzaniu laserówsą w przypadku laserów InGaAsSb/AlGaAsSb metodami standardowymi.Problematyka wykonania przyrządów nie spotykasię w tym obszarze z trudnościami specyficznymi. Celemszczególnym badań w tym zakresie jest więc praktyczne pokonanietrudności epitaksji MOCVD związków z antymonemi opracowanie prototypów laserów na pasmo 2...3 µmNiechłodzone detektory podczerwieniRys. 3. Przykłady produkowanych obecnie detektorów średniej idalekiej podczerwieniFig. 3. Examples of mid- and far-infrared detectors produced byVigo SystemsPrace dotyczą zaawansowanych fotodetektorów bliskiej, średnieji dalekiej podczerwieni ze związków rtęci II-VI, pracującychbez chłodzenia kriogenicznego. Bazę wyjściową stanowią nowatorskiekonstrukcje przyrządów fotoelektrycznych rozwijanew Vigo Systems, wykorzystujące złożone heterostrukturyz Hg 1-x Cd x Te o trójwymiarowej architekturze przerwy energetycznej.W takim przyrządzie integrowane są funkcje optyczne(koncentracja promieniowania) i fototoelektryczne (dławienieszumogennej generacji termicznej, optyczna generacja nośnikówi zbieranie sygnału oraz w niektórych przyrządach, takżewewnętrzne wzmocnienie). Przyrządy takie osiągają dobre parametrybez chłodzenia kriogenicznego, co stanowi istotną przewagękonkurencyjną w stosunku do przyrządów dostępnych narynku. Obecnie produkuje się kilkadziesiąt typów detektorówśredniej i dalekiej podczerwieni, fotorezystorów, detektorów fotowoltaicznychi fotomagnetoelektrycznych, niechłodzonych lubchłodzonych termoelektrycznie, które znalazły różnorakie zastosowaniapraktyczne. Podstawą produkcji stała się niskotemperaturowaepitaksja MOCVD. Wszystkie typy detektorów sąoptymalizowane na każdą długość fali w zakresie 2...12 µm.Analiza potrzeb rynkowych wskazuje na konieczność dalszegorozwoju detektorów niechłodzonych, pracującychw temperaturach bliskich do temperatury otoczenia. Prace badawczei rozwojowe nakierowane powinny być na:• dalsze zwiększenie wykrywalności, zwłaszcza detektorówdługofalowych, których parametry są jeszcze dość odległeod fundamentalnych granic,• osiągnięcie pikosekundowych stałych czasowych w detektorachpracujących na wszystkich długościach fal i różnychpolach powierzchni,• zwiększenie zakresu liniowej pracy detektorów,• doskonalenie współpracy detektorów z elektroniką wzmacniającą,a szczególnie rozwój detektorów z wewnętrznymwzmocnieniem fotoelektrycznym,• rozwój detektorów macierzowych, w tym zintegrowanychz mikrooptyką,• zwiększenie odporności detektorów na narażenia środowiskowe.Opracowane przyrządy byłyby przeznaczone początkowogłównie na eksport, a później także dla zastosowań w Polscew miarę rozwoju krajowej optoelektroniki podczerwonej. Najważniejszeobszary zastosowań to: spektroskopia, metrologiaoptoelektroniczna, technologie laserowe, analizatory gazów,komunikacja optyczna drugiej generacji, dalmierze i alerteryzagrożenia, amunicja precyzyjna, lidary i wiele innych.Metody charakteryzacji struktur optoelektronikipodczerwieniKonieczne jest opracowanie nowej metodyki pomiarów i charakteryzacjistruktur laserów kaskadowych na potrzeby technologiirozwijanej w Instytucie Technologii Elektronowej.Lasery kaskadowe wykorzystują całkowicie odmienną zasadędziałania niż tradycyjne lasery półprzewodnikowe. O ile tra-26 ELEKTRONIKA 5/2009

dycyjne lasery bazują na przejściach międzypasmowych,o tyle lasery kaskadowe wykorzystują mechanizmy przejśćwewnątrz pasma przewodnictwa. W związku z tym standardowemetody charakteryzacji laserów w wielu przypadkachzawodzą lub napotykają poważne trudności realizacyjne.Rozwinięte w trakcie realizacji projektu optyczne, elektrycznei termiczne metody pomiarowe zostaną wykorzystanedo charakteryzacji struktur laserów kaskadowych i optymalizacjitechnologii ich wytwarzania. Przewiduje się uruchomieniestanowisk badawczych, pozwalających zarówno na pomiarypodstawowych charakterystyk przyrządowych, jak i prowadzeniezaawansowanych prac badawczych, m.in. przy wykorzystaniuspektroskopii fotoprądowej. Szczególny nacisk zostaniepołożony na zrozumienie procesów optycznych w nowychstrukturach laserów i ilościowe określenie podstawowych charakterystykpoziomów i przejść biorących udział w akcji laserowej.Wyniki pomiarów wykorzystane zostaną w procesieprojektowania struktur. Efektem podjętych badań będzie opracowaniemetodyki pomiarów struktur laserów kaskadowych wytwarzanychw Instytucie Technologii Elektronowej. Uzyskanewyniki wniosą wkład w dokładniejsze zrozumienie procesówzachodzących w laserach kaskadowych o różnych konstrukcjachoraz umożliwią monitorowanie i weryfikację technologiiich wytwarzania. Zagadnienia te dotyczą aktualnej tematyki badawczejna świecie i mają charakter wybitnie nowatorski.Modelowanie struktur optoelektronikipodczerwieniCelem prac jest stworzenie narzędzi w postaci oprogramowania,pozwalającego na przeprowadzenie obliczeń i symulacjidziałania laserów kaskadowych, wykorzystując różnemetody obliczeniowe, szczególnie metodę nierównowagowejfunkcji Greena. Stworzone oprogramowanie pozwoli nauwzględnienie wpływu rozmaitych procesów rozproszenianośników ładunku jak również na uwzględnienie faktu, iż staładielektryczna oraz masa efektywna nośników ładunku(w strukturach z wieloma studniami kwantowymi) jest funkcjąwspółrzędnych przestrzennych. Kolejny obszar badań dotyczywykorzystania metody Monte Carlo do badań kinetykinośników dla przypadku realistycznych nanostruktur półprzewodnikowychprzydatnych w kwantowych laserach kaskadowych.Cel ten zostanie zrealizowany poprzez stworzeniestosownego zestawu kodów komputerowych. Następnie, powstałeoprogramowanie zostanie wykorzystane do ilościowegoopisu właściwości fizycznych najbardziej obiecującychstruktur półprzewodnikowych. Podjęte też zostaną prace nadprzystosowaniem istniejących metod obliczeniowych do modelowaniawłaściwości fizycznych supersieci II rodzaju stosowanychw detektorach bliskiej i średniej podczerwieni.Praktyczny cel badań sprowadza się do dostarczenia wiarygodnychnarzędzi obliczeniowych i metod pomiarowych wspomagającychprojektowanie kwantowych laserów kaskadowychi detektorów podczerwieni.Systemy i urządzenia pomiarowe działającew obszarze średniej i dalszej podczerwieniOpracowanie półprzewodnikowych źródeł podczerwienii sprzężonych z nimi układów detekcyjnych pozwoli na budowęminiaturowych czujników zanieczyszczeń gazowych. Sensoryte, jako bardzo precyzyjne narzędzie pomiaru stężeniaróżnych gazów, coraz częściej wypierają w monitorowaniu środowiskadotychczas stosowane czujniki elektrochemiczne,półprzewodnikowe i grawimetryczne. Nowoczesne metodyRys. 4. System detekcji gazów firmy Aerodyne (USA) o czułościsub-ppb, w którym wykorzystywane są polskie detektory IR firmyVigo SystemsFig. 4. Gasses detection system with sub-ppb sensitivity (Aerodyne- USA) using IR detectors from Vigo Systemsi technologie optoelektroniczne, stosujące układy generacji,wzmacniania, modulacji, detekcji, rejestracji i przetwarzaniapromieniowania z zakresu podczerwieni, wykorzystują takiezjawiska fizyczne, jak: absorpcja, fluorescencja, dyfrakcja i rozpraszanie.Umożliwia to nie tylko zlokalizowanie skażeń i zanieczyszczeńoraz dokonanie ich identyfikacji, ale równieżokreślenie koncentracji w czasie rzeczywistym. Ponadtomożliwa jest zdalna detekcja zanieczyszczeń oraz pełna automatyzacjapomiarów poprzez zintegrowanie różnych systemówelektrooptycznych w procesie akwizycji, przetwarzaniai transmisji danych. Przykładowy system detekcji gazów (Aerodyne- USA) przedstawiony jest na rys. 4.Większość urządzeń optoelektronicznych stosowanych domonitorowania środowiska zbudowana jest ze sprzężonegoukładu nadajnik-odbiornik. Przestrzeń między nadajnikiemi odbiornikiem w istotny sposób wpływa na końcowy wynikanalizy danych. Na propagację promieniowania laserowegow atmosferze mają wpływ trzy główne zjawiska: osłabianie intensywnościpromieniowania w wyniku pochłaniania (absorpcji)i rozpraszania; zniekształcenie frontu falowego podwpływem turbulencji i refrakcyjne odchylanie wiązki laserowej(to ostatnie zjawisko nabiera znaczenia przy transmisji promieniowaniana duże odległości). Tłumienie promieniowaniaw atmosferze wywołane jest głównie molekułami pary wodnej,dwutlenku węgla i ozonu.Transmisja atmosfery w paśmie długości fal 0,5...14 µmwykazuje kilka charakterystycznych przedziałów, gdzie przeźroczystośćjest najwyższa: 0,5...0,8 µm, 0,95...1,05 µm,1,15...1,35 µm, 1,5...1,8 µm, 2,1...2,4 µm, 3,3...4,2 µm,4,5...5,1 µm oraz 8...12,5 µm. W pasmach tych, zwanych„oknami atmosferycznymi”, powinny pracować urządzenia domonitorowania skażeń i zanieczyszczeń atmosfery.W tabeli zestawiono podstawowe parametry spektroskopowewybranych substancji chemicznych prezentujące potencjalnemożliwości ich detekcji z wykorzystaniem metodoptoelektronicznych w zakresie średniej i dalekiej podczerwieni.Metody spektroskopii absorpcyjnej są niezwykle czułymi wiarygodnym narzędziem pomiarowym. Typowym obszaremich zastosowań jest kompleksowe monitorowanie zanieczyszczeńatmosfery w różnych warunkach (otwarte przestrzenie,pomieszczenia, rozpoznawanie skażeń z powietrza).Wzrastające zapotrzebowanie na proste w budowie, niezawodnei niedrogie urządzenia do automatycznego wykrywaniai ciągłego monitorowania zanieczyszczeń i skażeń powietrzastanowi impuls do opracowania i wejścia na rynek nowej generacjiprzyrządów - analizatorów sensorowych.ELEKTRONIKA 5/2009 27

Możliwości detekcji niektórych substancji chemicznych z wykorzystaniemmetod optoelektronicznychDetection possibilities for different chemicals by optoelectronicsmethodsSubstancjaCO 223672336COStruktura projektuCharakterystyczne pasmaabsorpcjiAbsorpcyjnyprzekrój czynny[cm -1 ] [nm] [cm 2 /molec]21202180NO 229302890NON 2 O1920183022352205CH 4308029494225428147174587341334605208546444734535324633923,7•10 -183,5•10 -184•10 -194,5•10 -195,8•10 -215,6•10 -212,1•10 -201,9•10 -201,1•10 -189,3•10 -192,1•10 -191,2•10 -19HCl 2924 3420 5•10 -19HF40294174SO 2137513451086248223957272743592202,2•10 -182,5•10 -185,8•10 -206,2•10 -20Prace nad projektem rozpoczęto 1 stycznia 2008 r., a całośćbadań przewidziana jest na 3 lata. Koordynatorem projektujest Instytut Technologii Elektronowej.Lista zadań szczegółowych w projekcie/realizator1. Kwantowe lasery kaskadowe ze związków GaAs/AlGaAsi InP/InAlAs na pasmo 5...15 µm (Instytut TechnologiiElektronowej).2. Technologia MBE supersieci II rodzaju ze związkówInAs/GaInSb (Instytut Technologii Elektronowej).3. Detektory średniej podczerwieni (MIR) na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSb (Vigo Systems).4. Technologia MO CVD heterostruktur GaInAsSb/AlGa-AsSb i lasery na pasmo 2...3 µm (Instytut Technologii MateriałówElektronicznych).5. Niechłodzone detektory podczerwieni z HgCdTe (VigoSystems).6. Niechłodzone detektory podczerwieni z HgCdTe (WAT).7. Systemy do detekcji gazów w obszarze średniej podczerwieni(IO WAT).8. Modelowanie transportu nośników w kwantowych laserachkaskadowych (WF Politechnika Warszawska).9. Modelowanie wzmocnienia, zjawisk elektrycznych i cieplnychw laserach kaskadowych (IF Politechnika Łódzka.10. Opracowanie narzędzi symulacyjnych wspomagającychprojektowanie kwantowych laserów kaskadowych (KPEPolitechnika Rzeszowska).11. Modulacyjne techniki charakteryzacji materiałów i strukturdla optoelektroniki podczerwieni (WPPT PolitechnikaWrocławska).12. Techniki charakteryzacji laserów kaskadowych; badaniegeneracji i transportu ciepła w strukturach (Instytut TechnologiiElektronowej).Podział zadań pomiędzy zespoły badawcze wynika z ichkompetencji, dotychczasowych doświadczeń i wyposażeniatechnologiczno-pomiarowego. Przy zaproponowanym podzialezadań możliwe jest optymalne wykorzystanie środkówi skuteczne osiągnięcie celu. Filozofia tworzenia projektu polegałana identyfikacji obszaru badań, który stwarza największeszanse szybkiego postępu i który dotyczy aktualnychbadań na świecie, a następnie na wytypowaniu technologiii zespołów, które mogą go zrealizować. Do proponowanegokonsorcjum włączono silne zespoły z 8. instytucji badawczychi jednego przedsiębiorstwa działającego z powodzeniem namiędzynarodowym rynku (Vigo Systems).Mimo, iż koszt projektu jest niższy niż koszt typowego projektuzamawianego realizowanego w ostatnich latach, uzyskanoefekt znacznego finansowania kluczowych dla projektuprzedsięwzięć. Przy organizacji konsorcjum kierowano się filozofią,że tylko przez przekroczenie pewnego progu finansowania,w wybranych obszarach można uzyskać liczące się efekty.Struktura kosztów projektuKoszty całości projektu dzielą się mniej więcej po równo natrzy grupy wydatków. Są to wynagrodzenia 30,5%, aparatura30% i pozostałe. W grupie tych ostatnich najpoważniejszymipozycjami są materiały 13% i usługi 4,4%. Koszty pośrednie,naliczane przez instytucje wykonawców, stanowią 19,2%średnio w skali całego projektu, a koszty administrowania i zarządzaniaprojektem ustalono na 1% wartości projektu.Prace w projekcie wykorzystywać będą dwie podstawowetechnologie - epitaksję z wiązek molekularnych (MBE) i epitaksjęgazową ze związków metaloorganicznych (MO CVD).W obu przypadkach w badania zaangażowane będą dwaRys. 5. Struktura kosztów projektu - podział według kategorii wydatkówFig. 5. Project cost - divided according to categories of spendings28 ELEKTRONIKA 5/2009

PodsumowanieRys. 6. Podział kosztów projektu według stosowanej technologiiFig. 6. Project cost - divided according to used technologyRys. 7. Struktura kosztów bezpośrednich projektu w kolejnych latachrealizacjiFig. 7. Project direct costs in consecutive yearsreaktory MBE (Instytut Technologii Elektronowej) i 2 reaktoryMO CVD (Instytut Technologii Materiałów Elektronicznych,Vigo Systems). Znajduje to odzwierciedlenie w podziale kosztówna badania pomiędzy obie technologie i analogicznym podzialekosztów na prace nad podzespołami i urządzeniami.Projekt dotyczy obszaru spektralnego (średnia i dalekapodczerwień), który wymaga specyficznego oprzyrządowaniapomiarowego. Narzucało to konieczność uzupełniającychzakupów aparaturowych, które z natury rzeczydokonane musiały być w pierwszym roku realizacji projektu.Podobna sytuacja miała miejsce w przypadku niezbędnychuzupełnień aparatury technologicznej, wymaganych dlaumożliwienia wzrostu antymonków. Skutkuje to przedstawionąponiżej strukturą kosztów bezpośrednich w kolejnychlatach realizacji projektu.Podstawowym celem projektu jest opanowanie technologiii przygotowanie możliwości wytwórczych nowych typów przyrządówoptoelektroniki podczerwieni projektowanych pod konkretnezastosowania oraz opracowanie prototypowychsystemów i urządzeń je wykorzystujących przeznaczonych dozastosowań przemysłowych, w ochronie środowiska, medycynie,systemach bezpieczeństwa i technice wojskowej.Biorąc pod uwagę dotychczasowe osiągnięcia krajowych ośrodkówbadawczych w dziedzinie optoelektroniki i istniejącąbazę technologiczną jest to zadanie realne. Projekt ma nacelu konsolidację krajowego potencjału badawczego w dziedzinieoptoelektroniki podczerwieni i stymulację rozwoju krajowegorynku podzespołów i urządzeń podczerwieni.Opracowane przyrządy byłyby przeznaczone początkowogłównie na eksport, a później także dla zastosowań w Polscew miarę rozwoju krajowych systemów optoelektroniki podczerwieni.Przewiduje się, że w systemach tych oprócz detektorówpodczerwieni będą również stosowane polskie lasery kaskadowe,których technologia będzie opracowywana w ramachprojektu zamawianego. Najważniejsze obszary zastosowań to:spektroskopia, metrologia optoelektroniczna, technologie laserowe,analizatory gazów, komunikacja optyczna drugiej generacji,dalmierze, alertery zagrożenia, lidary i wiele innych.Pierwszy laser kaskadowy powstał w USA w Bell Laboratories,Lucent Technologies, w New Jersey w grupie badawczejkierowanej przez Friderico Capasso w 1994 r. Obecnielasery kaskadowe są badane w bardzo nielicznych ośrodkachnaukowych w USA, Europie i Chinach. Dotychczas w Polscenikt nie zajmował się tą tematyką. Komercyjnie chipy laserówkaskadowych dostępne są jedynie w Alpes Laser, firmie powstałejjako spin-off Uniwesytetu w Neuchatel, a kierowanejprzez Jeroma Faista, autora pierwszej pracy na temat laserówkaskadowych z 1994 r. Tak ograniczona liczba ośrodków naukowychzaangażowanych w badania laserów kaskadowychprzy jednocześnie olbrzymim potencjale zastosowań tych laserówjak również fakt, iż są one komercyjnie dostępne tylkou jednego producenta, wskazuje, że jest to technologia bardzotrudna. Realizacja jednego z głównych celów projektu,tzn. wytworzenie lasera kaskadowego do spektroskopowejdetekcji gazów, pracującego w modzie impulsowym i nie wymagającegochłodzenia kriogenicznego, stanowić będzieosiągnięcie o znaczeniu światowym.Kolejny znaczny postęp w dziedzinie nowoczesnych technologiioptoelektronicznych powinien mieć miejsce w dziedziniedetektorów podczerwieni, a szczególnie matrycdetektorowych z antymonkowych supersieci drugiego rodzaju.Problematyka detekcji promieniowania w zakresie średniejpodczerwieni jest rozwijana w Polsce od wielu lat. Większośćprac o charakterze podstawowym jak i wdrożeniowych zostaławykonana w firmie Vigo Systems. Obecnie firma ta należydo ścisłej światowej czołówki producentów detektorówHgCdTe pracujących w temperaturze pokojowej.Wiele zalet detektorów wykonanych na bazie supersieciInAs/Ga(In)As pozwala przypuszczać, że przyrządy te mogąstać się w przyszłości konkurencyjne do detektorów zezwiązków II-VI. Podjęcie badań nad technologią wytwarzaniadetektorów z antymonkowych supersieci drugiego rodzajumoże mieć w przyszłości strategiczne znaczenie dla możliwościwytwarzania detektorów podczerwieni w Polsce. Istnieniei potrzeba dalszego rozwoju polskiej produkcjidetektorów promieniowania podczerwonego, średnioidługofalowego, stanowiły silną motywację do podjęcia tegonowego kierunku badań.ELEKTRONIKA 5/2009 29

Podstawowym miejscem drożenia wyników projektu będzieprzedsiębiorstwo Vigo Systems Jego udział jako członkakonsorcjum realizującego projekt, znacznie przyspieszy tenproces. Rozwiązanie to jest wzorowane na konstrukcji z powodzeniemstosowanej w projektach europejskich.Literatura[1] Faist J., Tredicucci A., Capasso F., Sirtori C., Sivco D. L., BaillargeonJ. N., Hutchinson A. L., Cho A. Y.: IEEE J.Quantum. Electron.vol. 34 (1998) 336.[2] Gmachl C., Capasso F., Sivco D. L., ChoA. Y.: Rep_Prog_Phys_64 (2001) 1533-1601.pdf.[3] Capasso F., Paiella R., Martini R., Colombelli R., Gmachl C.,Myers T. L., Taubman M. S., Williams R. M., Bethea C. G., UnterrainerK., Hwang H. Y., Sivco D. L., Cho A. Y., Sergent A. M.,Liu H. C., Whittaker E. A.: IEEE J. QUANTUM ELECTRON., 38,(2002) 511.[4] Faist J., Hofstetter D., Beck M., Aellen T., Rochat M., Blaser S.:J. Quantum. Electron 38, (2002) 533.[5] Kosterev F. K.: Tittel J. Quantum. Electron 38, (2002) 582.[6] Mohseni H., Wei Y., Razeghi M.: Proc. SPIE 4288, 191 (2001).[7] Sai-halasz G. A., Tsu R., Esaki L.: Appl. Phys. Lett. 30, 651(1977).[8] Smith D. L., Mailhiot C.: J. Appl. Phys. 62, 2545 (1987).[9] Piotrowski J., Rogalski A.: Półprzewodnikowe detektory promieniowaniapodczerwonego. WNT, W-wa 1984.[10] Piotrowski J., Galus W., Grudzien M.: Near Room-TemperatureIR Photo-detectors. Infrared Phys. 31, 1,1-48. (1991).[11] The Infrared and Electro-Optical Systems Handbook, edited byW. D. Rogatto, Infrared Information Analysis Center, Ann Arborand SPIE Optical Engineering Press, Bellingham, 1993.[12] Dereniak E. L., Boreman G. D.: Infrared Detectors and Systems.Wiley, New York, 1996.[13] Elliott C. T., Gordon N. T.: Infrared detectors. In. Handbook onSemiconductors, vol. 4, pp. 841-936, edited by C. Hilsum, North-Holland, Amsterdam, 1993.[14] Piotrowski J.: Hg1-xCdxTe Infrared Photodetectors. In InfraredPhotodetectors, 391-494, SPIE, Bellingham (1995) Ed. A. Rogalski.[15] Joullie A., Christol P. : C. R. Physique 4 621-637 (2003).[16] Caneau C., Srivastava A. K., Dentai A. G., Zyskind J. L., PollackM. A. : Electron. Lett. 21, 815 (1985).[17] Kim J. G., Shterengas L., Martinelli R. U., Belenky G. L.: Appl.Phys. Lett. 83,10 1926-1928 (2003).[18] Dutta P. S., Bhat H. L., Kumar V.: J. Appl. Phys. 81, (9), 5821-5870 (1997).[19] Wacker B., Yu-Kuang Hu: Phys. Rev. B 60, 16039 (1999).[20] Lee S. C., Wacker A.: Phys Rev B 66, 245314 (2002).[21] Morrow R. A., Brownstein K. R.: Phys. Rev. B 30, 678 (1984).[22] Einevoll G. T., Hemmer P. C., Thomesn J.: Phys. Rev. B 42, 3485(1990).[23] Dekar L., Chetouani L., Hammann Th. F.: J. Math. Phys. 39,2551 (1998).[24] Datta S.: Superlattices and Microstructures. 28 (2000) 253.[25] Datta S.: Electronic Transport in Mesoscopic Systems. CambridgeUniversity Press, Cambridge, 1995.Kwantowe lasery kaskadowe - podstawy fizycznemgr inż. ARTUR PABJAŃCZYK 1 , dr hab. inż. ROBERT SARZAŁA 1 ,dr inż. MICHAŁ WASIAK 1 , prof. dr hab. MACIEJ BUGAJSKI 21 Politechnika Łódzka, Instytut Fizyki,2 Instytut Technologii Elektronowej, WarszawaLasery kaskadowe zdecydowanie różnią się od pozostałychkonstrukcji laserów półprzewodnikowych, w których fotony generowanesą w wyniku międzypasmowej rekombinacji elektronówi dziur. Lasery kaskadowe wykorzystują przejściawewnątrzpasmowe z udziałem tylko jednego rodzaju nośników,są więc - w odróżnieniu od klasycznych bipolarnych laserów -przyrządami unipolarnymi. Porównanie przejść wewnątrz orazmiędzypasmowych przedstawione jest na rys. 1.Rys. 1. Porównanie zasady działania standardowych laserówpółprzewodnikowych (a) oraz laserów kaskadowych (b)Fig. 1. Principle of operation of standard semiconductor laser (a)and quantum cascade laser (b)Unipolarność jest konsekwencją rodzajów przejść, gdzienośnik opada na niższy poziom energetyczny wewnątrz tegosamego pasma. W paśmie przewodnictwa tymi nośnikami sąelektrony, a w paśmie walencyjnym - dziury. Wzmocnienie dlatakich przejść przypomina kształtem wzmocnienie dla przejśćenergetycznych w atomach. Osiągnięcie inwersji obsadzeń,a co za tym idzie akcji laserowej w układzie jednej studnikwantowej jest praktycznie niemożliwe ze względu na bardzokrótki czas życia nośnika w stanie wzbudzonym. Dlatego obszaryczynne laserów kaskadowych wykonuje się w postacidwóch lub więcej sprzężonych ze sobą studni kwantowych.Zasada działania lasera kaskadowego została przedstawionana rys. 2. Nośniki najpierw tunelują rezonansowo z najniższegopoziomu g w minipasmie injektora na górny poziomlaserowy oznaczony numerem 3 (proces A). Pomiędzy poziomami3 i 2 mają miejsce właściwe przejścia laserowe (procesB), zaś energia kwantu światła określona jest przezróżnicę energii obu tych poziomów. Usuwanie nośników z dolnegopoziomu laserowego zachodzi w wyniku rozpraszanianieelastycznego z udziałem fononu optycznego (przejście2 → 1 proces C). Z poziomu 1 nośnik tuneluje do minipasma(proces D), pełniącego rolę kolektora i równocześnie injektorakolejnego okresu struktury. Opisany proces generacji fotonupowtarza się w następnym segmencie lasera. Każdy okres30 ELEKTRONIKA 5/2009

Występowanie zjawiska kaskady elektronów jest charakterystycznącechą lasera kaskadowego. Stąd pochodzi nazwalasery kaskadowe. Warunkiem koniecznym wystąpienia akcjilaserowej jest uzyskanie inwersji obsadzeń dla poziomów 3 -2. Otrzymanie wystarczającej inwersji obsadzeń w przypadkulaserów kaskadowych jest bardzo trudne. W przybliżeniu laseratrójpoziomowego, wielkość inwersji obsadzeń może zostaćopisana wzorem [1]:Rys. 2. Zasada działania lasera kaskadowego na przykładzie obszaruaktywnego z pionowym przejściem laserowym. Nachyleniekrawędzi pasm wynika z przyłożenia pola elektrycznegoFig. 2. Principle of operation of quantum cascade laser with verticaltransitions in the active region. The inclination of the band edgesresults from applied electric fieldRys. 3. Schemat mechanizmu kaskady w kwantowych laserachkaskadowychFig. 3. Cascading mechanism in quantum cascade laserobszaru czynnego lasera kaskadowego składa się więc zespecyficznego dla danej konstrukcji układu studni kwantowych,w których zachodzą przejścia promieniste oraz injektora(obszaru, w którym nośniki termalizują).Podstawową cechą kwantowych laserów kaskadowychQCL (Quantum Cascade Lasers) jest generowanie kaskadyfotonów (rys. 3). Pełny obszar aktywny lasera składa się z Nokresów, których liczba waha się od 20 do nawet 100.Umieszczenie takiej okresowej struktury w polu elektrycznympowoduje nachylenie krawędzi pasm i powstanie efektu kaskady.Wstrzykiwany elektron przechodząc przez pierwszyfragment obszaru czynnego, emituje kwant światła. Następnienośnik opuszcza ten fragment i zostaje wstrzyknięty do minipasma.Wykorzystując zjawiska, o których była mowawwcześniej, nośniki osiągają poziom energetyczny opisanyjako g dla następnego okresu. Oznacza on najmniejsząmożliwą energię w minipasmie. Powyższy proces powtarzasię w następnych okresach. W zależności od sprawnościkwantowej z każdego elektronu można otrzymać maksymalnieN fotonów. Wynika z tego, że im większa jest liczba okresów,tym większa moc będzie emitowana z lasera.Schemat poziomów w laserze kaskadowym z zaznaczeniemodpowiednich czasów życia oraz czasów relaksacji dlazachodzących przejść został przedstawiony na rys. 4.Skuteczności wstrzykiwania nośników na odpowiednie poziomyenergetyczne zostały oznaczone jako η 2 oraz η 3 , pozostałeoznaczenia to:τ 32 - czas przejścia nośnika z 3 na 2 poziom laserowy,τ 21 - czas relaksacji niepromienistej 2 → 1,τ 2 - czas życia nośnika na dolnym poziomie laserowym,τ 3 - czas życia nośnika na górnym poziomie laserowym,τ esc - czas charakterystyczny dla tunelowania nośników dokolektora.Zależność stanowi tylko przybliżenie i nie ma w nim czynnikówpochodzących od zjawisk znacznie zmniejszających inwersjęobsadzeń takich jak: ucieczka nośników do kontinuumoraz termiczne wzbudzanie nośników na wyższe poziomyenergetyczne. Pozwala on jednak na określenie, od jakichczynników zależeć będzie inwersja obsadzeń w laserze i wjaki sposób można ją zwiększać. Analizując powyższy wzórmożna dojść do wniosku, że przy konstrukcji obszaru czynnegopowinno się dążyć do minimalizacji członu τ 2 /τ 32 orazdo jak największej wartości różnicy wyrażenia τ 3 η 3 -η 2 τ 2 .Rozwój konstrukcji obszaru czynnego laserów kaskadowychnapędzany był koniecznością poprawy tych parametrów. Odpowiedniezmiany grubości oraz materiały barier i studniwpływają na wartości tych czynników, głównie poprzez zmianystopnia nakładania się odpowiednich funkcji falowych. W tensposób m.in. optymalizuje się skuteczność wstrzykiwania nośnikówna górny poziom laserowy (η 3 ). Współczynnik ten jestbardzo duży w obszarze czynnym z trzema studniami kwantowymi(3QW), dzięki dużemu wnikaniu funkcji falowej górnegopoziomu laserowego w barierę wstrzykującą [2]. DlaRys. 4. Schemat poziomów energetycznych w laserze kaskadowym[15]Fig. 4. The diagram of the energy levels in quantum cascade laser [15]ELEKTRONIKA 5/2009 31

obszarów czynnych w postaci supersieci zmniejszony jestczłon η 2 τ 2 [3]. W tej sytuacji dolnym poziomem laserowym jestnajwyższa energia wewnątrz dolnego minipasma. Właśnieprzez obecność minipasma w obszarze czynnym, wstrzykiwanietam nośników jest bardzo mało prawdopodobne (małeη 2 ), dodatkowo wartość τ 2 jest bardzo mała przez bardzoefektywne rozpraszanie wewnątrzpasmowe. Wadą tych konstrukcjijest natomiast względnie niska wartość η 3 , w porównaniudo struktur 3QW.Obecnie najlepsze konstrukcje, posiadające optymalnewartości powyższych współczynników, to struktura z podwójnymrezonansem fononowym (two-phonon-resonance) oraz(bound-to-continuum). W pierwszej, dzięki dwustopniowejekstrakcji zmniejsza się znacznie czas życia nośników na dolnympoziomie laserowym. Wykorzystanie trzeciej studni, jakw konstrukcji 3QW, zwiększa skuteczność wstrzykiwania nagórny poziom laserowy. W drugiej, podobny efekt osiąga siędzięki lepszemu sprzężeniu dolnego poziomu laserowegoz następnym injektorem, które pozwala na szczególnie efektywneodprowadzanie nośników do minipasma. Skutecznośćwstrzykiwania nośników jest zaś porównywalna do tej dlastruktury 3QW [15].Zakres spektralny fal emitowanych przezlasery kaskadoweDługości emitowanych przez lasery kaskadowe fal mogą byćzmieniane poprzez odpowiednie zmiany szerokości studnii wysokości barier w obszarze aktywnym. Dzięki temu spektrumfal emitowanych przez te urządzenia jest bardzo szerokie.Ograniczeniem przedziału emitowanych fal od dołu jest wartośćnieciągłości pasma przewodnictwa ∆E c , jednak wartość tanie może być dowolna ze względu na zwiększone rozpraszanienośników do dolin X i L większych energii. Wartość tazwykle nie przekracza połowy ∆E c . Od strony fal długich ograniczeniestanowi rosnąca absorpcja na swobodnych nośnikachproporcjonalna do λ 2 . Szeroki zakres długości fal możliwy doosiągnięcia z konkretnego materiału pozytywnie wyróżnia laserykaskadowe na tle laserów bipolarnych, w przypadku którychzmiana długości fali wiąże się ze zmianą materiału, a tymsamym z koniecznością opracowania nowej technologii.Obecne lasery kaskadowe emitują światło w zakresie od3 do ok. 240 µm (rys. 5). Dalszą podczerwień emitują laseryna podłożu GaAs, w skład których wchodzą lasery terahercowe(λ > 60 µm). Oprócz tego GaAs QCL są równieżźródłem światła z zakresu 8...30 µm. Pierwsze wykonane laseryna InP działały na długości fali 4,2 µm, obecnie działająw zakresie 3,5...24 µm. Nieosiągalnym przez lasery kaskadowejest tzw. obszar Reststrahlen czyli promieniowania resztkowego.Związane jest to z bliskim jedności współczynnikiemodbicia i bardzo silnym pochłanianiem dla kryształów półprzewodnikowychw tym przedziale częstotliwości. Zjawisko tospowodowane jest oddziaływaniem podczerwieni z fononamigałęzi optycznej.W ostatnich latach miał miejsce bardzo duży postępw dziedzinie laserów z zakresu 3...4 µm. W ciągu ostatnichośmiu lat próbowano zejść poniżej granicy długości fali 3,5 µm[4]. 2006 r. przyniósł trzy różne podejścia do tego problemu.Pierwszym z nich jest laser InGaAs/AlAsSb na InP [5], drugito naprężona heterostruktura (Ga)InAs/Al(In)As na InP [6],zaś trzeci to laser InAs/AlSb na InP [7]. Właśnie trzecia strukturapozwoliła na uzyskanie generacji nieco poniżej 3 µm [8].W roku 2007 zademonstrowano pracę na rekordowej długościfali 2,7 µm [9]. Obszar czynny złożony był z warstw studnia/bariera- InAs/AlSb, zaś cały laser zbudowany został napodłożu InAs.Dalsze badania nad laserami z zakresu fal krótkich będąwymagały wykorzystania materiałów o większej przerwieenergetycznej, takich jak heterostruktura GaN/Al x Ga 1-x N lubzwiązków II-VI. Lasery GaN/Al x Ga 1-x N będą mogły emitowaćfale z zakresu 1,52...4,2 µm [10]. Obecnie rozwój w tym kierunkuutrudniony jest przez jeszcze niedojrzałą technologięotrzymywania tych materiałów.Zastosowanie laserów kaskadowychLasery kaskadowe ze względu na zakres długości emitowanychfal znalazły oraz znajdą bardzo szerokie zastosowaniew rozmaitych branżach. Mogą one być wykorzystywane w takichdziedzinach jak telekomunikacja, spektroskopia, medycynaoraz wojsko i bezpieczeństwo publiczne.W zakresie telekomunikacji lasery kaskadowe mogą okazaćsię bardzo przydatne z powodu emitowania fal z zakresuatmosferycznych okien optycznych wykorzystywanych przezkomunikację w wolnej przestrzeni. Pierwsze okno znajduje sięw przedziale długości fal 3...5 µm, zaś drugie okno znajdujesię w przedziale 8...14 µm (rys. 6).Lasery kaskadowe emitujące w tym zakresie oraz systemyodbiorcze wykorzystujące bardzo szybkie detektory, będąmogły stać się podstawą układów komunikacyjnych z bardzoszybkim przesyłem danych. Przykładem są układy do komunikacjiz satelitami, gdzie używa się fal z zakresu bliskiej pod-Rys. 5. Zakres spektralny długości fal emitowanych przez laserykaskadowe oraz maksymalne temperatury w jakich one pracują.Dane pochodzą z roku 2007Fig. 5. The spectral range covered by quantum cascade lasers andmaximum operating temperatures. Data are as of the year 2007Rys. 6. Transmisja fal elektromagnetycznych dla atmosfery orazdwa okna optyczne przy 3...5 µm i 8...14 µmFig. 6. Electromagnetic transmission through the atmosphere. Notetwo transmission windows at 3...5 µm and 8...14 µm32 ELEKTRONIKA 5/2009

czerwieni (0,785; 0,85 oraz 1,55 µm) [11]. Poważną wadą tychczęstotliwości jest bardzo duży spadek transmisji w złych warunkachpogodowych. Wyniki badań pokazują, że warunki pogodowenie mają wpływu na transmisję fal o długościach9...13 µm, zaś najlepszą transmisję otrzymuje się dla długości11 µm [12]. Kolejnym wynikającym z tego zastosowaniem jestlokalna komunikacja, np. pomiędzy budynkami w mieście,szczególnie w miejscach gdzie wysoce nieopłacalne jestzakładanie sieci światłowodowych, a anteny odbiorcze musiałybybyć dużych rozmiarów.W zakresie 3,5...24 µm znajduje się bardzo wiele długościfal, które są pochłaniane przez różnego rodzaju gazy, m.in.CO, CO 2 , CH 4 , NO. Stosowane dotychczas urządzenia do detekcjigazów były stosunkowo dużych rozmiarów, użycie laserówkaskadowych pozwoli zmniejszyć wielkość tego typuurządzeń do rozmiaru laptopa. Kolejną cechą wykorzystywanąw tych urządzeniach jest wysoka monochromatycznośćpromieniowania oraz możliwość strojenia lasera poprzezzmianę temperatury oraz jego prądu zasilania.Zdolność wykrywania gazów przez urządzenia wykorzystującetechnologię laserów kaskadowych została już sprawdzonawielokrotnie w rozmaitych doświadczeniach [13,14],zaś ilość możliwych do wykrycia przez te systemy gazówciągle rośnie. Ze względu na rodzaje wykrywanych gazów,urządzenia te mogą posłużyć między innymi do badaniaefektu cieplarnianego, emisji gazów przemysłowych, jak równieżw medycynie do wykrywania bioznaczników lub wczesnegodiagnozowania różnych chorób przez badania składuwydychanego powietrza [15]. Wojsko może wykorzystywać teukłady do wykrywania gazów bojowych, śladowych ilości materiałówwybuchowych oraz substancji toksycznych. W 2009 r.NASA wysyła na Marsa misję badawczą w której urządzeniawykorzystujące lasery kaskadowe będą miały za zadanie zbadaniegazów na powierzchni Marsa [16]. Polskim akcentemtej misji będą niechłodzone detektory podczerwieni, wykorzystywanew analizatorze gazów, wyprodukowane przez firmęVIGO Systems.Do pozostałych i wartych uwagi możliwych zastosowań laserówkaskadowych należy wysokokontrastowa termowizja,dzięki której będzie możliwe oglądanie niskotemperaturowychobiektów kosmicznych i odległych galaktyk oraz heterodynowadetekcja promieniowania tła po wielkim wybuchu. Oboktego możliwa będzie konstrukcja lepszych noktowizorów orazurządzeń radarowych.Rozwój struktur laserów kaskadowychRys. 7. Etapy rozwoju obszarów czynnych laserów kaskadowychFig. 7. Development of the quantum cascade laser active regionsW rozdziale niniejszym przedstawiona zostanie historia rozwojulaserów kaskadowych. Pierwsza część rozdziału dotyczyrozwoju konstrukcji obszaru czynnego laserów. Opisanotutaj poszczególne etapy jego modyfikacji w celu uzyskaniapracy CW w temperaturach pokojowych, podkreślając zarazemróżnice w działaniu poszczególnych rozwiązań konstrukcyjno-materiałowych.Ze względu na rodzaje podłożymożna z kolei dokonać podziału laserów kaskadowych na laserywykonane na podłożu InP, GaAs oraz inne (np. wykonanena bazie SiGe). W drugiej części rozdziału zostanąkrótko omówione podstawowe konstrukcje całych przyrządóworaz ich sposoby wytwarzania. Na końcu przedstawiono aktualnystan rozwoju laserów kaskadowych, ich możliwości,ograniczenia i najbliższe wyzwania, jakie przed nimi stoją.Działanie laserów kaskadowych ściśle związane jestz pojęciem supersieci. Prace nad tymi strukturami trwały jużod początku lat 70. W 1970 roku Esaki oraz Tsu, badająctransport nośników w supersieciach, stwierdzili obecność obszaruo ujemnej oporności różniczkowej NDR (ang. NegativeDifferential Resistance) oraz zaobserwowali oscylacjeBlocha [17]. W 1971 r. Kazarinov oraz Suris badając charakterystykiprądowo-napięciowe, tzw. struktur silnie oddziałujących(struktur z wieloma blisko siebie położonymistudniami kwantowymi) przewidzieli istnienie pików odnoszącychsię do rezonansowego tunelowania z poziomupodstawowego do poziomu wzbudzonego sąsiedniej studnikwantowej [18,19]. Stworzona wówczas teoria opisująca wewnątrzpasmowetunelowanie wspomagane fotonami dałapodwaliny teorii przyszłych laserów kaskadowych oraz pozwoliław pełni wytłumaczyć otrzymane w 1974 r. wyniki obliczeńTsu i Esakiego, które dotyczyły tunelowania przezukład wielu studni [20]. Wspomniane prace teoretyczne zostałypodparte eksperymentalnymi wynikami obserwacji zjawiskatunelowania rezonansowego dla układu dwóch barierpotencjału [21]. W 1974 r. zaobserwowano także doświadczalniekwantyzację poziomów energetycznych w studniachkwantowych [22]. W 1986 r. zaobserwowano po raz pierwszyelektroluminescencję z supersieci GaAs/AlGaAs składającejsię z 60. okresów - studnia kwantowa/bariera [23]. Przejściapromieniste zachodziły w niej pomiędzy sąsiednimi studniami.Wyniki te wskazały kierunek rozwoju tego typu strukturoraz możliwości ich zastosowań.Warunki pracy oraz parametry pierwszego lasera kaskadowegopozostawiały wiele do życzenia. Aby poprawić parametrytego typu przyrządów rozpoczęto badania nad poprawąwłaściwości fizycznych obszaru aktywnego. Stawiano sobieza cel zwiększyć inwersję obsadzeń oraz ograniczyć szkodliweprocesy ją zmniejszające. Etapy rozwoju obszarów czynnychlaserów kaskadowych zostały przedstawione na rys. 7.W ten sposób powstawały coraz to nowe konstrukcje pracującena rozmaitych długościach fal. Równocześnie trwałyprace nad polepszeniem struktury lasera poprzez modyfikacjęmateriałów, z których jest on zbudowany oraz optymalizacjękonstrukcji przyrządu. Wiązało się to z doskonaleniem metodwytwarzania materiałów półprzewodnikowych oraz opracowywaniemnowych materiałów mających służyć jako podłożedo epitaksji warstw. Dzięki użyciu odpowiedniego systemumateriałowego oraz wyrafinowanych konstrukcji obszaruczynnego możliwa była znaczna poprawa parametrów laserówkaskadowych oraz rozszerzenie zakresu spektralnegoemitowanych przez nie długości fal.ELEKTRONIKA 5/2009 33

Różne rozwiązania konstrukcyjne obszaruczynnego laserów QCLPierwszy laser kaskadowy z 1994 r.W 1994 roku miała miejsce pierwsza demonstracja laserakaskadowego stworzonego przez grupę J. Faista i F. Capassow laboratoriach Bella [4]. Był to laser, którego obszarczynny tworzyło 25 okresów GaInAs/AlInAs (studnia kwantowaz GaInAs/bariera z AlInAs) na podłożu InP. Wykorzystanotu wcześniej poznany i zbadany mechanizm przejściawspomaganego fotonami. Obszar aktywny tworzyły 3 studniekwantowe, zaś przejścia miały charakter skośny z tunelowaniemprzez barierę (rys. 8).Rys. 9. Obszar czynny lasera kaskadowego z roku 1996 z trzemastudniami kwantowymi oraz przejściami pionowymiFig. 9. Active region of the quantum cascade laser with 3QWs andvertical transitions (1996)Obszar czynny w postaci supersieciRys. 8. Schemat pierwszego lasera kaskadowego z roku 1994Fig. 8. Band diagram of the first quantum cascade laser (1994)Laser ten pracował impulsowo w temperaturach kriogenicznych10...90K i emitował promieniowanie o długości fali4,2 µm. Bardzo duża progowa gęstość prądu, wynosząca15 kA/cm 2 , spowodowana była ucieczką nośników z górnegopoziomu laserowego do kontinuum. Było to również powodemograniczenia temperaturowego zakresu pracy lasera.Obszar czynny z dwoma i trzema studniamikwantowymiProblem ucieczki nośników do kontinuum został rozwiązanyw 1995 r. w grupie J. Faista [24]. Zostało to osiągnięte przezużycie obszaru czynnego z dwoma studniami kwantowymioraz wykorzystaniu odbicia Braggowskiego w obszarze injektora.Przejścia z emisją promieniowania były pionowe orazzachodziły w obrębie tej samej studni kwantowej. Problememtego typu konstrukcji była zmniejszająca się ze wzrostemtemperatury sprawność wstrzykiwania nośników, przez colaser mógł pracować tylko impulsowo i to zaledwie do temperaturrzędu 200K. Rok później ta sama grupa zmodyfikowaławspomnianą strukturę poprzez dodanie ultracienkiejstudni kwantowej [25].Wprowadzenie dodatkowej cienkiej studni kwantowejprzed wspomnianymi dwoma studniami kwantowymi (rys. 9)znacznie zwiększyło sprawność wstrzykiwania nośników nagórny poziom laserowy oraz zmniejszyło sprawność szkodliwego,bezpośredniego wstrzykiwania nośników na dolny poziomlaserowy. W wyniku tych modyfikacji laser ten mógłpracować impulsowo także w temperaturze pokojowej.Do tej pory omawiano konstrukcje laserów kaskadowych,w których obszar czynny składał się z układu studni kwantowychi injektora w postaci supersieci. Jednak w 1997 r. wykonanolaser, w którym do stworzenia obszaru aktywnegowykorzystano jedynie supersieć [26]. Przejścia w takiej strukturzezachodziły pomiędzy minipasmami, rozdzielonymi miniprzerwami(rys. 10).Prostota tej konstrukcji polegała m.in. na tym, iż nie zachodziłatutaj relaksacja z udziałem fononu optycznego. Laserdawał dużą moc promieniowania (200...800 mW pracując odpowiedniow temperaturze 200 oraz 50K). Wadą tej konstrukcjibyło jednak ograniczenie do pracy impulsowej oraz dużeprądy progowe. Prądy te wynikały głownie z faktu, iż supersiećbyła domieszkowana (dawało to wzrost rozpraszania nadomieszkach i swobodnych nośnikach), gdyż do działania wymaganebyły płaskie minipasma. Powstawały też struktury,w których próbowano zminimalizować negatywny wpływ domieszkowania,ograniczając domieszkowanie tylko do kilkuwarstw obszaru injectora [27].W 1998 r. Tredicucci otrzymał płaskie minipasma z wykorzystaniemniedomieszkowanych obszarów aktywnych[28]. Obszar aktywny supersieci stopniowo zmniejszał swojągrubość w kierunku ruchu elektronu (rys. 11). Przy zerowympolu elektrycznym, taka supersieć tworzy serię pochylonychpodpasm, jednak po przyłożeniu napięcia otrzymuje sięw niej płaskie minipasma. Efekt ten spowodowany jest właśniezmieniającą się grubością obszaru w każdym okresie(ok. 1 Å na każdą studnię).Wspomniane lasery były wyhodowane na podłożu InP. Dlalasera działającego na długości fali ok. 7,5 µm, przy pracy impulsowejotrzymywano moce w zakresie 900 mW (dla T = 5K)do 300 mW (dla temperatury pokojowej). Wartość gęstościprądu progowego wynosiła J th = 1,5 kA/cm 2 . Zastosowanielejkowatego obszaru injektora znacznie zwiększa skutecznośćwstrzykiwania nośników na górny poziom laserowy. Poprawaskuteczności wstrzykiwania nośników jest szczególniewyraźna w wyższych temperaturach. Problem uzyskaniapracy CW w tego typu laserach związany jest z nadmiernymnagrzewaniem się ich obszaru aktywnego. Ilość wydzielanegociepła zależna jest od liczby okresów w obszarze aktywnym.34 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 10. Zasada działania pierwszego lasera kaskadowego z supersieciąw obszarze czynnym wykorzystującego przejścia minipasmo-minipasmoFig. 10. Superlattice quantum cascade laser with miniband-minibandtransitions in the active regionRys. 12. Obszar aktywny lasera kaskadowego wykorzystującegoefekt rezonansu dwufononowego [15]Fig. 12. Two-phonon resonance quantum cascade laser [15]Rys. 11. Zasada działania lasera kaskadowego, w którym wykorzystanoniedomieszkowaną supersieć o zmiennej grubościwarstw oraz przejścia minipasmo-minipasmo [42]Fig. 11. Quantum cascade laser with undoped, chirped superlatticeusing miniband-miniband transitions in the active region [42]Poprzez zmniejszenie ich liczby z 28 do 19 można byłoosiągnąć pracę ciągłą aż do 150K. Moc emitowanego promieniowaniawynosiła wtedy 25 mW.Obszar czynny z rezonansem dwufononowymKolejnym doskonalszym rozwiązaniem jest laser kaskadowyz obszarem czynnym w którym wykorzystano zjawisko rezonansudwufononowego [15]. Poprzednio opisane konstrukcjewykorzystujące trzy studnie kwantowe lub supersieć miały zarównopewne wady jak i zalety. Wadą pierwszej konstrukcjibyła zbyt mała prędkość odprowadzania nośników z dolnegopoziomu laserowego, zaletą natomiast była bardzo wysokasprawność wstrzykiwania nośników na górny poziom laserowy.Lasery ze zmienną supersiecią miały z kolei odwrotne właściwości,znacznie lepszą skuteczność odprowadzania nośnikówz dolnego poziomu laserowego oraz nieco słabszą skutecznośćwstrzykiwania nośników na górny poziom laserowy (trochęlepsze pod tym względem były lasery z lejkowatyminjectorem). Wykorzystanie rezonansu dwufononowego pozwalałowykorzystać dobre strony każdej z tych konstrukcji.W tym rozwiązaniu zastosowane są 4 studnie kwantowe w obszarzeaktywnym (rys. 12). Górnemu i dolnemu poziomowi laserowemuodpowiadają poziomy 4 oraz 3. Natomiast poziomy1, 2, 3 przedstawiają poziomy relaksacyjne oddalone od siebieo energię podłużnego fononu optycznego LO. Wykorzystanieschodkowego mechanizmu odbierania nośników znacznieskraca ich czas życia na dolnym poziomie laserowym, coznacząco poprawia inwersję obsadzeń. Dzięki zastosowaniupierwszej bardzo cienkiej studni, zmniejsza się nakładaniefunkcji falowych injektora i dolnego poziomu laserowego (3)oraz poziomów relaksacyjnych (1, 2).Ostatecznie otrzymuje się bardzo dobrą sprawność wstrzykiwanianośników na górny poziom laserowy oraz wysoką inwersjęobsadzeń dzięki krótkiemu czasowi życia nośników nadolnym poziomie laserowym (zaleta obszaru czynnego zezmienną supersiecią). Pierwsze konstrukcje laserów z opisanymobszarem czynnym dały już obiecujące wyniki [29] i pozwoliłyna otrzymanie pracy impulsowej z długimi impulsamii przy dużej częstotliwości nawet do temperatury 120°C. Otrzymanemoce promieniowania wynosiły 1,15 W dla 0°C, 0,45 Wdla 50°C oraz 92 mW przy 120°C. Gęstości prądów progowychwynosiły dla tych przypadków odpowiednio 3,1; 4,2i 5,6 kA/cm 2 . Dodatkową zaletą była wysoka wartośćwspółczynnika T 0 , zarówno dla laserów wykonanych w konfiguracjiFP, jak i DBR. Dla opisanej konstrukcji otrzymano teżpierwszą na świecie pracę CW w temperaturze pokojowej [30].Konstrukcja bound-to-continuumW tym samym roku co poprzednia, powstała również konstrukcjabound-to-continuum, która umożliwiła utrzymanie niskichprądów progowych nawet dla wyższych temperatur.W tym rozwiązaniu obszar aktywny rozciąga się na całą szerokośćokresu (rys. 13) i składa się z przesuniętej supersiecitworzącej nachylone, niższe minipasmo, którego wysokośćjest największa w centrum i zmniejsza się po obu stronachbariery injektora [31].Górny poziom laserowy jest tworzony w pierwszej miniprzerwieprzez małą studnię blisko bariery injektora. Maksimumjego funkcji falowej jest blisko tej bariery i zmniejsza sięELEKTRONIKA 5/2009 35

Rys. 13. Schematyczna struktura energetyczna pierwszego lasera zośrodkiem czynnym typu bound-to-continuumFig. 13. Band diagram of the first bound-to-continuum quantumcascade laserpłynnie w obszarze aktywnym. Górny poziom laserowy jestdobrze oddzielony od stanów leżących nad nim w supersieci,dzięki czemu nie musi być ograniczany poprzez podział strukturyna obszar aktywny oraz injector i obszar relaksacyjny.Dzięki temu oddzieleniu (60 meV), skuteczność wstrzykiwaniana górny poziom nie jest zmniejszana przez wstrzykiwanie nawyższe stany energetyczne w supersieci. Otrzymana strukturama podobnie jak poprzednia bardzo dobrą sprawnośćwstrzykiwania nośników oraz szybkość relaksacji, co dajew wyniku bardzo dobre właściwości cieplne oraz niskie prądyprogowe. Ze względu na „rozszerzony” dolny poziom laserowy,spektrum emisji tych laserów jest nieco szersze niżw pozostałych przypadkach. Opisana konstrukcja obszaruczynnego umożliwia emisję o długości fali nawet do 16 µm[32]. Wykorzystując rezonator DFB, udało się otrzymać pracęCW dla długości fali λ = 5,4 µm [33]. Laser działał do temperatury30°C i wówczas gęstość prądu progowego wynosiła2,05 kA/cm 2 , zaś emitowana wiązka miała moc 0,35 mW.Lasery na podłożu InPFosforek indu był podłożem pierwszych laserów kaskadowych.Materiały wykorzystywane w tych laserach to głównieIn x Ga 1-x As oraz In x Al 1-x As, które pełnią funkcje falowodóworaz claddingów. Z powyższych materiałów wytwarzane sąrównież obszary czynne. Pomimo, że pierwsze tunelowaniepomiędzy studniami kwantowymi zostało zaobserwowane dlamateriałów GaAs/AlAs, to pierwsze konstrukcje laserów wykonanoprzy wykorzystaniu GaInAs/AlInAs. Materiały te zostaływykorzystane z dwóch powodów. Pierwszym powodemsą wartości nieciągłości pasma przewodnictwa ∆E c , któraokreśla zakres spektralny, a dokładniej ogranicza go od dołu.Dla tej konfiguracji ∆E c wynosi około 520 meV [34], co odpowiadafali o długości ok. 2,39 µm. Natomiast drugim parametremjest masa efektywna, która determinuje grubośćstudni dla której może mieć miejsce emisja o określonejdługości fali. Względnie mała masa nośników w tego typu laserachuniemożliwia pracę na większych długościach fal, ponieważabsorpcja na swobodnych nośnikach zależy odwrotnieproporcjonalnie do masy efektywnej. Oba te parametry były istotnedo otrzymania pierwszego lasera kaskadowego emitującegofalę o długości 4,2 µm. Ta długość fali jest najkrótsząosiągniętą w układzie GaInAs/AlInAs. Warto zaznaczyć, żepodłoże InP ma dużą przewodność cieplna wynoszącąk = 68 W/mK [35].Ze względu na masę efektywną oraz fakt, że absorpcja naswobodnych nośnikach zależy od kwadratu długości fali, to laseryna tym podłożu nie są przeznaczone do emisji fal o zbytdużej długości. Z tych materiałów nie zostały wytworzone laseryterahercowe, jednak mogą one emitować długość fali nawet do24 µm [36]. Ze względu na to, że współczynnik załamania InPjest mniejszy niż obszaru czynnego zbudowanego na bazie In-GaAs/InAlAs, może on być używany jako warstwa claddingowa,bez nadmiernego domieszkowania, co dodatkowo zmniejszastraty optyczne w tych warstwach. Kolejną ważną cechą laserówna podłożu InP jest możliwość konstruowania na bazie tegomateriału laserów typu buried-heterostructure (z zagrzebaną heterostrukturą).Lasery takie mają znacznie lepsze własnościcieplne od standardowych laserów typu ridge waveguide (z falowodemgrzbietowym), a dzięki mniejszym stratom optycznymmoc emitowana z tych laserów jest znacznie większa [37].Od czasu zbudowania pierwszego lasera kaskadowego w1994 r., urządzenia na podłożu InP poczyniły olbrzymiepostępy. Ważnym krokiem naprzód było osiągniecie pracyCW w temperaturach pokojowych w roku 2001 [44]. Obecnielasery zbudowane na tym podłożu w pracy impulsowej emitująświatło nawet o średniej mocy 0,85 W [38], zaś mocy szczytowej7 W [39]. Obecne osiągi laserów pracujących w pracyCW zwykle nie przekraczają 200 mW w temperaturach pokojowych.Są jednak źródła, w których opisane są lasery o bardzodużej emitowanej mocy nawet dla pracy CW [40].Wartości tych mocy to 750 mW (300K), ponad 1 W (poniżej200K) oraz 1,4 W dla temperatury otoczenia 80K. Osiągniętoto przy względnie dużych, jak na te konstrukcje sprawnościachodpowiednio 5, 10; 10 i 18%.Lasery na podłożu GaAsLasery kaskadowe na podłożu GaAs pojawiły się w 1998 r.,kiedy to zespół C. Sirtoriego zbudował pierwszy laser tego typu[41]. Pomyślnie zakończone prace nad tym laserem potwierdziłyprzypuszczenie, że lasery kaskadowe mogą być wykonanerównież dla innych grup materiałów. Pomimo, żetechnologia GaAs była znacznie bardziej dojrzała niż InP, laseryte zostały wytworzone później z kilku powodów wynikającychz cech fizycznych tej grupy materiałów. Jednymz nich jest fakt, że współczynnik załamania GaAs jest niewieleniższy niż obszaru czynnego. Nie nadaje się on, więc na materiałcladdingowy, zaś poprzez wprowadzenie warstw AlGaAs,które mają niską przewodność elektryczną, znacznie zwiększamyspadek napięcia w całym laserze, co przy wysokichprądach progowych daje bardzo dużo wydzielonej mocy. Bardzoduży prąd progowy w pierwszych laserach wykonanychna tym podłożu brał się też z faktu, że duża cześć nośnikówuciekała do kontinuum, przez co spadała inwersja obsadzeń.Obszary czynne GaAs/AlGaAs w tych laserach możnamodyfikować przede wszystkim pod względem zawartości Alw barierach. Dla pierwszej konstrukcji zawartość Al w barierachwynosiła 33%. Powodowało to bardzo łatwą ucieczkęelektronów do kontinuum, co skutkowało bardzo wysokimiprądami progowymi. Zwiększanie zawartości Al w barierachpowoduje wzrost różnicy energetycznej pomiędzy górnym poziomemlaserowym a kontinuum. Optymalnym składem jestAlGaAs z 45% Al. Powyżej tej wartości w studni pojawiają siędoliny X oraz L, których obecność zmniejsza inwersję obsadzeń.Nieciągłość pasma przewodnictwa dla 33% Al w barierzewynosi 295 meV i ze wzrostem zawartości Al rośnie,osiągając 1 eV przy barierze AlAs. Dodatkowo, wraz zewzrostem zawartości Al, poprawia się znacznie zależnośćprądu progowego od temperatury [42].36 ELEKTRONIKA 5/2009

Ze względu na większą masę efektywną nośników orazmniejsze wartości ∆E c , lasery te są przeznaczone do pracyna większej długości fali niż lasery zbudowane na podłożu InP.Pierwszy taki laser pracował na długości fali 9,5 µm, obecniezaś podłoże GaAs oraz AlGaAs wykorzystuje się również dowytwarzania laserów terahercowych, które mogą emitowaćfalę o długości nawet 200 µm.Przewodność cieplna GaAs wynosi 44 W/mK, zaś przewodnościAl x Ga 1-x As dla x = 33 oraz 45% wynoszą odpowiednio11,7 oraz 10,9 W/mK. Wartości te są porównywalnedla In 0.52 Al 0.48 As (10,17 W/mK), natomiast zdecydowanielepsze od In 0.53 Ga 0.47 As (4,87 W/mK).Bardzo ważną zaletą tego zestawu materiałów jest teżbardzo dobrze opanowana technologia wytwarzania warstwGaAs oraz AlGaAs. Sam arsenek galu jest stosunkowo tanimi szeroko rozpowszechnionym materiałem stosowanym nietylko do wytwarzania laserów półprzewodnikowych. KryształyGaAs oraz warstwy tego materiału można znaczniełatwiej obrabiać. Są one również tańsze od swoich fosforkowychodpowiedników.W związku z opisanymi trudnościami wynikającymi z właściwościfizycznych materiału AlGaAs (mimo jego pewnychzalet) rozwój laserów na GaAs jest bardzo utrudniony. W rezultacie,parametry tych laserów oraz temperatury ich pracyciągle nie są w pełni zadowalające. Pracę impulsową w temperaturachpokojowych osiągnięto dopiero w 2001 r. [43], zaśpraca CW została do tej pory uzyskana jedynie do temperatury150K [44]. Moce CW emitowane z tego typu laserów sąstosunkowo niskie i wynoszą kilka mW (dla 150K) oraz80 mW dla 70K. Natomiast dla pracy impulsowej osiąga sięmoce rzędu 100 mW dla temperatury pokojowej. Obecnie obszarśredniej podczerwieni zostawia się do zagospodarowanialaserom na InP, ze względu na znacznie lepsze ichparametry. Materiały na arsenku galu stanowią natomiast podstawędziałania laserów terahercowych działających w dalekiejpodczerwieni.Inne rodzaje laserów kaskadowychLasery terahercoweNajważniejszą różnicą pomiędzy laserami terahercowymi,a laserami na średnią podczerwień opisywanymi wcześniejsą energie emitowanych fotonów. Energie te są mniejsze niżenergie fononów optycznych dla procesów relaksacyjnych występującychw poprzednio opisywanych laserach (dla fononuLO w GaAs jest to energia 36 meV). Prędkości rozpraszaniaRys. 14. Obszar czynny pierwszego terahercowego lasera kaskadowego.Przejścia laserowe mają miejsce między stanami 2 i 1 [59]Fig. 14. The active region of the first terahertz quantum cascadelaser. The laser transitions take place between the states 2 and 1 [59]i czasy życia nośników uzależnione są w tym wypadku od innychprocesów. Wykorzystuje się tu zjawiska rozpraszaniaelastycznego takie jak nośnik-nośnik i rozpraszanie na domieszkach.Ze względu na to, że lasery te emitują faleo długości większej niż 40 µm, bardzo duże znaczenie ma absorpcjana swobodnych nośnikach, która rośnie z kwadratemdługości fali. Pierwszy laser terahercowy (TASER) powstałw 2002 r. [45], a jego obszar czynny był typu bound-tocontinuum(rys.14). W konstrukcji tej lejkowy injektor w postacizmiennej supersieci sprowadza nośniki do stanu 2, ulokowanegona samym dole górnego minipasma obszaru aktywnego.Przejścia emisyjne zachodzą do stanu 1 w górnej części dolnegominipasma, po czym ma miejsce gwałtowne opróżnianiepoziomu do następnego injektora. Laser działał impulsowo nadługości fali 67 µm do temperatury otoczenia 50K, a moc wyjściowawynosiła 2 mW dla temperatury 8K. Aby zmniejszyćstraty w falowodzie spowodowane rozmiarami modów orazsłabym przekrywaniem się modu optycznego z obszarem aktywnym,Köhler wprowadził cienką domieszkowaną warstwępomiędzy obszarem aktywnym i podłożem.W 2003 r. przy projektowaniu laserów terahercowych postanowionowykorzystać rozwiązania z wcześniejszych konstrukcjilaserów kaskadowych, których obszar aktywnyzawierał 4 studnie kwantowe oraz wykorzystywał mechanizmrelaksacji drogą fononu optycznego [46]. Powstały według tejkoncepcji laser osiągnął do tej pory rekordowe wyniki temperaturowe,pracując impulsowo w 167K oraz z falą ciągłą w117K. Otrzymywana moc wiązki była jednak bardzo niska,rzędu 3 mW [47]. Z drugiej strony, największą moc otrzymano3 lata później [48]. Laser ten emitował światło o długości fali68 µm i mocy 248 mW (impulsowo). Niestety z powodu wysokichprądów i temperatury laser pracował tylko w temperaturze10K. Oprócz prac nad poprawą parametrów laserówterahercowych, trwają prace nad zwiększaniem zakresu emitowanychprzez nie częstotliwości (długości fali). Obecnie zakresten to fale o częstości od 1,2 THz [49] do 4,9 THz [50].Zaobserwowano także, że obecność pola magnetycznego obniżaten przedział do 0,83 THz [51]. Osiąganie coraz to większychdługości fali jest bardzo atrakcyjne ze względu namożliwość zastosowania ich w spektroskopii, badaniu materiałóworaz w systemach obrazujących.Lasery bazujące na krzemogermanie SiGePrzyrządy bazujące na SiGe zaczęły przybierać na znaczeniumniej więcej od roku 1983, kiedy to stworzono tranzystorMODFET (MOdulation Doped Field Effect Transistor) [52], wykorzystującysupersieć z tego materiału. W następnych latachdzięki temu materiałowi zbudowano tranzystor HBT (HeterojunctionBipolar Transistor) [53] oraz MOSFET (Metal OxideSemiconductor Field Effect Transistor).Dalsze badania supersieci Si/Ge doprowadziły do pomysłuzbudowania lasera kaskadowego na bazie tego materiału.W laserach tych, w przeciwieństwie do poprzednioopisanych, wykorzystuje się przejścia w paśmie walencyjnym.Teoria dotycząca tych przejść laserowych zostałaprzedstawiona w publikacji [54]. W pracy tej podano równieżmożliwe konstrukcje takiego lasera kaskadowego. Jednaz nich wykorzystuje rodzaj obszaru aktywnego typu boundto-continuum,zaprojektowana do emisji fali z przedziału8...30 µm (rys. 15).Drugą zaproponowaną konstrukcją był laser terahercowyemitujący falę o długościach z zakresu 30...100 µm w temperaturach4...10K. W 2000 r. powstał pierwszy QCE (QuantumCascade Emitter) na materiale Si/SiGe [55]. Opisane w przy-ELEKTRONIKA 5/2009 37

Rys. 15. Kaskada laserowa wewnątrzpasmowego lasera kaskadowegoSi-Ge [68]Fig. 15. Intersubband Si-Ge quantum cascade laser [68]Rys. 16. Zależności dyspersyjne dla pasm dziurowych, w konstrukcjiz odwróconą masą efektywną [71]Fig. 16. The hole dispersion relations for inverted effective massconstruction [71]Rys. 17. Kaskada z odwróconą masą efektywną, tworząca pierwszyterahercowy laser na materiale Si/SiGe. Mechanizm A jest to tunelowanierezonansowe, natomiast B oznacza straty spowodowanerozpraszaniem na fononachFig. 17. Inverted mass cascade from the first Si/SiGe terahertzlaser. The transition A denotes resonant tunneling, B refers to lossesdue to phonon scatteringtoczonej pracy przejścia laserowe w obszarze czynnym zachodziłyz dala od środka strefy Brillouina w przestrzeni wektorafalowego. Projektując studnie kwantowe należałozapewnić, aby podpasmo lekkich dziur (LH1), było usytuowaneenergetycznie nad pasmem dziur ciężkich (HH1). Naskutek oddziaływania pomiędzy podpasmami, blisko centrumstrefy Brillouina tworzy się obszar odwróconej masy efektywnej(widoczny na rys. 16), co objawia się elektronopodobnązależnością dyspersyjną dla pasma lekkich dziur LH1 [56].Dziury tunelują na pasmo LH1 w pobliżu centrum strefyBrillouina, gdzie dzięki rozpraszaniu (głównie z udziałem fononówakustycznych i nośnik-nośnik) są wstrzykiwane nad lokalneminimum w paśmie HH1 i zachodzi przejście laserowena to właśnie pasmo. Następnie dziury są rozpraszane w kierunkucentrum strefy Brillouina, gdzie tunelują do pasma LH1w następnym okresie. Aby uzyskać odwróconą masę efektywną,studnie kwantowe muszą być stosunkowo szerokie(powyżej 60 Ǻ), aby pasma ciężkich i lekkich dziur leżaływ niedużej odległości energetycznej. Odległość ta jest mniejszaod energii fononu optycznego, dzięki czemu znaczniespada liczba niekorzystnych przejść niepromienistych. Niestetyutrzymanie stanu odwróconej masy efektywnej jest problematyczne.Efekt ten łatwo otrzymać w naprężonymkrzemie, jednak jest prawie całkowicie znoszony w momencieprzyłożenia pola elektrycznego. Schemat przykładowego laserawykorzystującego kaskadę z odwróconą masą efektywnąprzedstawia rys. 17.W 2002 r. badano możliwości budowy obszaru czynnegoze sprzężonymi studniami kwantowymi, w których przejściapromieniste zostały przewidziane w rozważaniach teoretycznych[57]. Ta praca umożliwiła stworzenie w 2003 r. lasera,wykorzystującego przejścia skośne wspomagane fotonamipomiędzy ciężkimi dziurami i lekkimi dziurami w sąsiednichstudniach [58].Zalety konstrukcji wykorzystujących materiały krzemowesą bardzo duże, przede wszystkim są to aspekty finansowe.Koszty produkcji warstw krzemowych są mniejsze niż warstwpółprzewodnikowych z grupy III-V. Kolejną zaletą jest to, iżdzisiaj większość elektroniki wykonana jest właśnie z materiałówkrzemowych. Integracja obwodów scalonychz urządzeniami optycznymi bazujących na krzemie mogłabyznacznie poprawić np. prędkość przesyłu danych. Materiałyz grupy III-V są polarne, co stanowi dużą przeszkodę przyotrzymywaniu laserów terahercowych pracujących w temperaturachpokojowych oraz uniemożliwia działanie w paśmiezabronionym w zakresie 8...12 THz.Ponieważ związki krzemu i germanu są niepolarne, to rozpraszaniez udziałem fononu optycznego jest znikome. Kiedyzostanie wyeliminowane to rozpraszanie, które jest bardzo silnieuzależnione od temperatury, rosną czasy życia nośnikóww odpowiednich podpasmach i są niemalże stałe aż do 300K[59]. Daje to nadzieje na uzyskanie pracy laserów w temperaturzepokojowej. Kolejną zaletą jest to, że przewodnośćcieplna krzemu jest 3 razy większa niż GaAs. Dzięki temupodłoże krzemowe znacznie lepiej będzie odprowadzaćciepło, co ostatecznie poprawi wydajność całej struktury.W kwestii optycznej, należy podkreślić, że krzem jest jednymz najbardziej przezroczystych materiałów dla fal z dalekiejpodczerwieni. Prowadzi to do mniejszych strat optycznychoraz zmniejszonego wymaganego wzmocnienia i prądu progowego.Ostatnią zaletą omawianych laserów jest to, że podczaswytwarzania warstw krzemowych, znacznie łatwiejszejest wytwarzanie zagrzebanej heterostruktury BH. Strukturata ma jedne z najlepszych właściwości cieplnych z całej grupydotychczasowych konstrukcji laserów kaskadowych.38 ELEKTRONIKA 5/2009

Konstrukcje przyrządówNajwiększym problemem w laserach kaskadowych jest bardzoduży wzrost temperatury we wnętrzu lasera podczas jegopracy. Głównymi źródłami ciepła w laserze kaskadowym sąrelaksacja gorących nośników, reabsorpcja promieniowaniaoraz ciepło Joulea. Ilość wydzielonego ciepła Joulea zależyod gęstości prądu przepływającego przez dany obszar i odrezystywności tego obszaru. Dla laserów kaskadowych wydajnośćpowyższych zjawisk jest bardzo różna i uzależnionaod takich czynników jak temperatura otoczenia lasera, wymiary,liczba okresów obszaru czynnego oraz materiały użytedo skonstruowania lasera.Obszary czynne laserów kaskadowych składają sięz wielu okresów. Ich liczba waha się 20...100. Wraz z ichwzrostem rośnie nie tylko natężenie emitowanego promieniowania,lecz również zwiększa się obszar, w którym wydzielanejest ciepło, ponadto zwiększa się również sama wartośćprądu progowego lasera. Wzrost prądu wynika z faktu, żepodczas nagrzewania się lasera nośniki ulegają termicznemuwzbudzeniu oraz uciekają ze studni na niższy poziom laserowypoprzedniego okresu (tzw. thermal back filling). W takiejsytuacji znacznie zmniejsza się inwersja obsadzeń w obszarzeczynnym i aby utrzymać akcję laserową, należy zwiększyćprąd zasilający. Konsekwencją tych procesów jest spadekemitowanej przez laser mocy.Kolejnym źródłem ciepła w laserze jest rozpraszanie nośnikówna interfejsach. Wzrost efektywności tego procesu spowodowanyjest zjawiskiem kwantowym, które widoczne stajesię dla warstw o grubości mniejszej niż średnia droga swobodnafononu w tych warstwach. Powoduje ono znaczną redukcjęprzewodności cieplnej, co bezpośrednio obserwowanejest w supersieciach. W stosunku do wartości przewodnościcieplnej w materiale objętościowym, może zmaleć nawet 10razy [60]. Teoria tego zjawiska jest tematem bardzo wielu prac[61,62]. Niska przewodność cieplna supersieci była jednymz powodów dużych problemów z uzyskaniem pracy CW laserówkaskadowych w temperaturach pokojowych. Pierwsze laserypracowały w temperaturach helowych i to głównieimpulsowo. Jednym z kierunków rozwoju były prace nad doskonaleniembudowy obszaru czynnego, o czym była jużmowa wcześniej. Drugim sposobem, mającym na celu poprawęodprowadzania ciepła z obszaru czynnego byłousprawnienie konstrukcji samego lasera. Obecnie wykorzystujesię trzy podstawowe konstrukcje laserów kaskadowych.Pierwszą i najczęściej wytwarzaną jest konstrukcja typu RidgeWaveguide (RW), drugą jest Double Channel (podwójnykanał, DC) zaś trzecią jest konstrukcja z zagrzebaną heterostruktrurąBH (Buried Heterostructure).Wszystkie te konstrukcje wytwarzane są metodami MBE(Molecular Beam Epitaxy) lub MOVPE (Metal Organic VapourPhase Epitaxy). Wytwarzanie laserów kaskadowych wymagabardzo precyzyjnych obliczeń oraz sprawnych urządzeń technologicznych.Największy problem stanowi zapewnienie stabilnościparametrów technologicznych podczas wielogodzinnego(12 - 48 godz.) procesu. Inne problemy podczas wytwarzaniastruktur laserów kaskadowych metodą MBE to jakość interfejsów,dokładna kontrola grubości warstw i okresowości struktury,kompensacja naprężeń i optymalizacja domieszkowania.MBE jest najpopularniejszą metodą wytwarzania laserów kaskadowych,jednak MOVPE ma też wiele zalet.Jedną z ważniejszych cech tej metody jest temperaturaprocesu, która może wynosić nawet 650ºC, kiedy w MBE wynosiona typowo 550 º C. Wysoka temperatura wymagana jestdo otrzymywania lepszej jakości warstw InAlAs oraz supersieciInAlAs/InGaAs. Warstwy InGaAs powinny być wytwarzanew wyższej temperaturze (zmniejszanie poziomu zanieczyszczeńi defektów), jednak wyższe temperatury powodujądesorpcje arsenu z warstw. Inną przewagą MOVPE nad MBEjest to, że dzięki większym szybkościom wzrostu wytwarzaniewarstw trwa krócej. Metoda ta jest zatem najbardziej odpowiedniado ewentualnej produkcji laserów na podłożu InP.Koszty wytwarzania tych laserów są ciągle dosyć duże. Otrzymywaniewysokiej jakości warstw jest kluczowe, w przypadkulaserów kaskadowych bowiem jakość warstwy ma krytyczneznaczenie i bardzo znaczący wpływ na pracę przyrządu. Należyrównież wziąć pod uwagę, że w obszarach aktywnychbariery oraz studnie mogą mieć grubości nawet 1 nm, co jestprawie wartością graniczną możliwą do otrzymania w powyższychmetodach. Natomiast grubości claddingów sąw niektórych strukturach na tyle duże, że mogą w nich powstawaćróżne defekty, zaś same warstwy mogą także byćbliskie wartości granicznych (tym razem od góry) dla omawianychmetod wzrostu.Rys. 18. Schemat struktury lasera typu Ridge WaveguideFig. 18. Ridge Waveguide laserKonstrukcja typu Ridge Waveguide (rys. 18) ma najgorszezdolności odprowadzania ciepła z lasera, ponieważ ciepłoodprowadzane jest w niej tylko w kierunku prostopadłym dowarstw, w głównej mierze w kierunku chłodnicy. Laser wytwarzasię w całości jedną z wymienionych metod epitaksjalnychna podłożu InP lub GaAs. W przypadku laserów GaAsczęsto stosuje się również warstwy buforowe, dzięki którymnastępne warstwy są lepsze morfologicznie. Ważnym zagadnieniempodczas wytwarzania laserów jest również odpowiedniedomieszkowanie. Dla przyrządów na GaAsdokładność domieszkowania ma kluczowe znaczenie zewzględu na sam mechanizm działania przyrządu (domieszkowanieinjektorów) oraz na wytwarzanie falowodu, który powstajepoprzez bardzo silne domieszkowanie cienkiej warstwyGaAs w części claddingowej (tzw. falowód plazmonowy).Dla ograniczenia rozpływu prądu w strukturze nakładanajest izolacja w postaci SiO 2 lub Si 3 N 4 . Obecnie częściej stosowanajest warstwa azotkowa, ze względu na wyższą przewodnośćcieplną oraz lepsze własności izolacyjne. Laseryz tym rodzajem izolacji posiadają niższe prądy progowe, dodatkowo- w porównaniu z SiO 2 - mniejsza jest w nich absorpcjaprądu generowanego [63]. Inne spotykane rodzajeizolacji to Al 2 O 3 oraz polimery izolujące. Są one znacznie rzadziejspotykane, jednak polimery są wykorzystywane jako rodzajwypełniacza w laserach typu DC. Po wytworzeniukontaktu omowego, na strukturę nakładana jest gruba warstwazłota. Warstwa ta ma na celu poprawę odprowadzaniaELEKTRONIKA 5/2009 39

ciepła oraz chroni laser przed uszkodzeniami mechanicznymiw trakcie wykonywania połączeń drutowych. Grubość tejwarstwy jest jednym z wrażliwszych parametrów konstrukcyjnych,większe ilości złota zmniejszają temperaturę w samymlaserze, jednak tylko do pewnego momentu. Po przekroczeniuokreślonej grubości (zwykle kilkunastu mikrometrów) temperaturaw laserze zaczyna ponownie rosnąć.Znacznie lepsze właściwości cieplne ma konstrukcja z zagrzebanąheterostrukturą (w skrócie oznaczana jako BH).W konstrukcji tej nie występuje warstwa izolacyjna w postaciazotków lub tlenków (rys. 19). W jej miejsce umieszcza sięizolujący elektrycznie materiał o wysokiej przewodności cieplnej.W ten sposób ciepło odprowadzane jest z lasera równieżrównolegle do warstw, zaś z faktu, iż jest to warstwaizolacyjna elektrycznie, wynika pożądany rozkład gęstościprądu w laserze.Podstawowa struktura warstw tego lasera jest wykonywanadwustopniowo, metodami MBE/MOVPE, podobnie jakw poprzedniej konstrukcji. Sama warstwa izolująca to najczęściejdomieszkowany żelazem InP wytwarzany metodąMOCVD. To rozwiązanie zdecydowanie poprawia bilanscieplny w laserze, jednak jest ono również znacznie bardziejskomplikowane ze względu na wykorzystanie dwóch metodepitaksjalnych. W 2002 r. zrealizowano pierwszy laser kaskadowyCW pracujący w temperaturach pokojowych [64], wykonanyopisaną wcześniej metodą.Trzecim typem jest konstrukcja z podwójnym kanałem DC(Double Channel). Ma ona cechy dwóch poprzednich rozwiązań.Wykonuje się ją podobnie do RW, jednak warstwypółprzewodnikowe tworzą znacznie szerszą strukturę, w którejchemicznie wytrawia się kanały, określające szerokośćwłaściwego ridgea (grzbietu). Ścianki powstałych kanałów pokrywasię warstwą tlenku lub azotku zaś resztę wypełnia sięnp. złotem lub indem. Dzięki obecności takich kanałów, ciepłoodprowadzane jest również równolegle do warstw, przez conagrzewanie się lasera jest znacznie ograniczone.Przykładową strukturę DC przedstawiono na rys. 20. W porównaniudo BH, konstrukcja ta jest znacznie mniej skomplikowanatechnologicznie (wytwarzana jest w jednymreaktorze). Powyższe cechy sprawiają, że jest ona najczęściejspotykaną wśród laserów kaskadowych na GaAs.Sama struktura może być zamontowana na dwa sposoby.Pierwszym rodzajem montażu jest epi-up, czyli warstwy epitaksjalneznajdują się na podłożu, które leży na chłodnicy.W tym przypadku ciepło wydzielane we wnętrzu lasera w obszarzeczynnym ma do przejścia bardzo długą drogę, aby dostaćsię do chłodnicy, przez co właściwości cieplne całejkonstrukcji nie są zbyt dobre. Ten sposób montażu jest możliwydla wszystkich trzech konstrukcji laserów kaskadowych, jestrównież najprostszym zamontowaniem lasera. Drugim rodzajemmontażu jest epi-down, czyli przypadek, w którym warstwyepitaksjalne leżą na chłodnicy. Ciepło tutaj nie musi przechodzićprzez cała strukturę oraz podłoże, przez co jego odprowadzaniejest znacznie skuteczniejsze. Wyższość drugiegosposobu montowania nad pierwszym potwierdza bardzo wieleprac doświadczalnych. Ze względu na trudniejsze wytwarzanietakich laserów, są one jednak rzadziej spotykane.Aktualne możliwości i parametry laserówkaskadowychRys. 19. Schemat struktury lasera typu Buried HeterostructureFig. 19. Buried Heterostructure laserRys. 20. Schemat struktury lasera typu Double ChannelFig. 20. Double Channel laserOd czasu pierwszego lasera z 1994 r. wykonanego na InP [4]oraz lasera na GaAs z 1998 r. [55] rozwój tej grupy urządzeńposzedł daleko naprzód. Wykorzystanie heterostruktury(Al)GaAs, materiału najbardziej rozpowszechnionego (opróczkrzemu) i najlepiej poznanego, umożliwiło częściową komercjalizacjęlaserów QCL. Po kilku latach badań zdano sobiesprawę, że w zakresie średniej podczerwieni lasery wykonanena GaAs będą miały duże problemy w osiągnięciu podobnychwyników co lasery QCL wytwarzane na podłożu InP. Jednymz atutów laserów na InP jest to, że fosforek indu może byćużyty jako materiał claddingowy. Ma on niski współczynnikzałamania oraz dobre właściwości elektryczne. Dzięki temuInP zapewnia dobre ograniczenie optyczne bez koniecznościsilnego domieszkowania, co zmniejsza znacznie stratyoptyczne spowodowane absorpcją na swobodnych nośnikach.Współczynnik ograniczenia optycznego, zdefiniowanyjako stosunek wzmocnienia modowego do wzmocnienia materiałowego,wynosi 28 i 40%, odpowiednio dla GaAs i InP[56]. InP ma jeszcze przewagę we własnościach cieplnych.Przewodność cieplna tego materiału wynosi 68 W/mK i jestnawet ok. 10 razy wyższa niż związków potrójnych lub poczwórnych,często stosowanych w falowodach laserów naGaAs, InAs i GaSb. Obecnie większość wyników, któreświadczą o możliwościach praktycznego wykorzystania laserówQCL, dotyczy laserów na InP.Lasery emitujące w zakresie dalekiej podczerwieni zostaływykonane jedynie na podłożach GaAs. Było to możliwe zewzględu na bardzo rozwinięte technologicznie metody wytwarzaniatego materiału oraz jego właściwości fizyczne.Główną zaletą GaAs jest posiadanie względnie dużej masy40 ELEKTRONIKA 5/2009

efektywnej nośników, co zmniejsza absorpcję na swobodnychnośnikach i dzięki temu możliwe jest wykonywanie laserówpracujących w dalekiej podczerwieni w paśmie terahercowym.Oprócz podłoży fosforkowych i arsenkowych bardzo dużymzainteresowaniem cieszą się heterostruktury na Si/SiGe orazInAs/AlSb. Lasery na drugiej z wymienionych heterostrukturdziałają impulsowo w temperaturze pokojowej dla długości fali4,5 µm [65]. Przyrządy wytwarzane z tych materiałów są bardzoobiecujące z dwóch powodów. Pierwszym jest duża wartośćnieciągłości pasma przewodnictwa (ok. 2 eV) oraz małamasa efektywna w InAs. Wszystko to jest korzystne dla emisjifal w zakresie bliskiej podczerwieni oraz zapewnia dużewzmocnienie optyczne. Problemem w wytwarzaniu tych strukturjest słabiej jak na razie poznana technologia wytwarzaniatych materiałów.Prace nad laserami na krzemogermanie są obecniemniej zaawansowane. Pierwsza elektroluminescencja z obszaruczynnego emitera na podłożu Si 0.5 Ge 0.5 pochodzącaz przejść wewnątrzpasmowych była zaobserwowana w roku2002 [66]. Realizacja lasera na Si/SiGe byłaby wielkimprzełomem w dziedzinie przyrządów wykorzystujących zjawiskokaskady nośników, choćby ze względu na obecny poziomtechnologii krzemowej, prostotę i niskie koszty jegowytwarzania. Podstawową trudnością jest to, że opis teoretycznyprzejść w pasmie walencyjnym jest jak na razie jeszczebardzo niedojrzały.Obecnym problemem laserów kaskadowych jest mocwiązki oraz wysokie prądy progowe. W temperaturach kriogenicznych,osiągane progowe gęstości prądu dla lasera emitującegofalę o długości 9 µm są nawet tak niskie jak 1 kA/cm 2[67], natomiast dla wyższych temperatur dla GaAs wartościte mogą sięgać nawet kilkunastu kA/cm 2 . Aby obniżyć te wartościpotrzebne jest jeszcze dokładniejsze zrozumienie zjawiskzachodzących w obszarze czynnym tych przyrządów.W tym celu konieczne jest stworzenie odpowiednich modeliopisujących przejścia laserowe, procesy rozpraszania fononóworaz uwzględnienie różnych źródeł absorpcji promieniowania.Trzeba wziąć dodatkowo pod uwagę takie zjawiska,jak ucieczka nośników na wyższe poziomy energetyczne i dokontinuum lub do dolin X i L w obrębie tej samej lub sąsiadującejstudni kwantowej.Pracę laserów można ulepszać na drodze optymalizacjiparametrów technicznych. Spośród trzech konstrukcji, najlepszeto BH (dla laserów na InP) oraz DC (dla laserów naGaAs). Odpowiednio dobierając takie parametry jak szerokośćridge’a, grubość warstwy złota lub szerokość kanałów,można znacznie poprawić pracę tych przyrządów. Właśniedzięki takim zabiegom została osiągnięta praca CW w temperaturachpokojowych dla laserów na InP [68] oraz w temperaturze150K dla lasera QCL na GaAs [26]. W pierwszymprzypadku zostało to osiągnięte poprzez zamontowanie laserawarstwami epitaksjalnymi w kierunku chłodnicy (epidown).W drugim natomiast, wynik został osiągnięty dziękidobremu dobraniu współczynnika W/D (stosunek szerokościapertury elektrycznej do szerokości ridgea) oraz zastosowaniupowłok HR (high-reflectivity) o dużym współczynniku odbiciana tylnym zwierciadle lasera.Duże zainteresowanie oraz bardzo szerokie możliwościzastosowań laserów kaskadowych owocują licznymi pracamina temat tej grupy przyrządów. W pracach tych są poruszanetakie tematy jak lasery kaskadowe z emisją powierzchniową[69] lub z zewnętrznym rezonatorem (tzw. EC-QCL, ExternalCavity - Quantum Cascade Lasers) [70]. Lasery QCL obecniesprzęga się z kryształami fotonicznymi [71] i sprawdza sięich przydatność jako rezonatorów. Te oraz inne możliwe zastosowanialaserów kaskadowych mogłyby być bardziej komercyjne,gdyby dla wszystkich podłóż osiągalna była pracaCW w temperaturach pokojowych.PodsumowanieLasery kaskadowe są obecnie bardzo szybko rozwijającą sięgrupą urządzeń optoelektronicznych. Zakres emitowanychprzez nie długości fal umożliwia wykorzystanie ich w bardzowielu dziedzinach nauki oraz przemysłu. Lasery te wymagajądo poprawnego działania bardzo precyzyjnych metod technologiiwytwarzania warstw półprzewodnikowych. Dzięki rozwojowitechnik wzrostu epitaksjalnego osiągnięcie materiałówwysokiej jakości jest dziś znacznie łatwiejsze niż było w momenciepowstawania pierwszych laserów kaskadowych.Prace nad ulepszaniem laserów kaskadowych polegajągłównie na modyfikacjach obszaru czynnego oraz parametrówkonstrukcyjnych całego lasera. Dzięki wykorzystaniu konstrukcjiobszaru czynnego, takich jak bound-to-continuum lubz podwójnym rezonansem fononowym możliwe było osiągnięciepracy na fali ciągłej w temperaturach pokojowych. Jednocześniew celu poprawy stosunkowo niskiej sprawności tegotypu urządzeń prowadzone są bardzo liczne badania, o czymświadczy liczba prac naukowych dotyczących tej grupy przyrządów.Z drugiej strony dzięki modyfikacjom parametrówtechnicznych oraz zastosowaniu takich konstrukcji jak BH(Buried Heterostructure) lub DC (Double Channel) równieżmożliwa była znaczna poprawa parametrów eksploatacyjnychlaserów kaskadowych.Praca była finansowana z Programu Badawczego ZamawianegoZaawansowane technologie dla półprzewodnikowej optoelektronikipodczerwieni PBZ-MNiSW-02/I/2007Literatura[1] J. Faist, D. Hofstetter, M. Beck, T. Aellen, M. Rochat, S. Blaser:Bound-to-Continuum and Two-Phonon Resonance Quantum-Cascade Lasers for High Duty Cycle, High-Temperature Operation.IEEE Journal Of Quantum Electronics, vol. 38, no 6,553-545, 2002.[2] J. Faist, F. Capasso, C. Sirtori, D. Sivco, A. Cho: Quantum cascadelasers. Intersubband Transitions in QuantumWells: Physicsand Device Applications II, H. Liu, F. Capasso, Eds. New York:Academic,vol. 66, ch. 1, pp. 1-83. 2000.[3] F. Capasso, A. Tredicucci, C. Gmachl, D. Sivco, A. Hutchinson,A. Cho, G. Scamarcio: High-performance superlattice quantumcascade lasers. IEEE J. Select. Topics Quantum Electron., vol.5, 792-807, 1999.[4] J. Faist, F. Capasso, D. L. Sivco, A. L. Hutchinson, S-N. G. Chu,A. Y. Cho: Short wavelength (λ ~3.4 µm) quantum cascade laserbased on strained compensated InGaAs/AlInAs. Appl. Phys. Lett.72, 680-684, 1998.[5] D. G. Revin, J. W. Cockburn, M. J. Steer, R. J. Airey, M. Hopkinson,A. B. Krysa, L. R. Wilson, S. Menzel: InGaAs/AlAsSb/InPquantum cascade lasers operating at wavelength close to 3 µm.Appl. Phys. Lett. 90, 021108-021111, 2007.[6] M. P. Semtsiv, M. Wienold, S. Dressler, and W. T. Masselink: Shortwavelength(λ ~3.05 µm) InP-based strain compensated quantumcascade laser. Appl. Phys. Lett. 90, 051111 - 051114, 2007.[7] J. Devenson, D. Barate, O. Cathabard, R. Teissier, A.N. Baranov:Very short wavelength (λ = 3.1 - 3.3 µm) quantum cascadelasers. Appl. Phys. Lett. 89, 191115-191117, 2006.[8] J. Devenson, R. Teissier, O. Cathabard, A. N. Baranov:InAs/AlSb quantum cascade lasers emitting below 3 µm. Appl.Phys. Lett. 90,111118-111121, 2007.[9] J. Devenson, R. Teissier, O. Cathabard, and A. N. Baranov:InAs/AlSb quantum cascade lasers emitting at 2.75 - 2.97 µm.Appl. Phys. Lett. 91, 251102-251105, 2007.[10] H. M. Ng, C. Gmachl, S. N. G. Chu, A. Y. Cho: Molecular beam epitaxyof GaN/AlxGa1-xN superlattices for 1.52 - 4.2 µm intersubbandtransitions. Journal of Crystal Growth 220 (2000) 432-438.ELEKTRONIKA 5/2009 41

[11] I. I. Kim, E. Korevaar: Availability of free-space optics (FSO) andhybrid FSO/RF systems. SPIE vol. 4530, 84-95, Nov 2001.[12] Haim Manor and Shlomi Arnon: Performance of an optical wirelesscommunication system as a function of wavelength. APP-LIED OPTICS vol. 42, no 21, 4285-4294, 20 July 2003.[13] F. K. Tittel, Y. Bakhirkin, R. F. Curl, A. Kosterev , R. Lewicki, S.So, G. Wysocki: Quantum Cascade Laser based Trace Gas sensorTechnology: Recent Advances and Applications. IEEE SEN-SORS 2007, Conference pp. 1334-1336.[14] A. A. Kosterev, F. K. Tittel: Chemical Sensors Based on QuantumCascade Lasers. IEEE JOURNAL OF QUANTUM ELECTRO-NICS, vol. 38, no 6, JUNE 2002, pp 582 – 591.[15] M. Pushkarsky, M. Weida, T. Day, D. Arnone, R. Pritchett: Compactmid-IR Breath Analysis System IEEE SENSORS 2007Conference.[16] www.lpi.usra.edu/rascal/forum2006/presentations/1015_gatech_paper.pdf[17] L. Esaki, R. Tsu: Superlattice and negative differential conductivityin semiconductor IEM J. Res. Develop., vol. 14, pp. 61-65, 1970.[18] R. F. Kazarinov, R. A. Suris: Possibility of amplification of electromagneticwaves in a semiconductor with a superlattice. Fiz.Tekh. Poluprov., vol. 5, pp. 797-800, 1971; transl. in Sov. Phys.Semicond., vol. 5, pp. 707-709, 1971.[19] R. F. Kazarinov, R. A. Suris: Electric and electromagnetic propertiesof semiconductors with a superlattice. Fiz. Tekh. Poluprov.,vol. 6, pp. 148-62, 1972; transl. in Sov. Phys.Semiconductors, vol. 6. pp. 120-131, 1972.[20] R. Tsu, L. Esaki: Tunneling in a finite superlattice. Appl.Phys.Lett., vol. 22, pp. 562-564, 1973.[21] L. L. Chang, L. Esaki, R. Tsu: Resonant tunneling in semiconductordouble barriers. Appl. Phys. Lett., vol. 24, pp. 593-595, 1974.[22] R. Dingle, W. Wiegmann, C.H. Henry: Quantum states of confinedcarriers in very thin AlxGa1-xAs-GaAs-AlxGa1-xAs heterostructures.Physics Review Letters, 33(14), 827-830, 1974.[23] M. Helm, P. England, E. Colas, F. DeRosa, S. J. Allen: Intersubbandemission from semiconductor superlattices excited by sequentialresonant tunneling. Physics Review Letters, 63(1),74-77, 1989.[24] J. Faist, F. Capasso, C. Sirtori, D. L. Sivco, A. L. Hutchinson, A.Y. Cho: Continuous wave operation of a vertical transition quantumcascade laser above T = 80K. Appl. Phys. Lett. 67, 3057(1995).[25] J. Faist, F. Capasso, C. Sirtori, D. L. Sivco, J. N. Baillargeon, A.L. Hutchinson, S. N. G. Chu, A. Y. Cho: High power mid-infrared(λ = 5 µm) quantum cascade lasers operating above roomtemperature.Applied Physics Letters, 68(26), 3680-3682, 1996.[26] G. Scamarcio, F. Capasso, C. Sirtori, J. Faist, A. Hutchinson, D.Sivco, A. Cho: High-power infrared (8-micrometer wavelength)superlattice lasers. Science, vol. 276, pp. 773-776, 1997.[27] A. Tredicucci, F. Capasso, C. Gmachl, D. Sivco, A. Hutchinson, A.Cho, J. Faist, G. Scamarcio: High-power inter-miniband lasing in intrinsicsuperlattices. Appl. Phys. Lett., vol. 72, pp. 2388-2390, 1998.[28] A. Tredicucci, F. Capasso, C. Gmachl, D. L. Sivco, A. L. Hutchinson,A. Y. Cho: High performance interminiband quantumcascade laser with graded superlattices. Appl. Phys. Lett., vol.73, pp. 2101-2103, 1998.[29] D. Hofstetter, M. Beck, T. Aellen, J. Faist: High-temperature operationof distributed feedback quantum-cascade lasers at 5.3 µm.Appl. Phys. Lett. 78, 396 (2001).[30] M. Beck, D. Hofstetter, T. Aellen, J. Faist, U. Oesterle, M. Ilegems,E. Gini, H. Melchior: Continuous-wave operation of a midinfraredsemiconductor laser at room-temperature. Science 295,301 (2002).[31] J. Faist, M. Beck, T. Aellen, E. Gini, Appl. Phys. Lett: Quantum-cascadelasers based on a bound-to-continuum transition.Appl. Phys. Lett., vol. 78, no 2, 8 January 2001.[32] M. Rochat, D. Hofstetter, M. Beck, J. Faist: Long wavelength(λ~16 µm), room-temperature, single frequency quantum-cascadelasers based on a bound-to-continuum transition. Appl.Phys. Lett. 79, 4271 (2001).[33] S. Blaser, D. A. Yarekha, L. Hvozdara, Y. Bonetti, A. Muller, M.Giovannini, J. Faist: Room-temperature, continuous-wave, single-modequantum-cascade lasers at λ ~5.4 µm. Appl. Phys.Lett. 86, 41109 (2005).[34] I. Vurgaftman, J. R. Meyer, L. R. Ram-Mohan: Band parametersfor III–V compound semiconductors and their alloys. JOURNALOF APPLIED PHYSICS, vol. 89, no 11, 1 JUNE 2001.[35] http://www.ioffe.ru/SVA/NSM/Semicond/index.html[36] R. Colombelli, F. Capasso, C. Gmachl, A. L. Hutchinson, D. L.Sivco, A. Tredicucci, M. C. Wanke, A. M. Sergent, A. Y.Cho: Farinfraredsurface-plasmno quantum-cascade lasers at 21.5 µm and24 µm wavelenglengths. Appl. Phys. Lett., 78: 2620 - 2622, 2001.[37] M. Beck, J. Faist, U. Oesterle, M. Ilegems: Buried HeterostructureQuantum Cascade Lasers with a Large Optical Cavity Waveguide.IEEE PHOTONICS TECHNOLOGY LETTERS, vol. 12,no 11, November 2000.[38] J. S. Yu, A. Evans, J. David, L. Doris, S. Slivken, M. Razeghi:Cavity length effects of high temperature continuous-wave characteristicsin quantum cascade lasers. Appl. Phys. Lett. 83,5136-5138 (2003).[39] S. Slivken, Z. Huang, A. Evans, M. Razeghi: High-power (~9 µm)quantum cascade lasers. Appl. Phys. Lett. 80, 4091 (2002).[40] M. Razeghi, A. Evans, Y. Bai, J. Nguyen, S. Slivken, S. R. Darvish,K. Mi: Current status of high performance quantum cascadelasers at the Center for Quantum Devices. 2007 InternationalConference on Indium Phosphide and Related Materials Conference14-18, May 2007 Matsue, Japan.[41] C. Sirtori, P. Kruck, S. Barbieri, P. Collot, J. Nagle, M. Beck, J.Faist, U. Oesterle: GaAs/AlxGa1-x As quantum cascade lasers.Appl. Phys. Lett., vol. 73, pp. 3486–3488, 1998.[42] C. Sirtori, H. Page, C. Becker, V. Ortiz: GaAs-AlGaAs QuantumCascade Lasers: Physics, Technology, and Prospects. IEEE journalof quantum electronics, vol. 38, no. 6, June 2002, pp. 547-558.[43] H. Page, C. Backer, A. Robertson, G. Glastre, V. Ortiz, and C.Sirtori: 300K operation of a GaAs-based quantum-cascade laserat 9 µm. Appl. Phys. Lett. 78, 3529-2531 (2001).[44] H. Page, S. Dhillon, M. Calligaro, C. Becker, V. Ortiz, C. Sirtori:Improved CW Operation of GaAs-Based QC Lasers: Tmax =150K. IEEE journal of quantum electronics, vol. 40, no 6, June2004, pp. 665-672.[45] R. Köhler, A. Tredicucci, F. Beltram, H. E. Beere, E. H. Linfield,A. G. Davies, D. A. Ritchie, R. C. Iotti, F. Rossi: Terahertz semiconductorheterostructure laser. Nature, vol. 417, no 156, pp.156-159, 2002.[46] B. S. Williams, H. Callebaut, S. Kumar, Q. Hu, J. L. Reno:3.4 THz quantum cascade laser based on longitudinal-opticalphononscattering for depopulation. Applied Physics Letters,82(7), 1015-1017, 2003.[47] B.S.Williams, S. Kumar, Q. Hu, J. L. Reno: High-power terahertzquantum-cascade lasers. Electronics Letters, 42(2), 89-91, 2006[48] B. S. Williams, S. Kumar, Q. Hu, J. L. Reno: Operation of terahertzquantum-cascade lasers at 164K in pulsed mode and at 117K incontinuous-wave mode. Opt. Exp., vol. 13, no 9, p. 3331, 2005.[49] C. Walther, M. Fischer, G. Scalari, R. Terazzi, N. Hoyler, J. Faist:Quantum cascade lasers operating from 1.2 to 1.6 THz. Appl.Phys.Lett., vol. 91, no. 131122, pp. 1-3, 2007.[50] A. W. M. Lee, Q. Qin, S. Kumar, B. S. Williams, Q. Hu, J. L.Reno: Real-time terahertz imaging over a standoff distance (> 25meters). Appl. Phys. Lett., vol. 89, no 141125, pp. 1-3, 2006.[51] G. Scalari, C. Walther, J. Faist, H. E. Beere, and D. A. Ritchie:Laser emission at 830 and 960 GHz from quantum cascadestructures. Zaprezentowane na ITQW2007, Ambleside, U.K.,Sep. 10-14, 2007, nieopublikowane.[52] H. Daembkes, H. J Herzog, H. Jorke, H. Kibbel, E. Kasper: Then-channel SiGe/Si modulation-doped field-effect transistor. IEEETransactions on Electron Devices, 33(5), 633-638, 1983.[53] G. L. Patton, S. S . Iyer, S. L. Delage, S. Tiwari, J. M. C. Stork:Silicon-germanium base heterojunction bipolar transistors bymolecularbeam epitaxy. IEEE Electron Device Letters, 9(4), 165-167, 1998.[54] L. Friedman, R. A. Soref, G. Sun, Y. Lu: Theory of the Strain-SymmetrizedSilicon-BasedGe-Si Superlattice Laser. IEEE Journal ofSelected Topics in Quantum Electronics. vol. 4, no 6, 1998.[55] L. Diehl, S. Mentese, E. Muller, D. Grutzmacher, H. Sigg, U. Gennser,I. Sagnes, Y. Campidelli, O. Kermarrec, D. Bensahel, J.Faist: Electroluminescence from strain-compensatedSi0.2Ge0.8/Si quantum-cascade structures based on a boundto-continuumtransition. Applied Physics Letters, 81(25), 4700-4702, 2000.[56] G.Sun, Y.Lu, J.B.Khurgin: Intersubband lasers based on the subbanddispersion of inverted mass. Optics Express,vol. 2, no 4,143-150, 1998.[57] S. A. Lynch, R. Bates, D. J. Paul, D. J. Norris, A. G. Cullis, Z. Ikonić,R. W. Kelsall, P. Harrison, D. D. Arnone, C. R. Pidgeon: Intersubbandelectroluminescence from Si/SiGe cascade emittersat terahertz frequencies. Applied Physics Letters, 81(9), 1543-1545, 2002.42 ELEKTRONIKA 5/2009

[58] R. Bates, S. A. Lynch, D. J. Paul, Z. Ikonić, R. W. Kelsall, P. Harrison,S. L. Liew, D. J Norris, A. G. Cullis, W. R. Tribe, D. D. Arnone:Interwell intersubband electroluminescence from Si/SiGequantum cascade emitters. Applied Physics Letters, 83(20),4092-4094, 2003.[59] P. Murzyn, C. R. Pidgeon, C. R. Wells: Picosecond intersubbanddynamics in p-Si/SiGe quantum well emitter structures. Appl.Phys. Lett., vol. 80(8), pp. 1456-1458, 2002.[60] G. Chen, A. Shakouri: Heat Transfer in Nanostructures for Solid-State Energy Conversion. Journal of Heat Transfer APRIL 2002,vol. 124 p 242-252.[61] G. Chen: Thermal conductivity and ballistic-phonon transport inthe cross-plane direction of superlattices. Phys. Rev. B 57,14958-14973(1998).[62] X. Y. Yu, G. Chen, A. Verma, J. S. Smith: Temperature dependenceof thermophysical properties of GaAs/AlAs periodic structure.Appl. Phys. Lett. 67, 3554, (1995).[63] C. Sirtori, H. Page, C. Becker, V. Ortiz: GaAs-AlGaAs QuantumCascade Lasers: Physics, Technology, and Prospects. IEEE journalof quantum electronics, vol. 38, no 6, June 2002 547-558.[64] M. Beck, D. Hofstetter,T. Aellen, J. Faist, U. Oesterle, M. Ilegems,E. Gini, H. Melchior: Continuous Wave Operation of a Mid-InfraredSemiconductor Laser at Room Temperature. SCIENCE vol.295 11 January 2002, pp. 301-304.[65] R. Teissier, D. Barate, A. Vicet, C. Alibert, A. N. Baranov, X. Marcadet,C. Renard, M. Garcia, C. Sirtori, D. Revin, J. Cockburn:Room temperature operation of InAs/AlSb quantum cascade lasers.Appl. Phys. Lett. 85, 167 (2004).[66] L. Diehl, S. Mentese, E. Müller, D. Grützmacher, H. Sigg, U.Gennser I. Sagnes, Y. Campidelli, O. Kermarrec, D. Bensahel,J. Faist: Electroluminescence from strain-compensatedSi0.2Ge0.8/Si quantum-cascade structures based on abound-to-continuum transition. Appl. Phys. Lett. 81, 4700(2002).[67] H. Page, S. Dhillon, M. Calligaro, C. Becker, V. Ortiz, C. Sirtori:Improved CW Operation of GaAs-Based QC Lasers: Tmax =150K. IEEE journal of quantum electronics, vol. 40, no 6, June2004 pp. 665-672.[68] M. Beck, D. Hofstetter, T. Aellen, J. Faist, U. Oesterle, M. Ilegems,E. Gini, H. Melchior: Continuous-wave operation of a midinfraredsemiconductor laser at room-temperature. Science 295,301 (2002).[69] D. Hofstetter: Surface-emitting 10.1 µm quantum cascadedistributed feedback lasers. Phvs. Lett.. vol. 75, pp. 3769-3771, 1999.[70] L. Guipeng, P. Chuan, H. Q. Le; P. Shin-Shem, L. Hao , H.Wen-Ye, B. Ishaug, Z. Jun: Broadly wavelength-tunable externalcavity, mid-infrared quantum cascade lasers. IEEE journalof quantum electronics, vol. 38, no 5, May 2002,486-494.[71] J. Heinrich, R. Langhans, J. Seufert, S. Höfling, A. Forchel:Quantum Cascade Microlasers With Two-Dimensional PhotonicCrystal Reflectors. IEEE photonics technology letters, vol. 19, no23, December 1, 2007, pp. 1937-1939.Lasery kaskadowe z AlGaAs/GaAs na pasmośredniej podczerwieni (~9 µm)dr KAMIL KOSIEL, dr ANNA SZERLING, dr hab. JAN MUSZALSKI,prof. dr hab. MACIEJ BUGAJSKIInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaLasery kaskadowe QCLs (ang. Quantum Cascade Lasers) sąpółprzewodnikowymi przyrządami unipolarnymi, w którychprzejścia promieniste elektronów generowane są w ramachprecyzyjnie zaprojektowanego układu wewnątrzpasmowychstanów kwantowych. Dla poprawnego działania takiegoukładu są wymagane odpowiednie wartości prawdopodobieństwaprzejść wewnątrzpasmowych oraz tunelowych.Układ ten wytwarzany jest dla odpowiedniej zewnętrznej polaryzacjielektrycznej w wielomodułowym, wielowarstwowymobszarze aktywnym. Stany kwantowe generowane w każdymz wielowarstwowych modułów realizują np. trój- lub czteropoziomowyukład laserowy (w odpowiednim trój- lub czterostudniowymfragmencie modułu) i zapewniają możliwośćtunelowego przejścia elektronów do kolejnego modułu (dziękifragmentowi modułu zwanemu iniektorem). Tym samymkażdy z elektronów przechodzących przez sekwencję modułówmoże być zaangażowany w serię wewnątrzpasmowychaktów emisji fotonu. Ze względu na odległość energetycznąpoziomów uczestniczących w emisji promieniowania10...~300 meV, fale elektromagnetyczne generowane w laserachkaskadowych należą do obszaru podczerwieni średniejMIR (ang. Mid Infrared) i dalekiej FIR (ang. Far Infrared).Heterostruktury laserów kaskadowych wykonywane sąw ramach różnych układów materiałowych, obejmujących zarównopółprzewodniki A 3 B 5 (osadzane na podłożach GaAs lubInP, również zawierające warstwy antymonków), jak i systemSi/SiGe. Do ich wytwarzania stosowane są jedynie te odmianytechnologii epitaksji, które zapewniają najwyższą precyzję wykonania,tj. epitaksja z wiązek molekularnych MBE (ang. MolecularBeam Epitaxy) lub epitaksja z fazy gazowejz zastosowaniem metaloorganiki MOVPE (ang. MetalorganicVapour Phase Epitaxy).Lasery kaskadowe wykonane z AlGaAs/GaAs, choć odznaczająsię gorszymi właściwościami termicznymi niż strukturyzwiązane z InP, stanowią jednak wydajne źródłapromieniowania dla szczególnie szerokiego zakresu długościfal podczerwonych (zakres od MIR do FIR).Zrealizowany w Instytucie Technologii Elektronowej (ITE)program badawczy dotyczący laserów kaskadowych zakładałrealizację konstrukcji (rys. 1), którą oryginalnie wykonał i opublikowałHideaki Page (THALES-CSF) ze współpracownikami[1]. Obszar aktywny tego lasera składa się z 36. modułów,z których każdy zbudowany jest z 8. sprzężonych kwantowychstudni potencjału Al 0,45 Ga 0,55 As/GaAs. Wysoka zawartość Alw warstwach barier i związana z nią duża głębokość studni potencjałupozwala na minimalizację efektu ucieczki nośnikówprzez poziomy o wysokiej energii, niezgodnego z właściwym,planowanym schematem transportu. W ramach obszaru aktywnegoQCL domieszkowany jest jedynie fragment każdegoiniektora, złożony z dwóch par studnia-bariera.Struktura pasma przewodnictwa obszaru aktywnego determinujeformę kluczowych zjawisk w nim zachodzących. Dotyczyto diagonalnego charakteru przejścia promienistegopomiędzy stanem pompowanym E3, a podstawowym stanemELEKTRONIKA 5/2009 43

laserowym E2 oraz depopulacji stanu E2 z jednoczesnąemisją fononu optycznego (fononu LO) [2]. Istotna jest takżeodpowiednia efektywność tunelowania pomiędzy poszczególnymiobszarami kaskady. Czas życia elektronów na poziomiewzbudzonym (pompowanym) oraz macierzowy element przejściamają wartości, odpowiednio τ 3 = 1,4 ps i z 32 = 1,71 nm.Czas depopulacji stanu podstawowego to τ 2-1 ~0,3 ps [1]. Powyższedane dotyczą stanu polaryzacji zewnętrznej 48 kV/cm,czyli dla przewidywanego progu laserowania.Obszar aktywny lasera wbudowany jest w obszar podwójnegofalowodu plazmonowego (ang. double-plasmon),który zbudowany jest z GaAs o odpowiednim profilu domieszkitypu n [3]. Rdzeń falowodu jest domieszkowany krzememna poziomie n v = 4•10 16 cm -3 , natomiast jego płaszcz(ang. cladding) zawiera domieszkę krzemową o maksymalniewysokiej koncentracji nie powodującej jeszcze zjawiska autokompensacji,tj. n v = 6•10 18 cm -3 . Taki profil domieszkowaniazapewnia skok współczynnika załamania na granicach falowodu∆n ≈ 1.Zasada działania lasera kaskadowego nakłada na heterostrukturyepitaksjalne oraz na technologię ich wykonaniaścisłe wymagania precyzji. Odnoszą się one zarówno dodokładności realizacji założonej konstrukcji i - co za tym idzie- jednorodności struktury w obszarze płytki epitaksjalnej, jakrównież do powtarzalności technologii osadzania z procesuna proces. Krytyczna dla działania lasera, ze względu na koniecznośćuzyskania wymaganych czasów życia i prawdopodobieństwaprzejść jest wysoka zgodność geometrii pasmaprzewodnictwa obszaru aktywnego z teoretycznymizałożeniami konstrukcyjnymi. Geometrię tę determinują grubościi składy warstw. To zagadnienie technologiczne jest przytym komplikowane, ponieważ liczba docelowo identycznychperiodów (modułów) budujących ten obszar jest znaczna, zazwyczajrzędu 10 1 - 10 2 . Bardzo istotnym zagadnieniem,wpływającym na szanse uzyskania efektywnego wzmocnieniajest także koncentracja domieszki wprowadzonej do obszarówiniektorowych [4,5], a ze wzrostem domieszkowaniamożna bowiem oczekiwać wzrostu gęstości prądu progowego.Jednocześnie jednak rośnie gęstość prądu nasycenia,tj. prądu dla którego polaryzowana struktura wchodzi w obszarlokalnego wzrostu rezystancji różniczkowej: stan tenzwiązany jest z zanikiem odpowiedniego ułożenia poziomówkwantowych, warunkującego efektywną iniekcję nośników domodułu laserowego. Tym samym, w przypadku np. istnieniawysokich strat w falowodzie, powodujących podwyższeniewarunku progowego, zmniejsza się szansa na laserowaniedla niskodomieszkowanych obszarów aktywnych.Technologia MBE i właściwości strukturepitaksjalnychRys. 1. Schemat heterostruktury lasera QCL wykonanego w ITEFig. 1. A scheme of the heterostructure of QCL made in the ITEStruktury laserowe wykonano z zastosowaniem technologiiepitaksji z wiązek molekularnych MBE (ang. Molecular BeamEpitaxy) w urządzeniu Riber Compact 21T (rys. 2), używającstałych źródeł pierwiastkowych SS (ang. Solid Sources).Wiązki molekularne pierwiastków grupy III były emitowane zestandardowych komórek efuzyjnych ABN 80 DF (Double Filament),z zastosowaniem ultraczystych metali Al 6,5N i Ga7N. Arsen emitowany był w postaci molekuł As 4 z komórki krakingowejz zaworem. Heterostruktury osadzano na podłożachGaAs n+, dostarczonych przez firmę AXT, Inc.Temperaturę powierzchni kryształu (T s ) podczas wzrostustruktur kontrolowano za pomocą pirometru, utrzymując stałąwartość 580°C. Procesy epitaksji wykonywano automatyczniez zastosowaniem procedur komputerowych, w ramachktórych profile temperatur komórek efuzyjnych oraz podłożarealizowano za pomocą systemu termopar i kontrolerów Eurotherm.Stosunek strumieni molekularnych V/III (mierzonyjako stosunek wartości BEPs - Beam Equivalent Pressures)dla wszystkich warstw miał wartość nie niższą niż 35. Tymsamym na powierzchni GaAs utrzymywano rekonstrukcję2x4. Obszar aktywny osadzano w sposób ciągły, tzn. bez zatrzymywaniawzrostu pomiędzy epitaksją poszczególnychwarstw materiału. Stąd też jedyną komórką efuzyjną otwieranąi zamykaną podczas procesu epitaksji, była komórka Al,generująca strumień pozwalający uzyskać szybkość wzrostuAlAs równą V AlAs = 0,39 ML/s. Natomiast strumień galu pozostawałstały, co odpowiadało stałej szybkości wzrostuV GaAs = GaAs (0,5 ML/s). Czystość środowiska epitaksji kontrolowanoza pomocą spektrometru masowego oraz próżniomierzajonizacyjnego Bayarda-Alperta.Rys. 2. Urządzenie do epitaksji z wiązek molekularnych MBE, RiberCompact 21T (ITE)Fig. 2. Riber Compact 21T - the MBE machine (ITE)44 ELEKTRONIKA 5/2009

W ramach projektu zbadano wpływ domieszkowania iniektorów,wykonując serię struktur laserowych o opisanej wcześniejgeometrii pasma przewodnictwa i różnych poziomachkoncentracji domieszki w zakresie n s = 0,4...2,2•10 12 cm -2 .Techniką, która umożliwiła pomiar szybkości wzrostu materiałówbinarnych in situ, były badania oscylacji intensywnościRHEED (ang. Reflection High Energy ElectronDiffraction). Pomiary wartości BEP strumieni molekularnychwykonywano za pomocą próżniomierzy jonizacyjnych Bayarda-Alperta.Niezbędną techniką charakteryzacji ex situ, pozwalającąpotwierdzić założenia dotyczące budowy heterostruktur, tj.grubości i składów warstw, jest wysokorozdzielcza dyfraktometriarentgenowska HRXRD (ang. High Resolution X-RayDiffractometry). Pomiary HRXRD wykonywano w urządzeniuX’pert PRO PANalytical (rys. 3). Dla ekstrakcji wspomnianychdanych strukturalnych pochodzących z pomiarów rentgenowskichzastosowano analizę teoretyczną z wykorzystaniem dynamicznejteorii dyfrakcji promieni rentgenowskich i związanąz symulacją refleksów symetrycznych (004). Metodę tę zastosowanodo badań struktur laserowych i do charakteryzacjisupersieciowych struktur testowych AlGaAs/GaAs, które wykonywanodla opracowania powtarzalnej technologii epitaksji[6,7] (rys. 4).Periodyczną budowę obszaru aktywnego zobrazowano zapomocą transmisyjnej mikroskopii elektronowej TEM (ang.Transmission Electron Microscopy), jakkolwiek nie jest to technikapozwalająca na precyzyjną kalibrację grubości warstwstruktury (rys. 5). Do oceny jakości otrzymanych struktur stosowanotakże techniki optyczne, tj. fotoluminescencję PL (ang.photoluminescence) i fotoodbicie PR (ang. photoreflectance).Dla zrozumienia wpływu poszczególnych parametrów budowyobszaru aktywnego na działanie lasera modelowanojego strukturę pasmową. Modelowanie to dotyczyło rozwiązywaniarównania Schroedingera z uwzględnieniem zależnościmasy efektywnej nośników od położenia, metodąróżnic końcowych FDM (ang. Finite Difference Method) [8].Niezbędnym do tego celu narzędziem stał się program komputerowy,stworzony w naszym zespole badawczym. Pozwalaon obliczać funkcje falowe i energie stanów kwantowych(rys. 6), macierzowe elementy przejścia, szybkość rozpraszaniana fononach optycznych oraz czasy życia i szybkościprzejść pomiędzy poziomami.Rys. 5. Zdjęcie z transmisyjnego mikroskopu elektronowego prezentującekilka modułów obszaru aktywnego QCL (ITE)Fig. 5. A Transmission Electron Micrograph presenting a few modulesof the QCL active region (ITE)Rys. 3. Wysokorozdzielczy dyfraktometr rentgenowski (ITE)Fig. 3. High resolution x-ray diffractometer (ITE)Rys. 4. Dyfraktogram rentgenowski (skan 2θ/ω) dla supersieci testowejFig. 4. X-ray diffractogram (2θ/ω scan) for the test superlatticeRys. 6. Wynik modelowania stanów kwantowych w module laseraQCL dla polaryzacji odpowiadającej punktowi pracyFig. 6. Quantum states of the QCL module, simulated for the polarisationof a working pointELEKTRONIKA 5/2009 45

Rys. 7. Dyfraktogramy rentgenowskie (skany 2θ/ω) dla serii laserówQCL wykonanych w ITE, górna krzywa jest wynikiem modelowaniadla konstrukcji planowanejFig. 7. X-ray diffractograms (2θ/ω scans) for a series of QCLs madein the ITE, the topmost curve is a simulation for the planned constructionAnaliza rentgenowskich krzywych dyfrakcyjnych, wykonanychdla serii struktur laserowych o tej samej geometrii nominalneji porównanie ich z teoretyczną krzywą dla konstrukcjiplanowanej dowiodły niemal doskonałej powtarzalności procesówepitaksji oraz zgodności wyników z teoretycznymzałożeniem konstrukcyjnym (rys. 7, 8). Należy zwrócić uwagęna niemal doskonałe pokrywanie się tej grupy krzywych dyfrakcyjnych,związane ściśle z osiągniętą precyzją (±1%) wykonaniagrubości warstw. Oznacza to jednocześnie wysokąregularność (periodyczność) wielomodułowego obszaru aktywnegolaserów, co dodatkowo potwierdza wysoka liczba pikówsatelitarnych na krzywych, będących wynikiem skanowania2θ/ω. Z kolei idealna zgodność krzywych fotoluminescencjizmierzonych w różnych punktach płytki epitaksjalnej świadczyo doskonałej jednorodności planarnej heterostruktur (rys. 9).Processing przyrządowy i właściwościlaserów kaskadowychHeterostruktury epitaksjalne przetworzono na diody laserowew wyniku zastosowania wieloetapowej technologii processingu.Mesa typu double-trench (rys. 10) została wytrawiona w kwaśnymroztworze wodnym. Należy zwrócić uwagę na wysokąprecyzję zastosowanego procesu trawienia, której efektemjest - oprócz uzyskania prawidłowej geometrii mesy - takżedoskonała gładkość ścian trawionej struktury (rys. 11). Do wy-Rys. 8. Dyfraktogramy rentgenowskie (skany 2θ/ω) dla serii laserówQCL wykonanych w ITE - obszar pików satelitarnych; górnakrzywa jest wynikiem modelowania dla konstrukcji planowanejFig. 8. X-ray diffractograms (2θ/ωscans) for a series of QCLs madein the ITE - the region of satellite peaks; the topmost curve is a simulationfor the planned constructionRys. 10. Zdjęcie ze skaningowego mikroskopu elektronowego prezentującemesę typu double-trenchFig. 10. A Scanning Electron Micrograph of a double-trench mesaRys. 9. Widma fotoluminescencji mierzone w położeniu środkowymi przykrawędziowym supersieciowej płytki epitaksjalnejFig. 9. Photoluminescence spectra for the center and for the edgeof the superlattice epitaxial structureRys. 11. Zdjęcie ze skaningowego mikroskopu elektronowego prezentującemesę typu double-trench (detal)Fig. 11. A Scanning Electron Micrograph of a double-trench mesa(detail)46 ELEKTRONIKA 5/2009

konania izolacji elektrycznej zastosowano Si 3 N 4 , w któregowarstwie otworzono następnie okna dla metalizacji o szerokości25, 35 i 50 µm.Po nałożeniu struktury metalicznej Ni/AuGe/Ni/Au(rys. 12), formującej niskooporowy kontakt omowy (po wygrzaniuw temperaturze 430°C), wykonano proces lift-off,a całość powierzchni przyrządu pokryto galwaniczną warstwązłota (rys. 13). Na podłożowej stronie struktury, po pocienieniupłytki półprzewodnika do grubości 100 µm, wykonano kontaktAuGe/Ni/Au. Strukturę połupano, formując z niejindywidualne przyrządy o długości rezonatorów 0,5; 1 i 2 mm,Przyrządy montowano na złoconych chłodnicach miedzianych(rys. 14), z zastosowaniem przekładek diamentowychułatwiających odprowadzanie ciepła (ang. heatspreaders),pokrytych eutektyczną warstwą AuSn.Podstawową charakteryzację elektrooptyczną laserówprzeprowadzono w temperaturze z zakresu 77...300K. Rekordowamoc w piku, otrzymana dla iniektorów domieszkowanychna poziomie n s = 2,2•10 12 cm -3 zmierzona dla jednego lustra wtrybie impulsowym w temperaturze 77K, przekracza wartośćP peak =1W. Gęstość prądu progowego tego lasera ma wartośćJ th =7kA/cm -3 i charakteryzuje go wydajnośćη = 0,57 W/A. Odpowiednią parę podstawowych charakterystykprzedstawia rys. 15. Należy tu zaznaczyć, iż wynik po-Rys. 14. Chip laserowy QCL zmontowany na chłodnicy miedzianejFig. 14. A QCL chip mounted on copper heatsinkRys. 15. Para podstawowych charakterystyk dla lasera o rekordowejmocy optycznejFig. 15. A pair of laser basic characteristics, for the QCL emittingthe record optical powerRys. 12. Zdjęcie ze skaningowego mikroskopu elektronowego prezentującewielowarstwowy kontakt omowyFig. 12. A Scanning Electron Micrograph of the multilayered ohmiccontactRys. 13. Schemat warstw wykonanych na strukturze laserowej wramach processingu przyrządowegoFig. 13. A scheme of device processing layers deposited on thelaser structureRys. 16. Charakterystyki prądowo-napięciowe dla serii laserów oróżnym poziomie domieszkowania iniektorów; domieszkowanierośnie w szeregu od A do DFig. 16. Current-voltage characteristics for a series of QCLs with variousdoping of injector regions; a doping level increases from A to DELEKTRONIKA 5/2009 47

wyższy dotyczy zasilania bardzo długimi impulsami trwającymipo t p =2µs, a zarazem dla wysokiego współczynnika wypełnieniaff = 0,1%. Oprócz przewidzianego związku poziomudomieszkowania iniektorów i właściwości elektrycznych badanychdiod (rys. 16), efekt koncentracji domieszki był następujący:najsłabiej domieszkowane struktury nie laserowały,natomiast dla koncentracji n s przekraczającej 1•10 12 cm -2 otrzymanodziałające przyrządy laserowe (rys. 17). Obserwowanywzrost gęstości prądu progowego w funkcji temperatury charakteryzowałsię parametrem T 0 = 277K (rys. 18). Laserowaniemiało wartość rejestrowalną jeszcze w temperaturze 200K(rys. 19); dla t p =2µs i ff = 0,1%. Natomiast w stabilizowanejniskiej temperaturze laserowanie było obserwowalne jeszczedla współczynnika wypełnienia ff = 1% (t p =8ms), (rys. 20).Rys. 20. Zależność mocy optycznej P lasera QCL od współczynnikawypełnienia ffFig. 20. A QCL optical power P dependence on the filling factor ffPodsumowanieRys. 17. Charakterystyki mocy optycznej w funkcji gęstości prądu P-JFig. 17. A collection of optical power-current density P-J characteristicsStosując opracowaną technologię SS MBE wykonano strukturylaserów kaskadowych AlGaAs/GaAs. Realizacja grubościwarstw składowych tych struktur z dokładnością ±1% oraz zastosowanieeksperymentalnie określonego poziomu domieszkowaniainiektorów pozwoliły otrzymać przyrządyemitujące wiązkę laserową o mocy ponad 1 W w piku (77K).PodziękowaniaAutorzy pragną podziękować Emilii Pruszyńskiej-Karbownik zapomiary charakterystyk elektrooptycznych laserów, PiotrowiKarbownikowi za pomoc w procesie wytwarzania laserów, JustynieKubackiej-Traczyk za pomoc w procesach epitaksji i pomiarachrentgenowskich, Przemkowi Romanowskiemu i IwonieSankowskiej za pomoc w pomiarach rentgenowskich, AdamowiŁaszczowi za wykonanie zdjęć TEM, Irenie Makarowej i PiotrowiPerlinowi (IWC Unipress, PAN) za montaż laserów, Józefowi Piotrowskiemu(Vigo System S.A.) za dostarczenie termoelektryczniechłodzonego detektora HgCdTe i Ani Gago za stałe wsparcietechniczno-organizacyjne prac nad laserami kaskadowymi.Praca była finansowana z grantu PBZ-MIN- 02/I/2007 Zaawansowanetechnologie dla półprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni.Rys. 18. Temperaturowa zależność gęstości prądu progowego J thlasera QCLFig. 18. A temperature dependence of the threshold curret densityJ th of QCLRys. 19. Zależność mocy optycznej P lasera QCL od temperaturyFig. 19. A QCL optical power P dependence on temperatureLiteratura[1] Page H., Becker C., Robertson A., Glastre G., Ortiz V., Sirtori C.:Applied Physics Letters, vol. 78, 3529 (2001).[2] Liu H. C., Capasso F.: Intersubband transitions in quantum wells- physics and device applications II. Semiconductors and Semimetals,vol. 66, Academic Press, New York 2000.[3] Hofling S., Kallweit R., Seufert J., Koeth J., Reithmaier J. P., ForchelA.: J. Crystal Growth, vol. 278, 775 (2005).[4] Hofling S., Jovanovic V. D., Indjin D., Reithmaier J. P., Forchel A.,Ikonic Z., Vukmirovic N., Harrison P.: Appl. Phys. Lett., vol. 88,251109 (2006).[5] Mann Ch., Yang Q., Fuchs F., Bronner W., Kohler K., Wagner J.:IEEE J. Quantum Electronics, vol. 42, 994 (2006).[6] Kosiel K., Kubacka-Traczyk J., Karbownik P., Szerling A., MuszalskiJ., Bugajski M., Romanowski P., Gaca J., Wójcik M.: MicroelectronicsJournal, vol. 40, 565 (2009).[7] Kosiel K., Bugajski M., Szerling A., Kubacka-Traczyk J., KarbownikP., Pruszyńska-Karbownik E., Muszalski J., Łaszcz A., RomanowskiP., Wasiak M., Nakwaski W., Makarowa I., Perlin P.:Photonics Letters of Poland, March 2009, in press.[8] Harrison P.: Quantum Wells, Wires and Dots: Theoretical andComputational Physics. 2nd ed., Chichester, U.K.: Willey 2005.48 ELEKTRONIKA 5/2009

Technologia MOCVD materiałów zawierającychantymon na podłożach GaSbdla zastosowań w optoelektronicedr MAREK WESOŁOWSKI, dr inż. WŁODZIMIERZ STRUPIŃSKIInstytut Technologii Materiałów Elektronicznych, WarszawaGrupa materiałów półprzewodnikowych III-V z antymonemstaje się obecnie szeroko stosowana w konstrukcjach przyrządówelektronicznych i optoelektronicznych [1,2]. Drogę dozastosowań wyznacza wąska przerwa energetyczna. Jeślirozpatrywać związki wąskoprzerwowe bazujące na GaSb,GaAs, InSb, InAs, AlSb i AlAs, to wartość przerwy odpowiadaemisji lub absorpcji w pasmie od ok. 1,7 µm (GaSb) do ponad7µm (InGaSb). Wykonywane lub opracowywane są fotodetektory,diody świecące i lasery pólprzewodnikowe pracującew tym zakresie, rozpatrywane jest także zastosowanie antymonkóww ogniwach fotowoltaicznych. Bardzo obiecującymjest m.in. zagadnienie laserów półprzewodnikowych2...2,8 µm na podłożach GaSb. Takie lasery mogą osiągaćmoce rzędu kilku watów i pracować w trybie ciągłym w temperaturzepokojowej wypełniając wcześniejszą lukę, w którejdostępne były tylko mające liczne mankamenty lasery barwnikowe.Dwie główne technologie umożliwiają epitaksję nanowarstwantymonkowych dla celów elektroniki. Pierwszą jestMBE - epitaksja z wiązek molekularnych. Metoda MBEumożliwia dobrą kontrolę parametrów warstw i odniosła największesukcesy w dziedzinie antymonkowych laserówpółprzewodnikowych jest jednak czasochłonna, kosztownai trudna w komercjalizacji. Drugą metodą jest epitaksja zezwiązków metaloorganicznych - MOCVD [3-5]. MOCVD jestistotnie mniej wymagającym rodzajem epitaksji pod względemwymogów jakości próżni, wykorzystuje jednak dość złożonąchemię związków metaloorganicznych. Jej zaletą jest krótszyczas pojedynczego procesu, niższe koszty i większa łatwośćkomercjalizacji. Technologia warstw antymonkowych w metodzieMOCVD nie jest jednak jeszcze pozytywnie rozwiązana,występuje wiele problemów, które wymagają wciąż opracowania.Znacznie mniej jest też sukcesów w postacidziałających laserów. Przedstawione badania zajmują sięoptymalizacją technologii MOCVD warstw niektórychzwiązków antymonkowych na podłożach GaSb oraz analiząi próbą rozwiązania pewnych problemów tej epitaksji.Problemy epitaksji MOCVD materiałówIII-V z antymonema) b)Rys. 1. Separacja faz związków poczwórnych na GaSb: a) krzywespinodalne InGaAsSb/GaSb, dla warstw naprężonych (linia ciągła)oraz zrelaksowanych (linia przerywana); b) AlGaAsSb - linią przerywanąoznaczona jest krzywa binodalna, ciągłą spinodalna (dozwoloneskłady odpowiadają powierzchniom na zewnątrz obszarówograniczonych krzywymi) [6]Fig. 1. Miscibility gaps for quaternaries on GaSb: a) spinodal curvesof InGaAsSb, dashed line (strained layers), solid line (relaxedlayers); b) AlGaAsSb, dashed line - binodal curve, solid line - spinodalcurve (compositions allowed are outside areas restricted bycurves) [6]Epitaksja związków III-V z antymonem wiąże się z kilkomacharakterystycznymi trudnościami nie występującymi w epitaksjiarsenków, fosforków i azotków. Do podstawowych problemównależy niska temperatura topnienia niektórychmateriałów z antymonem. InSb topi się w temperaturze525°C, w związku z czym poczwórne związki In(Al)GaAsSbczęsto nie mogą być wytwarzane w temperaturach stosowanychprzy wzroście materiałów bez antymonu.Drugą komplikacją jest występowanie zjawiska separacjifaz dla związków poczwórnych In x Ga 1-x As y Sb 1-y orazAl x Ga 1-x As y Sb 1-y , stosowanych w konstrukcji laserów. Dladanej temperatury wzrostu w warunkach równowagi termodynamicznejnie wszystkie wartości składów x oraz y są dostępne.Na rys. 1. przedstawione są obszary składów niedostępnychdla obu związków przy temperaturze 615°C. Warunkiemdopuszczającym wzrost w tych obszarach jest brakrównowagi termodynamicznej, który na szczęście w pewnymzakresie w epitaksji MOCVD jest spełniony. Problem separacjifaz w MOCVD jednak istnieje i osadzanie warstw prowadziniekiedy do pojawiania się wytrąceń o dwóch różnychskładach granicznych.Jedną z podstawowych kwestii jest brak (w zasadzie) półizolcyjnychpodłoży GaSb, niedomieszkowane kryształy GaSbujawniają typ p i koncentrację dziur rzędu 1•10 17 cm -3 . Pomiaryelektryczne warstw należy rozwiązywać inaczej niż w sposóbstandardowy. Aby wykonać analizę efektu Halla wykorzystujesię najczęściej warstwy wytworzone na podłożach półizolacyjnych,innych niż GaSb (np. GaAs) i ekstrapoluje wynik na oryginalnewarstwy na GaSb. Pomiar taki jest jednak obciążonym.in. obecnością międzypowierzchni warstwa/podłoże.Oprócz problemów typowych dla epitaksji związków antymonkowychIII-V ogólnie, epitaksja MOCVD przynosi takżetrudności charakterystyczne. Pierwsza z nich wiąże się z doboremprekursora antymonu. W typowych warunkach epitaksjiMOCVD arsenków, fosforków lub azotków prekursoremgrupy V jest wodorek AsH 3 , PH 3 lub NH 3 . Jego obecność jestbardzo cenna w procesie wzrostu, uwolniony w czasie pirolizyatomowy wodór pełni rolę doskonałego pasywanta powierzchniwzrostu, zabezpieczając ją przed osadzaniem zanieczyszczeń.W przypadku epitaksji antymonków SbH 3 jestbezużyteczny będąc niestabilnym nawet w temperaturze pokojowej.Konieczne jest stosowanie metaloorganicznych prekursorówantymonu (np. TMSb), które już nie zapewniająpodaży odpowiedniego pasywanta, w związku z tym w warstwachpojawia się silne domieszkowanie tlenem i węglem.ELEKTRONIKA 5/2009 49

Szczególnie tlen ma bardzo destrukcyjny wpływ na optycznewłasności warstw i ich przydatność do wykorzystania w przyrządach.Następnym zagadnieniem jest niskie ciśnienie parnasyconych antymonu. Jeśli tylko na powierzchni wzrostu wystąpinadmiar atomów antymonu względem atomów grupy IIIdochodzi do pojawiania się krystalitów antymonowych na powierzchniwarstwy. Należy też pamiętać, że odwrotna sytuacjaprowadzi do wystąpienia wytrąceń grupy III (na przykładgalowych). W efekcie nie można zastosować warunków silnegonadmiaru grupy V z ilorazem ciśnień cząstkowych V/IIIrzędu kilkuset, jak to ma miejsce w arsenkach, fosforkach lubazotkach. Konieczne jest ścisłe kontrolowanie ilorazu V/IIIi utrzymywanie go w okolicy jedności.Ważną kwestią jest konieczność stosowania niskich temperaturwzrostu, wynikająca z niskich temperatur topnienia.Typowa temperatura reaktora wynosi ok. 550°C i jest niższaod 650...700°C stosowanych we wzroście innych materiałówIII-V. W takiej temperaturze prekursory nie ulegają jeszczepełnej pirolizie i proces wzrostu, zamiast limitowanego dyfuzyjniestaje się limitowanym kinetycznie, czyli reakcjami chemicznymizachodzącymi na powierzchni i w bezpośrednimpobliżu powierzchni. Skutkiem takiej sytuacji jest wysokawrażliwość procesu na parametry, których niewielkie zmianysą zwykle w MOCVD nieistotne, a szczególnie pojawia sięsilna zależność od temperatury.Wszystkie wymienione problemy powodują, że zastosowanieepitaksji MOCVD do otrzymywania antymonków jesttrudniejsze i sukcesy w tej dziedzinie pojawiają się później niżw technologii MBE tych materiałów. W dziedzinie zastosowańoptoelektronicznych w postaci laserów półprzewodnikowych,największą barierą okazał się wysoki poziom zanieczyszczeniatlenem. Większość trudności wydaje się jednak możliwado przezwyciężenia i poszukiwanie rozwiązań w postaci naprzykład nowych prekursorów oraz optymalizacji technologiimoże prowadzić do dalszych sukcesów w tym zakresie.GaSb pozwoliła uzyskać warstwy o dobrej jakości morfologiipowierzchni i zadowalających właściwościach strukturalnychpotwierdzonych pomiarem dyfrakcji rentgenowskiej. Badaniapoziomu zanieczyszczeń, wykonane techniką SIMS wykazałydomieszkowanie węglem podniesione o ok. 1,5 rzędu wielkościwzględem wartości w podłożu oraz podniesiony o ok. 2rzędy poziom tlenu. Pomiar fotoluminescencji nie ujawnił sygnałuod warstwy, obecna była tylko emisja od podłoża wpostaci linii ekscytonu związanego na akceptorze oraz liniiprzejścia akceptor-pasmo. Akceptorem jest najprawdopodobniejkompleks: luka galowa - antysite galowy.W przypadku InGaSb/GaSb także otrzymano dobrą morfologiępowierzchni, dopiero warstwy z dużym niedopasowaniem(powyżej 0,3%) ujawniały charakterystyczne liniedyslokacji niedopasowania. Dobrej jakości krystalicznej warstwdowodzi krzywa dyfrakcyjna zamieszczona na rys. 3a. Aby zaobserwowaćpodstawowe przejście radiacyjne w absorpcji wykonanoheterostruktury InGaSb na podłożach z GaAs. Widmaabsorpcyjne próbek o różnej zawartości indu zamieszczonesą na rys. 3b. Spektroskopia absorpcyjna wraz z analizą dyfrakcjirentgenowskiej stanowią dwie metody wyznaczeniaskładu warstw In x Ga 1-x Sb. Porównanie otrzymanych wynikówwykazało zgodność tych metod na poziomie 1% zawartościindu. Do pomiarów elektrycznych wykorzystano te same próbkiInGaSb/GaAs, na których wcześniej zbadano absorpcję.W niedomieszkowanym materiale otrzymano koncentracjędziur rzędu 5E16 cm -3 przy ruchliwości 160 cm 2 /V·s. Stosun-a) b)Eksperyment i wynikiDo otrzymywania warstw wykorzystany został system epitaksjalnyMOCVD AIXTRON 200. Ma on kwarcowy reaktorz halogenowym nagrzewnikiem susceptora, na którymumieszcza się płytkę. Jako prekursory grupy III rutynowo stosowanesą związki metaloorganiczne, w przypadku galu jestto trójmetylekgalu (TMGa), w przypadku indu trójmetylekindu(TMIn). Jako prekursor antymonou zastosowany był takżezwiązek metaloorganiczny trójmetylekantymonu (TMSb), natomiastjako prekursor arsenu wykorzystano tradycyjnie arsenowodór.Gazem nośnym był wodór, który po oczyszczeniuw dyfuzyjnych oczyszczalnikach palladowych spełnia najwyższenormy czystości.Typowe warunki wzrostu warstw GaSb/GaSb odpowiadałytemperaturze 550°C, ciśnieniu 100 mbar oraz całkowitemuprzepływowi gazów ok. 8 l/min. Poważnym problemem okazałosię uniknięcie obecności tlenków na powierzchni wprowadzanegodo reaktora podłoża, trawienie chemiczne przedprocesem okazało się niewystarczające. Dopiero opracowanieodpowiedniej procedury wygrzewania w reaktorze pozwoliłootrzymać odpowiednią powierzchnię gotową doprzeprowadzenia wzrostu. Obraz z mikroskopu optycznegooraz AFM takiej niemal idealnej powierzchni przedstawionyjest odpowiednio na rys. 2a i 2c. Osiągnięto widoczny w AFMwymiar poprzeczny niejednorodności poniżej 2 nm. W przypadkuzastosowania niskiej wartości ilorazu ciśnień cząstkowychV/III obserwowano pojawianie się wytrąceń galowych -rys. 2b. Optymalizacja technologii MOCVD warstw GaSb/c)Rys. 2. Powierzchnia warstwy GaSb/GaSb po optymalizacji przygotowaniapodłoża i procesu epitaksjalnego (a); wytrącenia galowena brzegu płytki z warstwą epitaksjalną MOCVD GaSb/GaSb wykonanąprzy niskiej wartości ilorazu ciśnień cząstkowych V/III równej0,46 (b); analiza AFM wartstwy GaSb/GaSb po optymalizacji (c)Fig. 2. Surface of the GaSb/GaSb layer after substrate preparationand process optimisation (a); gallium precipitates on the edge ofMOCVD GaSb/GaSb epitaxial layer grown under low V/III ratioequal 0.46 (b); AFM analysis of GaSb/GaSb optimised layer (c)50 ELEKTRONIKA 5/2009

kowo niska ruchliwość wynika z zakłócenia pomiaru przez międzypowierzchnięInGaSb/GaAs. Zmniejszenie tego artefaktumożna uzyskać stosując odpowiednią warstwę nukleacyjnąlub istotnie zwiększając grubość warstwy.a)b)Zbadano także warstwy związku poczwórnegoIn x Ga 1-x As y Sb 1-y na podłożach GaSb. Analogicznie jakw przypadku GaSb oraz InGaSb, dla jakości warstw znaczeniemiał dobór podłoży. Najlepsze wyniki uzyskano napodłożach nieznacznie odchylonych od orientacji . Podobniejak poprzednio w przypadku małego niedopasowaniasieciowego udało się uzyskać dobrą morfologię powierzchni.Zmierzono linię dyfrakcyjną wskazującą stopień niedopasowaniasieciowego do podłoża. Do obserwacji przejść radiacyjnychwykorzystano pomiar widma fotoodbicia, któreprzedstawione jest na rys. 4. Widmo zawiera sygnał pochodzącyzarówno od podłoża jak i od warstwy epitaksjalnej.Położenie pierwszego sygnału pozwala z dobrą dokładnościąwyznaczyć przerwę energetyczną. Wartość przerwyw połączeniu z wartością stałej sieci otrzymaną z krzywej dyfrakcjirentgenowskiej umożliwia określenie współczynikówstechiometrii x oraz y materiału In x Ga 1-x As y Sb 1-y . Poziom zanieczyszczeniawarstw InGaAsSb oraz InGaSb, wyznaczonyprzy zastosowaniu spektroskopii SIMS, wykazał zwiększeniezawartości węgla o 1,5 rzędu, natomiast tlenu o 2,5 rzęduwielkości w porównaniu z wartościami w podłożu.Jakość krystaliczna warstw potwierdzona została fotografiąz mikroskopu transmisyjnego zamieszczoną na rys. 5. Heterostukturaprzedstawiona na zdjęciu, oprócz podłoża GaSbzawiera cztery warstwy epitaksjalne: InGaAsSb, GaAsSb, In-GaSb oraz GaSb. Obraz nie ujawnia widocznych defektówani dyslokacji.Rys. 3. Krzywa dyfrakcji rentgenowskiej wartwy InGaSb/GaSb oskładzie x = 0,053 (a); krawędzie absorpcji dwóch warstw In-GaSb/GaAs o różnym składzie (b)Fig. 3. X-ray diffraction curve of InGaSb/GaSb layer with compositioncoefficient x = 0.053 (a); absorption edges of two InGaSb/GaAslayers wyth different compositions (b)Rys. 5. Obraz mikroskopu TEM heterostruktury GaSb/InGaSb/Ga-AsSb/InGaAsSb/GaSbFig. 5. TEM image of GaSb/InGaSb/GaAsSb/InGaAsSb/GaSb heterostucturePodsumowanieRys. 4. Widmo fotoodbicia warstwy epitaksjalnejIn 0.06 Ga 0.94 As 0.04 Sb 0.96 na podłożu GaSbFig. 4. Fotoreflectance spectrum of In 0.06 Ga 0.94 As 0.04 Sb 0.96 epitaxiallayer on GaSb substratePrzedstawione wyniki ilustrują podstawowe właściwości epitaksjiMOCVD związków antymonkowych, wykonanych napodłożach GaSb w technologii MOCVD. Zaobserwowanoznacznie większą wrażliwość otrzymanych próbek na główneparametry procesu, niż w przypadku epitaksji MOCVD arsenkówlub fosforków. Optymalizacja procesu i podłoża pozwalaotrzymać materiały o dobrej jakości krystalicznej, która z punktuwidzenia zastosowania warstw w heterostrukturach laserówna GaSb jest obiecująca. Badania optyczne warstwujawniły oczekiwane parametry w zakresie absorpcji i fotoodbicianie zaobserwowano natomiast emisji w fotoluminescencji.Dowodzi to potrzeby dalszej optymalizacji technologii.ELEKTRONIKA 5/2009 51

Zmierzony wysoki poziom zanieczyszczenia węglem a szczególnietlenem jest głównym potencjalnym problemem dla zastosowaniawarstw w optoelektronice.Badania finansowane z projektu: Zaawansowane technologie dlapółprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni PBZ -MNiSW02/I/2007Literatura[1] Dutta P. S., Bhat H. L., Kumar V.: The physics and technology ofgallium antimonide: An emerging optoelectronic material. J. Appl.Phys. 81 (9), 1 May 1997, pp. 5821-5870.[2] Zongyou Yin, Xiaohong Tang: A review of energy bandgap engineeringin III-V semiconductor.alloys for mid-infrared laser applications. Solid-State Electronics, 51,(2007), pp. 6-15.[3] Aardvark A., Mason N. J., Walker P. J.: The growth of antimonidesby MOVPE. Prog. Crystal Growth and Charact., vol. 35, no3-4, pp. 207-241.[4] Dimroth F., Agert C., Bett A. W.: Journal of Crystal Growth. 248,(2003), pp. 265-273.[5] Biefeld R. M.: Materials Science and Engineering. R 36, (2002),pp. 105-142.[6] Lazzari J. L., Tournie E., Pitard F., Joullie A., Lambert B.: Mater.Sci. Eng. B 9, (1991) p. 125.Supersieci II rodzaju ze związków InAs/GaInSbdr JANUSZ KANIEWSKI, dr inż. AGATA JASIKInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaDetekcja promieniowania w podczerwieni ma istotne znaczeniepraktyczne. Podstawowymi przykładami zastosowań są:telekomunikacja optyczna w otwartej przestrzeni, spektroskopiaw podczerwieni, analiza cieczy, ciał stałych i gazów, pirometria,skanery termiczne, bezkontaktowe pomiary wilgotności,techniki wojskowe oraz wiele innych. Są to zastosowaniabardzo różnorodne, wymagające użycia przyrządówo różnorodnej konstrukcji. Jednym z typów detektorów obecnieszeroko stosowanych są bolometry termiczne. Podstawową ichwadą jest mała szybkość reakcji, wynikająca z zasad działania.Natomiast parametry istniejących detektorów fotonowych,charakteryzujących się gigahercową szerokością pasma sąograniczone przez wiele zjawisk natury chemicznej i fizycznej.Detektory fotonowe mogą być podzielone na dwie grupy,w zależności od typu przejść optycznych: międzypasmowei wewnątrzpasmowe. Rekombinacja Augera w przypadkudetektorów międzypasmowych (głównie wykonanych zezwiązków HgCdTe) i duża szybkość termicznej generacjiw detektorach wewnątrzpasmowych QWIP (Quantum WellInfrered Photodetector) ograniczają parametry przyrządówfotonowych.Alternatywnym rozwiązaniem są detektory wykorzystującesupersieci II rodzaju (SL II) InAs/Ga(In)Sb. Ten system materiałowyma wiele właściwości, podobnych do tych, jakie obserwujesię w HgCdTe. Współczynniki absorpcji w obumateriałach, a więc grubości warstw i wydajności kwantowedetektorów z obu tych materiałów są podobne. Przyrządy wykonanez obu systemów materiałowych wykorzystują przejściamiędzypasmowe, a szerokość przerwy energetycznejmoże być tak dobrana, aby graniczna długość fali dla detektorówzmieniała się od ok. 3 do ≥25 µm [1,2].Zalety detektorów wykonanych na bazie supersieciInAs/Ga(In)As pozwalają przypuszczać, że przyrządy te mogąstać się w przyszłości konkurencyjne do detektorów zezwiązków II-VI (tabela).Zalety detektorów podczerwieni na bazie supersieci II rodzajuInAs/Ga(In)SbAdvantages of type-II InAs/Ga(In)Sb superlattices for IR detectionCharakterystykasupersieciInżynieria supersieciDuża masa efektywnaelektronuPrzejściamiędzypasmoweZaletaZmniejszenie prąduciemnego, spowodowanegoprocesami AugeraMałe prądy upływuAbsorpcja promieniowaniapadającegoprostopadleMożliwość zaprojektowaniagranicznejZmiany przerwy energetycznejdługości fali 3...20 µmPółprzewodniki III-V Duża jednorodność TanieKorzyści przywytwarzaniu detektorówi matrycWyższa temperaturapracyWysoka wykrywalnośćDuża wydajnośćkwantowa, dużaszybkośćDetektorywielobarwoweTechnologia otrzymywania supersieci InAs/Ga(In)Sb jestwe wstępnej fazie rozwoju. Główne trudności związane sąz przygotowaniem podłoży do epitaksji, optymalizacjątechnologii otrzymywania supersieci, processingiem strukturoraz ich pasywacją.Trudności te powodują, że stosunkowo mało grup zajmujesię tą tematyką. W Stanach Zjednoczonych prace koncentrująsię w CQD, Nortwestern University (M. Razeghi), University ofIowa (M. E. Flatte), Jet Propulsion Laboratory, University ofIllinois (C. Grein) oraz w firmach Rockwell, Raytheon, AirForce Research Laboratory, Wright-Petterson AFB (G. Brown,F. Szmulowicz), Naval Research Laboratory.52 ELEKTRONIKA 5/2009

W Europie, prace głównie prowadzone są we Fraunhofer-Institut fuer Angewandte Festkoerperphysik, Freiburg, Niemcy(F. Fuchs, W. Cabanski), Universite Montpellier (A. Joullie).Natomiast w Polsce dotychczas nikt nie zajmował się tątematyką.Supersieci II rodzaju ze związkówInAs/Ga(In)SbZe względu na małe różnice stałych sieci InAs i Ga(In)Sbtworzą idealny system materiałowy do wytwarzania heterostrukturpółprzewodnikowych na podłożach GaSb (rys. 1).Wartość niedopasowania sieciowego warstwy Ga 0.85 In 0.15 Sbotrzymanej na GaSb wynosi ∆a/a = 0,94%, natomiast warstwyInAs - ∆a/a = -0,62%. W supersieci InAs/GaInSb ściskającenaprężenie warstw Ga(In)Sb może być skompensowaneprzez rozciągające naprężenie w warstwach InAs. Średnieniedopasowanie sieciowe supersieci InAs/Ga(In)Sb możnaobliczyć z wyrażenia:∆a/a = (2d SL /n ML a 0 )-1gdzie: a 0 jest stałą sieci podłoża GaSb, d SL jest okresem supersieci,n ML jest liczbą monowarstw w supersieci.Dla pewnej proporcji liczby i grubości warstw, zawartościmolowej pierwiastków w warstwach możliwe jest uzyskaniepełnej kompensacji naprężeń w supersieci InAs/Ga(In)Sb naGaSb. Związki InAs i Ga(In)Sb charakteryzują się takim położeniempasm w skali energii, że krawędź pasma przewodnictwaInAs znajduje się poniżej krawędzi pasma walencyjnegoGaInSb (rys. 2).Supersieci utworzone z takich materiałów określane są jakosupersieci II rodzaju (SL II) i charakteryzują się tym, że efektywnaprzerwa energetyczna supersieci jest mniejsza, niż przerwakażdego z materiałów tworzących supersieć (rys. 3) [3,4].Przerwa energetyczna SL II może być zmieniana w sposóbzamierzony w stosunkowo szerokim zakresie, od półprzewodnikaz wąską przerwą energetyczną aż do półmetalu. W supersieciInAs/GaInSb elektrony są zlokalizowane w warstwieInAs, natomiast dziury w Ga(In)Sb (rys. 4). Jest to niekorzystneze względu na efektywną absorpcję optyczną przy której wymaganejest silne przekrycie elektronowych i dziurowych funkcjifalowych. Istotną poprawę absorpcji osiąga się przezzmniejszenie grubości warstw Ga(In)Sb lub zwiększenie zawartościIn w Ga(In)Sb, co powoduje zmniejszenie barier.W celu poprawienia parametrów fotodiod wykorzystującychSL II struktura pasmowa supersieci musi być tak zmodyfikowana,aby spowodować redukcję mechanizmówpotencjalnych szumów. Uzyskuje się to przez oddziaływanienaprężeń na strukturę energetyczną supersieci. Korzystnejest zwiększenie odległości i zmianę kształtu pasm dziur ciężkichi lekkich supersieci, co powoduje zmniejszenie rekombinacjiAugera i tym samym zwiększenie czasu życianośników [5,6].Szczególnym przypadkiem SL II rodzaju jest układ materiałowyInAs/GaSb, który może być rozważany jako systempseudopoczwórny. Podczas przejścia od warstwy GaSb dowarstwy InAs zmieniają się pierwiastki zarówno III jak i Vgrupy (rys. 5). Dlatego też w zależności od metodyki krystalizacjiheterostruktur mogą być wytworzone dwa typy między-Rys. 1. Zależność przerwy energetycznej od stałej sieci dlazwiązków III-V [1]Fig. 1. Band gap as a function of lattice constant for III-V compounds[1]Rys. 3. Struktura pasmowa supersieci InAs/GaInSbFig. 3. Band structure of InAs/GaInSb superlatticeRys. 2. Wzajemne położenie krawędzi pasm dla wybranychzwiązków III-VFig. 2. Band alignment for different III-V compoundsRys. 4. Rozkład gęstości prawdopodobieństwa dla pierwszegostanu elektronowego C1 i pierwszego stanu dziur ciężkich HH1w SL IIFig. 4. Probability density distribution of the first electron minibandC1 and first heavy hole state HH1 in SL IIELEKTRONIKA 5/2009 53

Rys. 5. Schemat dwóch typów międzypowierzchni; Ga-As i In-SbFig. 5. Two types of interfaces; Ga-As and In-SbRys. 6. Zdjęcie supersieci InAs/GaInSb uzyskane za pomocą transmisyjnegomikroskopu elektronowegoFig. 6. Transmission electron microscope image of InAs/GaInSbsuperlatticepowierzchni; Ga-As lub In-Sb. Typy te różnią się znacznie długościąwiązań, jak i naprężeniem wprowadzanym do supersieci(rys. 6) [7,8].Ze względu na większą stałą sieci w stosunku do GaSb,międzypowierzchnia In-Sb wprowadza do supersieci naprężenieściskające, podczas gdy międzypowierzchnia Ga-Asindukuje naprężenie rozciągające. Naprężenia występującena międzypowierzchniach muszą być uwzględnione przyokreślaniu całkowitego naprężenia supersieci względem podłożaGaSb.Technologia i charakteryzacja supersieciInAs/GaInSbEpitaksja z wiązek molekularnych MBE jak żadna inna technologiacienkowarstwowa nadaje się do wytwarzania strukturdetektorów na bazie SL II ze związków InAs/Ga(In)Sb. Dziękikrótkim czasom reakcji przesłon komórek efuzyjnych (shutter),strumień molekuł zostaje natychmiast przerwany bądźdostarczony do powierzchni rosnącego kryształu, co nie powodujedegradacji na granicy faz. Pozwala to uzyskać skokowyprofil granic międzyfazowych, a domieszkowanie jestograniczone do pojedynczych cienkich warstw. Procesywzrostu warstw prowadzone są w warunkach ultrawysokiejpróżni, co gwarantuje wysoką czystość materiałów epitaksjalnych.Ze względu na konieczność uzyskania struktur o wysokiejjakości krystalicznej, wytwarza się je na dopasowanymsieciowo podłożu z GaSb. Podłoże to ma jednak dwa znaczącemankamenty. Pierwszy z nich to trudność w oznaczeniutemperatury krystalizacji. Przyczyna tkwi w bardzo silnymefekcie powierzchniowej segregacji Sb. Nawet przy zamkniętejkomórce efuzyjnej Sb nie możliwe jest osiągnięcie powierzchnibogatej w Ga, w związku z tym nie jest możliwewykorzystanie punktu sublimacji do precyzyjnego wyznaczeniawartości temperatury, jak to jest w przypadku klasycznychpodłoży III-V. Drugim problem jest brak podłoży GaSb o właściwościachpółizolujących. Z tego powodu jako warstwę buforastosuje się wysokorezystywny związek poczwórnyAlGaAsSb, który jest dopasowany sieciowo do GaSb [9].O jakości warstwy epitaksjalnej w równej mierze co podłożedecydują komórki efuzyjne pierwiastków wchodzącychw skład sieci krystalicznej warstwy. Szczególnie istotne są komórkipierwiastków grupy V. Preferowane są komórki efuzyjnez zaworem, który jest oddzielnie podgrzewany (cracker cell).W wyniku dodatkowej termalizacji wieloatomowe cząstki pierwiastkówV grupy rozpadają się na mniej złożone dimery lubpojedyncze atomy, co zwiększa efektywność reakcji kinetycznychna powierzchni rosnącego kryształu dając w wynikulepszą jakość krystaliczną materiału. W przypadku antymonui SL II InAs/Ga(In)Sb bogata w monomery atmosfera w komorzereakcyjnej sprzyja redukcji centrów rekombinacji niepromienistejShockley-Reada, które jako jedne z ważnych kanałówrekombinacji decydują o prądach upływności w detektorach.Ponadto przy zastosowaniu komórek z zaworem, obserwujesię słabszą zależność koncentracji Sb w warstwach odtemperatury podłoża. Przy krystalizacji SL, gdzie niezwykleistotna jest stabilność i powtarzalność jest to ważny argumentprzemawiający za zastosowaniem takiego typu komórek efuzyjnych.Nie do przecenienia jest również fakt łatwości zmianywartości strumienia cząstek. W przypadku wzrostu następującychpo sobie warstw, bardzo często istnieje koniecznośćzmiany współczynnika BEP (Beam Equivalent Pressure). Gdystosowane są klasyczne komórki, wiąże się to z regulacjątemperatury i stabilizacją strumienia, co wymaga czasu. Grozito degradacją obszarów przejściowych. Komórka wyposażonaw zawór pozwala na niemalże natychmiastowązmianę strumienia.Przy stosowaniu klasycznych komórek efuzyjnych nawet,gdy dana komórka nie jest używana i przesłona jest zamknięta,następuje ucieczka cząstek pierwiastka i rozprzestrzenianie sięw komorze wzrostu. Oznacza to zwiększanie zanieczyszczeniarosnącej warstwy, ale również zanieczyszczanie materiałówwsadowych. Przy zastosowaniu komórek wyposażonychw zawór, opisana sytuacja nie będzie miała miejsca.Temperatura wzrostu warstw epitaksjalnych jest jednymz kluczowych parametrów technologicznych stosowanychw epitaksji. Optymalną temperaturę wzrostu dla danegourządzenia technologicznego należy określić na drodze eksperymentalnej,jednakże z doniesień literaturowych wiadomo,iż są to niskie wartości: 360...440°C. Optymalną wartość temperaturymożna określić na drodze badań jakości krystalicznejwarstw za pomocą magnetotransportu [9] i fotoluminescencji[10]. Charakterystyczna jest zmiana typu przewodnictwaz elektronowego na dziurowy w miarę zwiększania temperaturywzrostu. Wytwarzanie warstw w temperaturze odpowiadającejwarunkom zmiany typu gwarantuje najmniejsząkoncentrację nośników. Taka zależność jest przedstawionagraficznie na rys. 7.Zauważalna jest też odwrotna termiczna zależność gęstościdyslokacji w warstwach. Gładkość obszarów przejściowychmożliwa jest do uzyskania również w niższychtemperaturach.Przy odpowiednio dobranym w danej temperaturze stosunkustrumieni pierwiastków z V grupy do III, front krystalizacjipowinien być płaskorównoległy. Jakość powierzchni54 ELEKTRONIKA 5/2009

a)b)Rys. 7. Zależność koncentracji nośników od temperatury wzrostu(a) oraz zależność natężenia luminescencji od koncentracji i typunośników (b) w próbkach SL InAs/GaInSb [9,10]Fig. 7. Dependence of the carrier concentration on growth temperature(a) and photoluminescence intensity as a function of type andcarrier concentration (b) for InAs/GaInSb superlattices [9,10]swobodnej kryształu można obserwować dzięki metodzieRHEED. W omawianym układzie materiałowym prawidłowadla związków III-As rekonstrukcja powierzchni to (1 x 2), natomiastdla Ga(In)Sb to (1 x 3), co zostało pokazane na rys. 8.Właściwy wybór rekonstrukcji ma istotne znaczenie dlagładkości powierzchni krystalizowanych warstw. Jest to widocznena obrazach uzyskanych przy użyciu mikroskopu siłatomowych AFM (Atomic Force Microscope) [12]. Właściwiedobrane wartości strumieni pozwalają na uzyskanie gładkościpowierzchni wynoszącej 1 nm.W reaktorach MBE bardzo trudno jest uzyskać niską temperaturęwzrostu 360...440°C. W urządzeniach tych źródłemciepła jest nie tylko grzejnik, ale także rozgrzane komórki efuzyjne.Przy wzroście niskotemperaturowych materiałów praktykowanejest studzenie wsadów w komórkach nieużywanychw procesie technologicznym do temperatur spoczynkowych(stand-by). W przypadku związków z antymonem nie jest towskazane, gdyż Sb podczas wzrostu wbudowuje się nie tylkodo rosnącego kryształu, ale osadza się w całej komorze, zanieczyszczawszystkie komórki, zarówno używane podczaswzrostu jak i nieużywane, migrując pod przesłony. Aby zmniejszyćefekt przylepiania się antymonu, wsady w komórkachefuzyjnych utrzymywane są w podwyższonych temperaturach.Wprowadzenie antymonu do komory wzrostu pozostawia„efekt pamięci” na długie lata pracy reaktora, niezależnieod czasu i sposobu wygrzewania urządzenia.Zagadnienie uzyskania niskiej, stabilnej i powtarzalnejtemperatury wzrostu jest jednym z kluczowych problemówtechnologii antymonków. Dodatkowym problemem jest zakresczułości pirometru. Zakres temperatury poniżej 440°C znajdujesię poza obszarem wiarygodnej pracy pirometru stosowanegodla klasycznych związków III-V i wówczas należykorzystać ze wskazań termopary.Przy opracowaniu technologii wzrostu supersieci koniecznajest dokładna znajomość ich struktury krystaliczneji periodycznej. W tym celu wykorzystuje się wysokorozdzielcządyfraktometrię rentgenowską HR XRD (High Resolution X-RayDiffraction). Na podstawie dyfraktogramów możliwe jest określeniewielu istotnych parametrów supersieci. Typowy dyfraktogramsupersieci InAs/Ga(In)Sb jest przedstawiony na rys.9a. Widoczne są piki pochodzące od supersieci aż do 7. rzędu,co świadczy o doskonałej jakości periodycznej. Na podstawieodległości kątowej ∆ω najbliższych pików można bezpośredniookreślić okres supersieci ponieważ:d SL = λ/(2∆ω cosΘ)gdzie λ jest długością fali promieni X, a Θ jest średnim kątempołożenia analizowanych pików.Rys. 8. Obraz RHEED na powierzchniach GaInSb i InAs [11] Fig. 8. RHEED images of GaInSb and InAs [11]ELEKTRONIKA 5/2009 55

Widoczne w powiększeniu we wstawce na rys. 9a oscylacjeo małej amplitudzie na pikach zerowego rzędu (pendelloesssungfringes) ujawniają się tylko w bardzo jednorodnychstrukturach. Kolejną wielkością, którą można określić z dyfraktogramujest naprężenie całej supersieci:a) b)(∆a/a) ┴ = (sinω GaSb /sinω SL ) - 1gdzie ω SL jest położeniem piku supersieci zerowego rzędu,natomiast ω GaSb jest położeniem piku pochodzącego od podłoża.Na rys. 9b widoczne jest 6 pików pochodzących od różnychsupersieci. Znajdują się one na dyfraktogramie po prawejstronie od piku pochodzącego od podłoża. Oznacza to,że supersieci te poddane są naprężeniu rozciągającemu odwartości bezwzględnej 0,02...0,11%.Jak już wspominano, niezwykle istotnym zagadnieniemw technologii SL II rodzaju o krótkim okresie jest problem obszarówmiędzypowierzchni. W rozpatrywanym przypadkupary materiałów InAs/GaSb możliwe jest wystąpienie dwóchtypów międzypowierzchni Ga-As lub In-Sb. Ponieważ każdyz typów wprowadza przeciwne naprężenia, sekwencja zamykaniai otwierania przesłon komórek ma istotne znaczenie dlacałkowitego naprężenia supersieci. Typ i jakość międzypowierzchnimoże być precyzyjnie monitorowana przy użyciuspektroskopii Ramana [13]. W widmach Ramana z wiązaniamiInSb i GaAs związane są charakterystyczne mody, zapomocą których różne typy międzypowierzchni mogą byćidentyfikowane (rys. 10).a)Rys. 10. Widmo ramanowskie SL InAs/GaSb wykonane w różnychtemperaturach [13]Fig. 10. Raman spectra of InAs/GaSb superlattices at different temperatures[13]Typy międzypowierzchni mogą być także badane przyużyciu HR XRD. Do tego konieczne jest jednak stosowaniestruktur o specjalnej sekwencji międzypowierzchni w SL.Detektory na bazie supersiecize związków InAs/GaInSbDetektory średniej podczerwieni wykonywane są z supersieciInAs/Ga(In)Sb o krótkim okresie. W celu zobrazowania skalitrudności występujących przy wykonaniu przyrządów z SL IIna rys. 11 przedstawiono przykładowy schemat struktury testowej,stosowanej we Fraunhofer-Institut fuer AngewandteFestkoerperphysik [14].Struktura detektora została wykrystalizowana na niedomieszkowanejwarstwie buforowej Al 0.5 Ga 0.5 As 0.04 Sb 0.96 , dopasowanejsieciowo do podłoża GaSb. Warstwę kontaktowątypu p stanowi GaSb:Be o koncentracji 3...5•10 18 cm -3 . Supersiećskłada się ze 190. okresów 9. monowarstw (ML) InAs/10 ML GaSb. Struktura jest zakończona cienką warstwąInAs:Si pełniącą rolę kontaktu typu n. Rolę obszaru typu pb)Rys. 9. Dyfraktogram supersieci InAs/GaInSb na podłożu GaSb dlakierunku (004) [11]Fig. 9. (004) X-ray diffraction pattern of GaInSb on GaSb [11]Rys. 11. Schemat struktury detektora podczerwieni z supersiecią9 ML InAs/10 ML GaSb typu pin [14]Fig. 11. Cross-section of 9 ML InAs/10 ML GaSb superlattice infrareddetector pin structure [14]56 ELEKTRONIKA 5/2009

pełni 90. okresów supersieci, w których warstwy GaSb są domieszkowaneBe. Następnych 40 okresów SL jest niedomieszkowanych.Poprzedzają one 60 okresów supersiecistanowiących obszar typu n, w którym InAs jest domieszkowanySi. W strukturze tej naprężenie ściskające wywołaneniedopasowaniem InAs i GaSb jest kompensowane przez wykonaniemiędzypowierzchni typu In-Sb.Ze względu na bardzo dużą liczbę zmiennych parametrów(grubość warstw, skład, orientacja krystalograficzna, typ międzypowierzchniitp.) pierwszą czynnością przy projektowaniustruktury SL II jest modelowanie teoretyczne. Najczęściej stosowanąmetodą obliczania struktury pasmowej jest formalizmprzybliżenia obwiedni funkcji EPA (Envelope-Function Approximation).Metoda ta została zmodyfikowana przez Szmulowiczai innych, w celu uwzględnienia także efektów związanychz międzypowierzchniami [15,16]. Przez właściwe modelowanieparametrów struktury możliwe jest nie tylko dopasowanieprzerwy energetycznej supersieci, ale także zmodyfikowaniecałej struktury energetycznej pod kątem optymalizacji absorpcjioptycznej, redukcji rekombinacji Augera i prądów tunelowych[17,18]. Masy efektywne w strukturze supersieciInAs/Ga(In)Sb nie są zależne bezpośrednio od przerwy energetycznej.W porównaniu do masy efektywnej elektronuw HgCdTe, masa efektywna w supersieci jest dużo większa,co prowadzi do redukcji wkładu tunelowania do prądu upływu.Także dzięki dużej wartości masy efektywnej zwiększa się wartośćłącznej gęstości stanów, co kompensuje mniejszą wartośćoptycznego elementu przejść optycznych w supersieci.Z powodu bardzo dużej liczby stopni swobody przy projektowaniustruktur, należy uwzględnić orientację podłoża, grubośći ilość poszczególnych warstw, ich skład chemiczny, typmiędzypowierzchni, naprężenia w supersieci oraz całkowiteniedopasowanie struktury. Konieczne jest także rozważenieproblemów technologicznych wynikających z metody wzrostu,polegających na realistycznej ocenie poziomu technologii: minimalnejgrubości warstw i koncentracji zanieczyszczeń, dyfuzjidomieszek, rozciągłości obszarów międzyfazowych.Pewnym ograniczeniem w technologii fotodiodz InAs/Ga(In)Sb, a szczególnie matryc detektorów, są podłoża.Problemem jest duża absorpcja GaSb w podczerwieni. Abyuzyskać dobrą transmisję promieniowania, wymaganą przyoświetlaniu fotodiod od dołu, podłoża muszą być pocieniane.Kluczowym elementem mającym olbrzymi wpływ naparametry pojedynczych przyrządów i matryc detektorów jestpasywacja powierzchni. W konstrukcji typu mesa ścianyboczne detektorów wykonanych przy użyciu SL IIInAs/Ga(In)Sb, podobnie jak w przypadku detektorówHgCdTe, są źródłem upływności elektrycznej przyrządów.W wielu pracach wykazano, że nanoszenie na powierzchnięwarstw dielektrycznych typu SiN X nie jest skuteczne.Natomiast bardzo dobre rezultaty uzyskano w NorthwesternUniversity nanosząc SiO 2 techniką plazmową [19,20].Najskuteczniejszą metodą wydaje się być jednak nanoszeniemetodą epitaksji warstwy AlGaAsSb [21]. Związek ten jestizolatorem dopasowanym sieciowo do podłoża GaSb(rys. 12). Jest on nanoszony w dodatkowym procesie pouprzednim zdefiniowaniu struktury typu mesa. Technologia tajest stosowana obecnie we Fraunhofer-Institut fuerAngewandte Festkoerperphysik. Ten sam związek jestwykorzystywany jako wysokorezystywna warstwa buforowawytwarzana na podłożu.Alternatywnym rozwiązaniem jest krystalizacja struktur SLz InAs/Ga(In)Sb na niedopasowanym sieciowo podłożu, np.z InAs. Kluczowe znaczenie ma w tym przypadku lokalizacjadyslokacji niedopasowania poza aktywnym obszaremdetektora. Bardzo istotnym argumentem za zastosowaniemtych podłoży jest możliwość wykorzystania immersjioptycznej. Umożliwi to radykalny wzrost wykrywalnościi szybkości działania przyrządów. W immersji optycznejwykorzystuje się zmniejszenie rzeczywistego polapowierzchni przyrządu przy zachowaniu “optycznego” polapowierzchni, co pozwala na ograniczenie obszaru generacjitermicznej nośników i wynikającego z tego szumu, a takżezmniejszenie pojemności elektrycznej złącza. Aktywnyelement detektora o polu powierzchni A e jest “widziany” przezsoczewkę immersyjną jako większy o polu powierzchni“optycznej” A o . Stosunek tych powierzchni zależy odwspółczynnika załamania materiału soczewki n i wynosi n 2 dlasoczewki półsferycznej i n 4 dla hiperpółsferycznej.Konsekwencją jest wzrost czułości napięciowej (czynnikiodpowiednio n 2 i n 4 ), wykrywalności znormalizowanej(czynniki odpowiednio n i n 2 ). Równocześnie następujeobniżenie pojemności elektrycznej C i polepszenie stałejczasowej RC, a także zmniejszenie mocy zasilaniaw fotodiodach (czynniki odpowiednio n 2 i n 4 ).W przypadku soczewki hiperpółsferycznej z InAs, zewzględu na dużą wartość współczynnika załamania n ≈ 3,45,poprawa czułości napięciowej detektora w stosunku dokonwencjonalnego detektora bez immersji optycznej wynosiok. 140 razy.Rys. 12. Nanoszenie warstwy AlGaAsSb na strukturę mesa detektora InAs/GaInSb SL II [11,21]Fig. 12. Evaporation of AlGaAsSb on InAs/GaInSb SL II mesa structure [11,21]ELEKTRONIKA 5/2009 57

PodsumowanieSupersieci II rodzaju ze związków InAs/GaInSb są alternatywnymi perspektywicznym systemem materiałowym, wykorzystywanymdo detekcji promieniowania w zakresie średnieji dalekiej podczerwieni. Supersieci te szczególnie dobrze nadająsię do wytwarzania niechłodzonych fotodiod pracującychw dalekiej podczerwieni. Detektory z supersieci II rodzaju sąwykonywane przy użyciu dobrze opanowanych technologii typowychdla związków III-V.Literatura[1] Rogalski A., Martyniuk P.: Infrared Phys. Technol. 48, 39 (2006).[2] Mohseni H., Wei Y., Razeghi M.: Proc. SPIE 4288, 191 (2001).[3] Sai-halasz G.A., Tsu R., Esaki L.: Appl. Phys. Lett. 30, 651(1977).[4] Smith D.L., Mailhiot C.: J. Appl. Phys. 62, 2545 (1987).[5] Youngdale E.R., Meyer J.R., Hoffman C. A., Bartoli F. J., Grein C.H., Young P.M., Ehrenreich H.: Appl. Phys. Lett. 64, 3160 (1994).[6] Grein C. H., Flatte M.E., Ehrenreich H., Miles R. H.: J. Appl.Phys. 77, 4156 (1995).[7] Lau W. H., Flatte M. E.: Appl. Phys. Lett. 80, 1683 (2002).[8] Sullivan G.J., Ikhlassi A., Bergman J., DeWames R. E., WaldropJ. R., Grein C., Flatte M., Mahalingham K., Yang H., Zhong M.,Weimer M.: J. Vac Sci. Technol. B23, 1144 (2005).[9] Burkle L., Fuchs F., Schmitz J., Pletschen W.: Appl. Phys. Lett.77,11 (2000).[10] Bosacchi A., Franchi S., Allegri P., Avanzini V., Baraldi A., GhezziC., Magnanini R., Parisini A., Tarricone L.: J. Cryst. Growth 150844 (1995).[11] Hill C., Li J., Mumolo J., Gunapala S., Rhiger D., Kvaas B., LigururiM., Gritz M.: QWIP 2006. Proc. Int. Workshop on QuantumWell Infrared Photodetectors. 18–24 June 2006, Kandy, SriLanka Ed. A.G.U. Perera.[12] Rodriguez J.B., Christol P., Cerutti L., Chevrier F., Joullie A.: J.Cryst. Growth 274, 6, (2005).[13] Herres N., Fuchs F., Schmitz J., Pavlov K.M., Wagner J., RalstonJ.D., Koidl P., Gadaleta C., Scamarcio G.: Phys. Rev. B 53,23 (1996).[14] Rehm R., Walther M., Schmitz J., Fleissner J., Fuchs F., CabanskiW., Ziegler J.: Proc SPIE 5783, 12 (2005).[15] Szmulowicz F., Haugan H., Brown G. J.: Phys. Rev. B69, 155321(2004).[16] Szmulowicz F., Haugan H.J., Brown G. J., Mahalingham K.,Ulrich B., Munshi S.R.: Optoelectron. Rev. 14, 71 (2006).[17] Grein C.H., Lau W. H., Harbert T.L., Flatte M.E.: Proc. SPIE4795, 39 (2002).[18] Kim S. H., Li S. S.: Physica E16, 199 (2003).[19] Gin A., Wei Y., Bae J., Hood A., Nah J., Razeghi M.: Thin SolidFilms 447-448, 489, (2004).[20] Razeghi M., Gin A., Wei Y., Bae J., Nah J.: Microelecreinics J. 34,405 (2003).[21] Rehm R., Walther M., Fuchs F., Schmitz J., Fleissner J.: Appl.Phys. lett. 86, 173501 (2005).Detektory podczerwieni na bazie supersieciII rodzaju ze związków InAs/GaInSbdr inż. WALDEMAR GAWRON 1 , prof. dr hab. inż. ANTONI ROGALSKI 21 VIGO System S.A., Ożarów Mazowiecki2 Wojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, WarszawaObecnie wiodącą pozycję wśród materiałów do konstrukcji detektorówpromieniowania podczerwonego zajmuje tellurekkadmowo rtęciowy. Jest on unikalnym materiałem, któregowłaściwości umożliwiają konstrukcję detektorów optymalizowanychdla dowolnej długości fali w zakresie bliskiej, średnieji dalekiej podczerwieni [1-5 i inne prace tam przytoczone]. Wynikato między innymi z wielu zalet tego materiału, najważniejszez nich to:• przestrajalność przerwy zabronionej w szerokim zakresie,• znikoma zależność stałej sieciowej od składu x, co umożliwiaotrzymywanie heterostruktur o złożonej architekturze,• wysoki współczynnik absorpcji promieniowania,• duża ruchliwość nośników,• stosunkowo niska generacja termiczna nośników,• niska wartość stałej dielektrycznej, co zapewnia dużą szybkośćodpowiedzi detektorów,• współczynnik rozszerzalności termicznej dopasowany dokrzemu, co umożliwia konstrukcję hybrydowych matryc detektorów.Jednak mimo tych niewątpliwych zalet, tellurek kadmowortęciowyjest materiałem najtrudniejszym technologiczniespośród półprzewodników szeroko stosowanych. Jednymz największych problemów technologii HgCdTe jest niska stabilnośćwłaściwości tego materiału. Wynika ona z niskiej energiiwiązania HgTe, co szczególnie skutkuje łatwymodparowaniem Hg i HgTe oraz tworzeniem luk w podsieci metalu.Wynikająca z tego niestabilność sieciowa i powierzchniowazwiązku powoduje przyśpieszoną degradację detektorówpodczerwieni konstruowanych z HgCdTe. Należypodkreślić, iż problem ten ujawnia się szczególnie w wąskoprzerwowymHgCdTe o dużej zawartości HgTe (długofalowyzakres widmowy). Okazuje się, że małe fluktuacje składu powodująduże fluktuacje w długofalowej granicy czułości, cow konsekwencji powoduje duże trudności w uzyskiwaniu jednorodnychmacierzy detektorów zakresu 12...16 µm. Z koleiniejednorodności składu są przyczyną niskiej rozdzielczościtemperaturowej macierzy.Związki półprzewodnikowe A III B V , ze względu na większyudział wiązania kowalencyjnego, charakteryzują się większątrwałością wiązań w porównaniu ze związkami grupy A II B VI .Dlatego też, od dłuższego czasu wśród związków grupy A III B Vposzukiwano odpowiedniego półprzewodnika do detekcji promieniowaniapodczerwonego, szczególnie w długofalowymzakresie widma podczerwieni. Z grupy tych związków A III B Vnajbardziej perspektywicznym nowym materiałem do konstrukcjidetektorów podczerwieni są supersieci z naprężeniamiukładu InAs/Ga 1-x In x Sb, na co po raz pierwszywskazali Smith i Mailhiot w 1987 roku [6]. Pod pewnymi względamiwłaściwości fizyczne supersieci są bardziej optymalnew konstrukcji detektorów niż właściwości HgCdTe.Współczynniki pochłaniania tych supersieci są porównywalnedo mierzonych w HgCdTe. Masy efektywne nośników w su-58 ELEKTRONIKA 5/2009

persieci są większe niż w HgCdTe, co ogranicza składoweprądów tunelowych w fotodiodach. Budowa struktury pasmowejsupersieci umożliwia bardziej efektywne dławienie rekombinacjiAugera nośników, co w konsekwencji wpływa nazwiększenie czasu życia nośników i polepszenie osiągów fotodiod(wydajności kwantowej, iloczynu R 0 A). W obecnejchwili stan zaawansowania technologii supersieci na świeciepozwala na skonstruowanie fotodiod z InAs/GaInSb o parametrachporównywalnych z uzyskiwanymi dla fotodiodz HgCdTe. Z supersieci InAs/GaInSb można również konstruowaćwielospektralne macierze detektorów stanowiącetrzecią generację detektorów podczerwieni. Szczególnie interesującesą wielospektralne macierze pracujące w dalszejpodczerwieni, gdzie są duże trudności z uzyskaniem jednorodnegomateriału z HgCdTe. Większa jednorodność składusupersieci może rozstrzygnąć o ich znaczeniu w zakresiedługofalowym podczerwieni. Dodatkową korzyścią z zastosowaniasupersieci jest wyeliminowanie szkodliwych dla zdrowiametali ciężkich Hg i Cd.Pewnym ograniczeniem w technologii fotodiod z InAs/Ga-InSb, a szczególnie macierzy detektorów są podłoża. Handlowodostępne są niedomieszkowane podłoża z GaSb typu pi domieszkowane tellurem typu n, jednak o wysokiej koncentracjinośników. Podłoża GaSb są ścieniane do grubości poniżej25 µm, aby uzyskać dobrą transmisję promieniowaniawymaganą przy oświetlaniu fotodiod od tyłu.Technologia otrzymywania supersieci InAs/GaInSb jest wewstępnej fazie rozwoju. Główne trudności związane są z dopracowaniemtechnologii ich otrzymywania, processingiemdetektorów, przygotowaniem podłoży do epitaksji i pasywacjądetektorów. Jednak potencjalne znaczenie supersieciInAs/GaInSb jest duże, co w przyszłości może spowodowaćdominację tego związku w konstrukcji detektorów podczerwieniszczególnie w zakresie dalszej podczerwieni. Należyrównież zaznaczyć, że detektory z supersieci InAs/GaInSbz powodzeniem mogą być stosowane w produkcji niechłodzonychdetektorów podczerwieni.Stan wiedzyRys. 1. Stosunek α/G w funkcji temperatury dla detektorów z zakresuLWIR (λ c = 10 µm) [9]Fig. 1. α/G ratio versus temperature for LWIR (λ c = 10 µm) photondetectors [9]Rys. 2. Przekrój typowej fotodiody mesa na bazie supersieci II rodzajuFig. 2. Cross section schematic of p-i-n InAs/GaInSb superlatticephotodiodeJak już wspomniano w 1987 r. Smith i Mailhiot [6] wskazali, żenajbardziej perspektywicznym nowym materiałem do konstrukcjidetektorów podczerwieni są supersieci z naprężeniamiukładu InAs/Ga 1-x In x Sb.Teoretyczne oszacowania wskazują, że wykrywalności fotodiodz supersieci InAs/GaInSb mogą być porównywalne,a nawet większe od osiąganych dla fotodiod z HgCdTe [7].Współczynniki pochłaniania tych supersieci są porównywalnedo mierzonych w HgCdTe. Masy efektywne nośników w supersiecisą większe niż w HgCdTe, co ogranicza składoweprądów tunelowych w fotodiodach. Budowa struktury pasmowejsupersieci umożliwia bardziej efektywne dławienie rekombinacjiAugera nośników, co w konsekwencji wpływa nazwiększenie czasu życia nośników i polepszenie parametrówfotodiod (wydajności kwantowej, iloczynu R 0 A).Stosunek współczynnika pochłaniania do szybkości termicznejgeneracji nośników α/G, jest fundamentalnym parametremcharakteryzującym przydatność materiałupółprzewodnikowego do konstrukcji detektorów podczerwieni,który jednocześnie określa graniczną wykrywalnościdetektora [8]. Stosunek α/G w funkcji temperatury dlaróżnych typów materiałów o hipotetycznej wartości przerwyenergetycznej równej około 0,124 eV (λ c = 10 µm) jest pokazanyna rys. 1 [9]. Jak widać supersieci II rodzajuz InAs/InAsSb są najlepszym materiałem do konstrukcji detektorówpodczerwieni w zakresie długofalowym. Jest tonawet lepszy materiał niż HgCdTe; charakteryzuje się wysokimwspółczynnikiem pochłaniania i względnie niską szybkościątermicznej generacji nośników.Pierwszą fotodiodę na bazie supersieci z InAs/GaInSb na10,6 µm przedstawił Johnson i inni [10]. Obecnie stan zaawansowaniatechnologii supersieci na świecie pozwala naskonstruowanie fotodiod z InAs/GaInSb o parametrach porównywalnychz uzyskiwanymi dla fotodiod z HgCdTe. Ośrodkiemmogącym się pochwalić detektorami o najlepszychjak dotąd parametrach jest Instytutu Fraunhofera we Freiburgu,opisane w pracach [11-13].Typowe fotodiody na bazie supersieci II rodzaju wykorzystująstruktury p-i-n z niedomieszkowanym samoistnym obszaremumieszczonym między dwoma obszaramiwysokodomieszkowanymi. Przekrój poprzeczny takiej typowejfotodiody mesa przedstawiony jest na rys. 2. Warstwytakie najczęściej są wytwarzane metodą MBE w temperaturzeokoło 400°C na niedomieszkowanych dwucalowychpodłożach GaSb o orientacji (001). Fotodiody na zakres widmowyMWIR i LWIR wykonane są na bazie binarnych supersieciInAs/GaSb [14-16]. Warstwy są już tak cienkie, żeniekorzystne jest stosowanie GaInSb. Optymalizacja architekturyfotodiod na bazie supersieci nadal jest otwartą kwestują.Ponieważ właściwości przyrządu zależą od właściwościmateriału z którego został zaprojektowany, takich jak czasżycia i droga dyfuzji, parametry te nadal są ulepszane. Pojawiająsię nowe pomysły. Niedawno Aifer i inni [17] donosilio zastosowaniu struktury w supersieci II rodzaju (WSL)(rys. 3) dla fotodiod na zakres LWIR. Inne rozwiązanie tostruktura M (M-SL) zaproponowana przez Nguyena i innych[18], dająca znaczne zmniejszenie prądu ciemnego.ELEKTRONIKA 5/2009 59

Rys. 3. Zależność parametru R 0 A fotodiod z InAs/GaInSb SLw funkcji długofalowej granicy czułości porównany do teoretycznychi doświadczalnych wyników odpowiadających im fotodiodz HgCdTe w 77K [17]Fig. 3. Dependence of the R o A product of InAs/GaInSb SLS photodiodeson cutoff wavelength compared to theoretical and experimentaltrendlines for comparable HgCdTe photodiodes at 77K [17]Na rysunku 3. porównano parametr R 0 A fotodiodz InAs/GaInSb SL i HgCdTe w funkcji długofalowej granicyczułości [17]. Linią ciągłą oznaczono wartość teoretyczną R 0 Adla HgCdTe typu p określoną według modelu dyfuzyjnego.Na rysunku 4. porównano obliczoną teoretyczną wykrywalnośćdetektorów z HgCdTe w funkcji długości fali dlaróżnych temperatur z eksperymentalnymi danymi, chłodzonychi niechłodzonych detektorów na bazie supersieci II rodzajuwykonanych w Center for Quantum Devices,Northwestern University [19,20]. Obliczenia zostały wykonanedla poziomu domieszkowania N d = 5•10 15 cm -3 przy założeniuograniczenia mechanizmem Augera, który prawdopodobnienakłada fundamentalne ograniczenia na parametry detektorówdługofalowych (LWIR) z HgCdTe. Porównanie to wskazuje,że supersieci II rodzaju bardzo dobrze nadają się na detektorypodczerwieni optymalizowane na zakres od średnio dobardzo długofalowego. Według [20] uzyskano eksperymentalniewykrywalność ≈1•10 8 cmHz 1/2 /W dla 10,6 µm w temperaturzepokojowej, jednak nie wdrożono produkcji tychdetektorów i wyników tych nie udało się nikomu powtórzyć.Technologia otrzymywania supersieci InAs/GaInSb jestjeszcze we wstępnej fazie rozwoju. Główne trudnościzwiązane są z dopracowaniem technologii ich otrzymywania,processingiem detektorów, przygotowaniem podłoży do epitaksjii pasywacją detektorów. Natomiast praktycznym wykorzystaniemsupersieci II rodzaju do konstrukcji detektorówpromieniowania podczerwonego nie zajmował się w Polscedo tej pory jeszcze nikt. Znane są natomiast prace teoretycznena temat wykorzystania supersieci II rodzaju do konstrukcjidetektorów promieniowania podczerwonego głównieA. Rogalskiego i innych [7,9,16,19,21-25].PodsumowanieW ramach tego projektu po raz pierwszy w Polsce zostanąwykonane detektory podczewieni z supersieci II rodzaju. Ponadtowynikiem badań będzie:• poznanie zjawisk fotoelektrycznych towarzyszących detekcjipromieniowania podczerwonego w złożonych heterostrukturachna bazie supersieci II rodzaju z InAs/GaInSb,• adaptacja i udoskonalenie technik processingu i hermetyzacjidetektorów,• opis procedur wytwarzania detektora podczerwieni optymalizowanegona wybraną długość fali z zakresu 3...16 µmi daną temperaturę pracy.LiteraturaRys. 4. Obliczona teoretycznie wykrywalność detektorów z HgCdTew funkcji długości fali dla różnych temperatur (do obliczeń przyjętoN d = 5•10 15 cm -3 ). BLIP wyliczono dla: 2π FOV, T BLIP = 300K i η = 1.Dane eksperymentalne chłodzonych i niechłodzonych detektorówna bazie supersieci II rodzaju pochodzą z Center for Quantum Devices,Northwestern University [20]Fig. 4. Calculated performance of Auger generation-recombinationlimited HgCdTe photodetectors as a function of wavelength andtemperature of operation. BLIP detectivity has been calculated for2π FOV, background temperature T BLIP = 300K, and quantum efficiencyη = 1. The experimental data is taken for cooled and uncooledtype II detectors at Center for Quantum Devices,Northwestern University [20]. The calculations have been performedfor doping level equal N d = 5•10 15 cm -3[1] Piotrowski J., Rogalski A.: Półprzewodnikowe detektory promieniowaniapodczerwonego. WNT, Warszawa 1984.[2] Piotrowski J., Galus W., Grudzien M.: Near Room-TemperatureIR Photo-detectors. Infrared Phys. 31, 1,1-48. (1991).[3] Piotrowski J.: Hg1-xCdxTe Infrared Photodetectors. in InfraredPhotodetectors, 391-494, SPIE, Bellingham (1995).[4] Rogalski A., Adamiec K., Rutkowski J.: Narrow-gap semiconductorphotodiodes. SPIE Press, Bellingham (2000).[5] Piotrowski J., Rogalski A.: High-Operating-Temperature InfraredPhotodetectors. Ed. SPIE, Bellingham (2007).[6] Smith D. L., Mailhiot C.: Proposal for strained type II superlatticeinfrared detectors. J. Appl. Phys. 62 (6), 2545 (1987).[7] Piotrowski J., Rogalski A.: Comment on temperature limits on infrareddetectivities of InAs/InxGa1-xSb superlattices and bulkHgxCd1-xTe. J. Apel. Phys. 80, 2542-2544 (1996).[8] Piotrowski J., Gawron W.: Ultimate performance of infrared photodetectorsand figure of merit of detector material. Infrared Physics& Technology, 38(2), 63-68, (1997).[9] Rogalski A., Martyniuk P.: InAs/GaInSb superlattices as a promisingmaterial system for third generation infrared detectors. InfraredPhysics & Technol. 48, 39-52 (2006).[10] Johnson J. L., Samoska L. A., Gossard A. C., Merz J. L., Jack M.D., Chapman G. H., Baumgratz B. A., Kosai K., Johnson S. M.:Electrical and optical properties of infrared photodiodes using theInAs/Ga1_xInxSb superlattice In heterojunctions with GaSb. J.Appl. Phys., 80, 1116- 1127 (1996).[11] Cabanski W., Eberhardt K., Rode W., Wendler J., Ziegler J.,Fleißner J., Fuchs F., Rehm R., Schmitz J., Schneider H., WaltherM.: 3rd gen focal plane array IR detection modules and applications.Proc. SPIE 5406, 184-192 (2005).[12] Rehm R., Walther M., Schmitz J., Fleißner J., Fuchs F., ZieglerJ., Cabanski W.: InAs/GaSb superlattice focal plane arrays forhigh-resolution thermal imaging. Opto-Electron. Rev. 14, 283-296 (2006).[13] Rehm R., Walther M., Schmitz J., Fleißner J., Fuchs F., CabanskiW., Ziegler J.: InAs/(GaIn)Sb short-period superlattices forfocal plane. Proc. SPIE 5783, 123-130 (2005).60 ELEKTRONIKA 5/2009

[14] Brown G.J.: Type-II InAs/GaInSb superlattices for infrared detection:an overview. Proc. SPIE 5783, 65-77 (2005).[15] Razeghi M., Wei Y., Gin A., Hood A., Yazdanpanah V., TidrowM.Z., Nathan V.: High performance type II InAs/GaSb superlatticesfor mid, long, and very long wavelength infrared focal planearrays. Proc. SPIE 5783, 86-97 (2005).[16] Rogalski A.: New material systems for thrid generation infraredphotodetectors. Opto-Electron. Rev. 16(4), 458-482 (2008).[17] Aifer E. H., Tischler J. G., Warner J. H., Vurgaftman I., Bewley W.W., Meyer J. R., Canedy C. L., Jackson E. M.: W-Structuredtype-II superlattice long-wave infrared photodiodes with highquantum efficiency. Appl. Phys. Lett. 89, 053510 (2006).[18] Nguyen B. M., Hoffman D., Delaunay P. Y., Razeghi M.: Dark currentsuppression in type II InAs/GaSb superlattice long wavelengthinfrared photodiodes with M-structure barrier. Appl. Phys.Lett. 91, 163511 (2007).[19] Rogalski A.: Competitive technologies for third generation infraredphoton detectors. Opto-Electron. Rev. 14, 87-101 (2006).[20] M. Razeghi, http://cqd.eecs.northwestern.edu/research/type2.php[21] Piotrowski J., Rogalski A.: Uncooled long wavelength infraredphoton detectors. Infrared Physics & Technol. 46, 115-131(2004).[22] Rogalski A.: Material consideration for third generation infraredphoton detectors. Infrared Physics & Technol. 50, 240-252(2007).[23] Rogalski A.: Competitive technologies for third generation infraredphoton detectors. Proc. SPIE, 6206, 62060S (2006).[24] Rogalski A.: Third generation infrared detectors. Proceedings ofthe Sympodium on Photonics Technologies for 7th FrameworkProgram, Wrocław 12-14 October 2006.[25] Piotrowski J., Rogalski A.: High-Operating-Temperature InfraredPhotodetectors. Ed. SPIE, Bellingham (2007).[26] Rogalski A., Antoszewski J., Faraone L.: Third-generation infraredphotodetector arrays. J. Appl. Phys., 105, 1 (2009).Optymalizacja epitaksji i doskonalenie architekturydetektorów podczerwieni z HgCdTedr inż. WALDEMAR GAWRON 1 , dr inż. ADAM PIOTROWSKI 2 ,mgr inż. KRZYSZTOF KŁOS 2 , mgr inż. ZBIGNIEW ORMAN 2 ,mgr inż. JAROSŁAW PAWLUCZYK 2 , mgr inż. DARIUSZ STANASZEK 2 ,mgr inż. ARTUR KĘBŁOWSKI 2 , mgr inż. MAGDALENA PĘDZIŃSKA 2 ,prof. dr hab. inż. JÓZEF PIOTROWSKI 21 VIGO System S.A., Ożarów Mazowiecki2 Wojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, WarszawaTechnika podczerwieni znalazła trwałą pozycję w zastosowaniachmilitarnych, lotniczych i kosmicznych, a obecnie następujegwałtowny rozwój zastosowań cywilnych [1,2].Podstawowym elementem każdego urządzenia techniki podczerwienijest detektor promieniowania podczerwonego, którydecydująco wpływa na walory użytkowe urządzeń. Wysokiewykrywalności bliskie do fundamentalnych granic określonychprzez kwantowy szum promieniowana i wysokie szybkościdziałania mogą być osiągnięte tylko przy użyciu detektorówfotonowych (fotodetektorów). Szczególne znaczenie dla rozwojudetektorów ma tellurek kadmowo-rtęciowy (Hg 1-x Cd x Te),materiał, który umożliwia konstrukcję detektorów o optymalnychwłaściwościach dla każdej długości fali w zakresie bliskiej,średniej i dalekiej podczerwieni [1-5].Badania nad detektorami średniej i dalekiej podczerwieniz Hg 1-x Cd x Te były prowadzone w Polsce niemal od chwili odkryciapółprzewodnikowych właściwości tego materiału [4-6i oryginalne prace tam przytoczone]. Już we wczesnych latach70. doceniono w Polsce znaczenie detekcji promieniowaniapodczerwonego bez konieczności chłodzeniakriogenicznego [7-10]. Powstały pionierskie rozwiązania technologicznei konstrukcje takich detektorów i została uruchomionaich produkcja, niemal w całości przeznaczonych naeksport [11].Warto zauważyć, iż detektory pracujące bez chłodzeniakriogenicznego nazywane detektorami HOT (High OperationTemperature) stały się dopiero niedawno „gorącym” kierunkiemrozwoju detektorów na świecie. Akronim HOT odnosi siędo detektorów pracujących w temperaturze otoczenia, a takżeminimally cooled, tzn. chłodzonych za pomocą prostych, tanichi wygodnych w stosowaniu chłodziarek termoelektrycznychlub odparowaniowych. Zastosowanie chłodziarekumożliwia również stabilizację temperatury detektora przyzmiennej temperaturze otoczenia, co jest ważne ze względówmetrologicznych.Polskie możliwości badawcze i produkcyjne w zakresiedetektorów średniej i dalekiej podczerwieni zostały znaczniezwiększone z chwilą powstania w 2003 r. laboratoriumMOCVD wyposażonego w system AIX 200 do epitaksjiHg 1-x Cd x Te, jako wspólnej inwestycji VIGO System S.A. (60%nakładów ze środków własnych) i Wojskowej Akademii Technicznej(40% nakładów). Późniejsze prace badawczei wdrożeniowe doprowadziły do opracowania nowych typówheterostrukturalnych detektorów podczerwieni z wykorzystaniemtechniki MOCVD [10,12-14].Przewidywany charakter polskiej produkcji detektorówpodczerwieni w horyzoncie kilkunastu lat [15] to rozwój elastycznejprodukcji w zakresie:• realizacji niewielkich zamówień typu custom design - np.unikalne detektory dla badań naukowych o ściśle wyspecyfikowanychparametrach (np. detektory do zastosowańkosmicznych). Chociaż jest to produkcja uciążliwa, wymagającaprzygotowania nowego wyposażenia jest zwykleopłacalna ze względu na wysokie ceny takich produktów.Co więcej, opracowanie unikalnego przyrządu staje sięczęsto początkiem produkcji seryjnej,• produkcji serii średnich wielkości (dziesiątki - setki sztuk),zwykle w wersjach OEM dla producentów unikalnegosprzętu badawczego i technologicznego (np. spektrofotometry,monitory procesów przemysłowych),ELEKTRONIKA 5/2009 61

• produkcji dużych serii - tysiące sztuk, dla producentówsprzętu o szerszym zastosowaniu (sprzęt medyczny lubmilitarny). Przykładem jest produkcja detektorów dourządzeń ostrzegających załogi pojazdów bojowych i helikopterówprzed namierzaniem laserowym.Doświadczenie uczy, iż szanse sprzedaży mają tylko przyrządyo wysokich parametrach funkcjonalnych i wysokiej niezawodności,dostosowane do specyficznych wymagańodbiorców z krótkim czasem modyfikacji i wprowadzania narynek. Heterostruktury Hg 1-x Cd x Te są doskonałą bazą do elastycznejprodukcji różnorakich przyrządów fotoelektrycznychspełniających powyższe wymagania. Jest to jednak możliweprzy doskonałym opanowaniu technologii ich wzrostu i wytwarzaniaz nich przyrządów fotoelektrycznych. Podstawowymwarunkiem jest również poznanie złożonych procesówwzrostu warstw i zjawisk fizycznych towarzyszących detekcjipromieniowania.Podstawowym celem obecnie realizowanego projektu jestpokonanie nierozwiązanych dotąd problemów związanychz teorią, konstrukcją i technologią detektorów promieniowaniapodczerwonego z Hg 1-x Cd x Te pracujących bez chłodzeniakriogenicznego.Optymalizacja epitaksji złożonychheterostruktur Hg 1-xCd xTe metodąMOCVD dla detektorów podczerwieniEpitaksja Hg 1-x Cd x Te jest procesem daleko bardziej złożonymniż dla innych półprzewodników stosowanych w optoelektronice,co wynika z bardzo różnych właściwości składników -HgTe i CdTe. Podstawą epitaksji Hg 1-x Cd x Te metodą MOCVDjest mod IMP [16], polegający na sekwencyjnym osadzaniucienkich warstewek CdTe i HgTe i homogenizacji materiału zapomocą interdyfuzji. Warstewki te muszą być osadzane przybardzo różnych warunkach zmienianych okresowo. Koniecznesą więc szybkie i dobrze kontrolowane zmianyprzepływu gazów, stężeń prekursorów i par rtęci oraz wieluinnych parametrów:• Precyzyjne określenie czasów transportu prekursorów dostrefy wzrostu i optymalizacja czasu przełączania zaworówbubblerów. Surowce do wzrostu Hg 1-x Cd x Te i domieszkowaniasą dostarczane do strefy wzrostu reaktora MOCVDz różnych źródeł (bubblerów). Dla prawidłowego wzrostuniezbędna jest staranna synchronizacja przełączania źródełprekursorów i przepływów gazu nośnika tak, aby surowcedocierały do strefy wzrostu w ściśle określonychmomentach. Nie jest to zadaniem łatwym, ponieważ czasywzrostu warstewek IMP są porównywalne z czasami transportuprekursorów od źródeł do strefy wzrostu. W tym celuzostały wykonane precyzyjne pomiary przebiegu czasowychzmian stężenia prekursorów w strefie wzrostu za pomocąanalizatora gazów [17], mierzącego absorpcjępromieniowania IR. Pomiary te zostały wykonane dlaróżnych warunków wzrostu stosowanych w praktyce. Wynikipomiarów służą do optymalizacji czasów przełączaniazaworów źródeł prekursorów i zaworów sterującychprzepływem nośnika (wodoru), aby zapewnić pożądaneprzebiegi stężeń prekursorów w strefie wzrostu.• Dobór parametrów IMP umożliwiający otrzymywanie heterostrukturo zadanym profilu składu. Określone są temperaturyźródeł prekursorów materiałów bazowychi domieszek, rozcieńczenia, szybkości przepływów nośnikai inne parametry dla faz HgTe i CdTe, niezbędne dla uzyskaniaHg 1-x Cd x Te o różnych składach i poziomach domieszkowania.• Minimalizacja koncentracji luk w sieci metalu. Dobieranesą sekwencje zmian stężeń prekursorów umożliwiające dynamicznąkompensację stechiometrii materiału dziękiwprowadzaniu nadmiaru stężenia par kadmu po fazachwzrostu warstewek HgTe.• Optymalizacja końcowej fazy epitaksji i procesu chłodzenia.Proces epitaksji musi być zakończony krótkim wygrzewaniemw celu homogenizacji ostatnio osadzonychpar warstewek HgTe i CdTe, a następnie ochłodzeniemstrefy wzrostu w kontrolowanych warunkach tak, abyuniknąć degradacji obszaru przypowierzchniowego. W tymcelu przebiegi zmian temperatury, stężeń par rtęci, prekursorówtelluru i kadmu są dobrane tak, aby uniknąć ucieczkirtęci z obszaru przypowierzchniowego i często również poto, aby pokryć dodatkowo materiał ochronną warstewkąHg 1-x Cd x Te o dużej zawartości CdTe.Doskonalenie architektury detektorówpodczerwieni dla różnych zastosowańDotychczasowe prace prowadzone w VIGO System S.A. doprowadziłydo stworzenia koncepcji detektora HOT (rys. 1)o trójwymiarowej architekturze przerwy zabronionej w postaciheterostrukturalnego chipu, w którym są zintegrowane funkcjeoptyczne (koncentracja promieniowania), detekcyjne (optycznageneracja par nośników ładunku, ograniczenie szumogennejtermicznej generacji i rekombinacji nośników), elektryczne(wzmocnienie i zbieranie nośników) i inne [4,10]. Przyrząd takiumożliwia osiągnięcie wysokiej wydajności optycznej generacjinośników przy niskiej generacji termicznej.Uzyskanie dobrych parametrów detektorów wymaga jednakstarannej optymalizacji architektury elementu detekcyjnego.Jest ona zależna głównie od długości fali, na którądetektor jest optymalizowany i temperatury pracy. Architekturamusi być również optymalizowana w zależności od wieluinnych czynników, szczególnie od zakresu częstotliwości elektrycznejsygnału, pola powierzchni, zakresu dynamicznegoi innych wymagań stawianych detektorowi.Architektura przyrządów jest kształtowana przez:• osadzanie złożonej heterostruktury półprzewodnikowej metodąMOCVD. Może składać się ona z kilkunastu obszarów(warstw). Główne obszary heterostruktury to (rys. 2):- absorber, którego przerwa zabroniona, domieszkowaniei grubość będą dobrane tak, aby uzyskać najlepsząrelację między wydajnością kwantową, a szumem termicznejgeneracji nośników ładunku,- obszary kontaktowe z silnie domieszkowanych półprzewodnikówo większej od absorbera przerwie zabronionej,spełniające rolę kolektorów elektronów i dziur,Rys. 1. Ilustracja koncepcji detektora HOT integrującego funkcjeoptyczne, detekcyjne i elektryczneFig. 1. Model of a HOT photodetector. Monolithic integration of optical,detection and electronic functions in one heterostructure chip62 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 2. Przykład heterostruktury fotowoltaicznego detektoraHg 1-x Cd x Te. Pominięto mniej istotne obszary przyrząduFig. 2. Heterostructure of the photovoltaic HgCdTe detector. Onlythe most important layers are shown- obszary pomocnicze, które zmniejszają tunelowanienośników,- obszary ułatwiające uzyskanie niskoomowych kontaktów,zwłaszcza do obszarów typu P + ,- obszary zwiększające wydajność kwantową,- warstwy buforowe,- inne.• wytworzenie struktur mesa za pomocą kombinacji trawieniachemicznego i jonowego, wspomaganego fotolitografią.• osadzanie warstw pasywujących szerokoprzerwowegoHg 1-x Cd x Te i CdTe metodą MOCVD techniką overgrowth.Powłoki te eliminują szumogenną generację termiczną napowierzchni przyrządu i zabezpieczają element aktywnyprzed narażeniami środowiskowymi.• dalszy processing i montaż mikroelektroniczny.Najważniejsze wynikiWzrost HgCdTe w technologii MOCVDSzczegóły technologii MOCVD zostały przedstawione w pracy[12]. Wszystkie procesy wzrostu warstw prowadzone są przyciśnieniu w reaktorze wynoszącym 500 mbar. Obecnie wzrostheterostruktur na diody krótkofalowe odbywa się w temperaturze348°C, a pozostałych w 344°C (poprzednio wszystkieprocesy odbywały się w 350°C). Teoretycznie im niższa temperaturawzrostu tym lepiej, jednak obniżanie temperatury powodujezmniejszanie pirolizy prekursorów i zmniejszanieszybkości wzrostu. To wydłuża czas trwania procesówwzrostu nawet powyżej 12 godzin dla warstw o grubości powyżej20 µm. Przy tak długim czasie wzrostu może zabraknąćrtęci w reaktorze. Jej źródłem jest wolna rtęć umieszczana wspecjalnym kwarcowym pojemniku, podgrzewana maksymalniedo 220°C. Obecnie jest ona ustawiana na 214°C. Jest towynik kompromisu między wymaganym jak największym ciśnieniemrtęci, szybkością jej wyczerpywania się z pojemnikai niepożądanego skraplania w reaktorze.Po zakończeniu wzrostu konieczne jest pełne rozdyfundowanieostatnich par IMP, a następnie ochłodzenie warstwydo temperatury pokojowej. W czasie tego etapu materiał musibyć zabezpieczony przed utratą rtęci i trawieniem termicznympowierzchni. Możliwą metodą zabezpieczenia powierzchnijest osadzenie w warunkach nadmiaru kadmu cienkiej (ok.0,5 µm) warstwy CdTe stanowiącej naturalną barierę dla odparowaniartęci i zabezpieczenie przed trawieniem termicznympowierzchni. Jednak nie zawsze wskazane jeststosowanie takiej warstwy na powierzchni, w zależności odrodzaju i przeznaczenia powierzchni uzyskiwanej heterostruktury.Dlatego też opracowano uniwersalną metodę chłodzenia.Polega ona na wprowadzeniu do reaktora, w czasiekończenia procesu i chłodzenia reaktora, odpowiedniej ilościprekursora DMCd, przy zachowaniu odpowiedniej temperaturyrtęci. Przebieg tej fazy ilustruje rys. 3. Po osadzeniu ostatniejwarstwy wyłączane są grzałki reaktora i wprowadzany jestdo reaktora DMCd, dopóki temperatura reaktora nie osiągnie210°C. Wtedy następuje wyłączenie grzałek rtęci. Przy temperaturzereaktora 200°C wyłączany jest przepływ DMCd. Po10 minutach układ przełączany jest na azot. Proces ten zapewniawarunki nadmiaru metalu (wprowadzenie nadmiarustężenia par kadmu) i powstanie przypowierzchniowego bardzocienkiego obszaru o wysokiej zawartości CdTe, co zapobiegadegradacji obszaru przypowierzchniowego.Rys. 3. Przebieg fazy zakończenia procesu wzrostu i chłodzenia Fig. 3. Course of stage of finish of process of growth and coolingELEKTRONIKA 5/2009 63

Architektura przyrząduDoskonalenia architektury detektorów realizowane jest poprzez:• dobór profilów składu i domieszkowania,• kształtowanie interfejsów,• korygowanie zniekształceń profilów składu,• tworzenie bibliotek wzorców architektur przyrządów.W efekcie tych działań powstają nowe wzorce architekturdetektorów MWIR i LWIR. Kluczowe znaczenie w procesie doskonaleniaarchitektury detektorów podczerwieni dla różnychzastosowań ma zrozumienie zjawisk związanych z dyfuzją domieszeki interdyfuzją podczas osadzania heterostruktur orazznajomość rzeczywistych profili składu i domieszkowania.Komponowanie heterostruktur z pojedynczych warstw bezbrania pod uwagę wzajemnego wpływu warstw na siebie skutkujenieoptymalnym funkcjonowaniem przyrządów i trudnymido wyjaśnienia problemami. Profile składu i domieszkowaniaheterostruktur otrzymano głównie z pomiarów metodą SIMS.Uzyskiwane profile składu i domieszkowania heterostruktursą porównywalne z teoretycznie założonymi profilami (rys. 4)i wynikami pomiarów parametrów fotoelektrycznych uzyskiwanychz nich przyrządów. Na podstawie tych analiz opracowywanesą plany badań i modyfikacji heterostruktur. Dlazwiększenia kontroli profili składu i domieszkowania heterostrukturobecnie wprowadzane są dwa udoskonalenia:• wprowadzenie aktywnego sterowania składem osadzanejwarstwy za pomocą reflektometru,• wprowadzenie „episonów” utrzymujących aktywnie nastawionestężenie prekursorów wprowadzanych do reaktora.Heterostruktura fotodiodowa najczęściej jest monolityczniezintegrowana z soczewką immersyjną (rys. 5), spełniającąrolę efektywnego koncentratora optycznego. W półsferycznejsoczewce immersyjnej optyczne pole powierzchni zostajezwiększone w stosunku do rzeczywistego pola powierzchnin 2 razy, gdzie n jest współczynnikiem załamania materiału soczewki.Pozwala to na radykalne zmniejszenie termicznej generacji- rekombinacji nośników i tym samym ich mocyszumów, która maleje proporcjonalnie wraz ze zmniejszaniemobjętości absorbera. Jeszcze większy (n 4 ) zysk otrzymuje siędla soczewki hiperhemisferycznej. Dla soczewki wykonanejz arsenku galu (n = 3,4) optyczne pole powierzchni zostajepowiększone o około 1 i 2 rzędy wielkości odpowiednio dlasoczewek półsferycznych i hiperpółsferycznych.Następną korzyścią z zastosowania soczewek immersyjnychjest zmniejszenie pojemności elektrycznej, która malejeproporcjonalnie ze zmniejszaniem pola powierzchni absorbera.Skutkuje to radykalnym zmniejszeniem stałej czasowejRC. Należy podkreślić, że zastosowanie soczewki immersyjnejma też pewne wady: zwiększone koszty wytwarzania orazw przypadku soczewek hiperimmersyjnych, ograniczony kątwidzenia i obniżony próg nasycenia promieniowaniem. Rozwiązaniate umożliwiają radykalne zwiększenie wykrywalnościi szybkości działania w stosunku do konwencjonalnych detektorównieimmersyjnych.Właściwości fotodetektorówFotodiody MWIRPrzykładowe spektralne charakterystyki wykrywalności i charakterystykiprądowo-napięciowe immersyjnego detektora fotowoltaicznegooptymalizowanego na 5 µm przedstawiono narys. 6 (pomiary wykonano dla różnych temperatur elementu fotoczułego).Natomiast na rys. 7 przedstawiono przykładowespektralne charakterystyki wykrywalności, oraz charakterystykęa)Rys. 4. Przykładowe porównywane profilu składu i domieszkowaniaheterostruktury otrzymanej metodą SIMS z teoretyczniezałożonymi profilamiFig. 4. Schematic composition and doping profiles for photovoltaicheterostructuresb)Rys. 5. Schematyczny przekrój zaawansowanego detektora fotowoltaicznegoHg 1-x Cd x Te z mikrosoczewką immersyjną montowanegoza pomocą techniki flip chip do podłoża szafirowego. Dlaczytelności rysunku pominięto mniej istotne szczegóły konstrukcjiFig. 5. Schematic structure of mesa photodiode integrated withGaAs microlens and flip-chip bonded to a sapphire substrateRys. 6. Spektralne charakterystyki wykrywalności oraz charakterystykiprądowo-napięciowe immersyjnego detektora fotowoltaicznegooptymalizowanego na 5 µm (PVI-3TE-5) (powierzchniaoptyczna 1 × 1 mm 2 )Fig. 6. Detectivity and current-voltage characteristics of photovoltaicdetector optimized for maximum performance at 5 µm (PVI-3TE-5, 1 × 1 mm 2 )64 ELEKTRONIKA 5/2009

a)b)Rys. 7. Spektralne charakterystyki wykrywalności oraz charakterystykaprądowo-napięciowa immersyjnego detektora fotowoltaicznegooptymalizowanego na 3,4 µm (PVI-3TE-3.4) (powierzchniaoptyczna 1 × 1 mm 2 )Fig. 7. Detectivity and current-voltage characteristics of photovoltaicdetector optimized for maximum performance at 3.4 µm(PVI-3TE-3.4, 1 × 1 mm 2 )prądowo-napięciową immersyjnego detektora fotowoltaicznegooptymalizowanego na 3,4 µm (pomiary wykonano dla różnychtemperatur elementu fotoczułego). Charakterystykę prądowonapięciowąprzedstawiono celowo tak, aby było widoczne napięciepochodzące od tła i wynoszące 47 mV, przytemperaturze tła 300K i temperaturze pracy detektora 195K.Sygnał od tła występuje także dla fotodiody optymalizowanejna 5 µm (≈22 mV w 200K).Fotodiody LWIRNa rysunku 8. przedstawiono charakterystyki prądowo-napięciowefotodiody heterostrukturowalnej wykonanej z HgCdTew której zaobserwowano zjawisko spadku natężenia prąduciemnego (pomiary wykonano dla różnych temperatur elementufotoczułego). Charakterystyki te cechuje specyficznykształt. Spolaryzowanie napięciem wstecznym powoduje:Rys. 8. Charakterystyki prądowo-napięciowe długofalowego fotodetektoraheterostrukturalnego, o powierzchni fotoczułej absorbera28 x 28 µm, dla różnych temperatur elementu fotoczułego.Materiałem absorbera jest Hg 1-x Cd x Te o x = 0,185Fig. 8. Current-voltage characteristics of a 28 x 28 µm physical areaHgCdTe photodiode. Absorber composition x = 0.185.• początkowy wzrost natężenia prądu, który osiąga maksymalnąwartość I max przy napięciu V max . Jest to obszarrosnącej rezystancji różniczkowej, która rośnie do nieskończoności,• przy dalszym zwiększaniu napięcia wstecznego do V min ,następuje spadek natężenia prądu wstecznego do wartościI min . Jest to obszar o ujemnej rezystancji dynamicznej. Towarzyszytemu zmniejszenie spadku napięcia na rezystancjiszeregowej z równoczesnym przeniesieniem tegospadku na złącza heterostruktury,• ponowne narastanie prądu wstecznego przy zwiększaniunapięcia wstecznego powyżej V min . W pobliżu napięciaV min występuje dość szeroki obszar wysokiego modułu rezystancjidynamicznej - ujemnej i dodatniej.Po spolaryzowaniu fotodiody w kierunku zaporowym następujenierównowagowe, stacjonarne zubożenie półprzewodnika- dławienie termicznej generacji Augera [18-25]. Jestto skutkiem wystąpienia znanych zjawisk ekskluzji i ekstrakcjinośników prądu przez heterozłącza na granicach absorberai przejawia się między innymi spadkiem prądu ze wzrostemwartości polaryzacji fotodiody w kierunku zaporowym i wystąpieniemobszarów o ujemnej rezystancji różniczkowej. Koncentracjadziur (nośników większościowych) w absorberzemaleje do poziomu domieszkowania akceptorowego. Spadekkoncentracji elektronów jest daleko silniejszy; elektrony przestająodgrywać istotną rolę w przewodnictwie elektrycznym.Niezbędnym warunkiem efektywnego ograniczenia termicznejgeneracji i rekombinacji nośników jest więc zastosowaniepółprzewodnika o małym poziomie domieszkowania, tak abykoncentracja domieszek była daleko niższa od koncentracjisamoistnej w temperaturze pracy przyrządu. Dlatego teżw przykładzie przedstawionym na rys. 8, najsilniejsze zubożenie,a więc i najsilniejsze dławienie termicznej generacjii rekombinacji nośników, występuje w temperaturze 300K.Przy napięciu V min źródłem prądu ciemnego jest termicznageneracja Shockley-Reada w absorberze i obszarach kontaktowych,a także tunelowanie. Przy zwiększaniu napięciawstecznego powyżej V min obserwuje się wzrost prądu ciemnegoi udział w nim tunelowania staje się dominujący.Interesujące są temperaturowe zależności w poszczególnychobszarach charakterystyki I-V. Wartość I max i natężeniaprądu w zakresie napięć wstecznych mniejszych odV max rosną ze wzrostem temperatury. Świadczy to o dominującejroli termicznej generacji Augera w tym obszarze napięć.Wartość I min i natężenie prądu dla napięć bliskich doV min słabo zależą od temperatury. Świadczy to o znaczącymudziale tak tunelowania, jak i generacji termicznej Augeraw tym prądzie. Natężenie prądu dla dużych napięć wstecznychsilnie maleje ze wzrostem temperatury. Jest to związaneze zwiększaniem się przerwy zabronionej i wskazuje na tunelowycharakter generacji prądu ciemnego, szczególniew niższych temperaturach.Natężenie prądu tunelowego słabo zależy od temperaturydla półprzewodników, których przerwa zabroniona nie zmieniasię z temperaturą. Ochłodzenie HgCdTe powoduje jednak istotnezmniejszenie przerwy zabronionej i w konsekwencjiwzrost natężenia prądu tunelowego. Zależność prądu tunelowegood zasilania, dość łagodna wskazuje na tunelowaniepoprzez poziomy pułapkowe [26].Na rysunku 9. przedstawiono przykładowe charakterystykispektralne czułości prądowej i wykrywalności długofalowegoimmersyjnego detektora fotowoltaicznego.Wykrywalności fotodiod były określane na podstawie pomiarówczułości prądowej i prądu ciemnego, z którego obliczanoprąd szumu śrutowego - dominującego rodzaju szumuELEKTRONIKA 5/2009 65

w roboczym paśmie częstotliwości przyrządu. W temperaturzepokojowej fotodiody te charakteryzują się długofalową krawędziąfotoczułości λ 1/2 = 10 µm. Obniżenie temperaturypracy detektora do 230K powoduje przesunięcie λ 1/2 do około13 µm. Czułości struktur polaryzowanych są znacznie wyższeod czułości teoretycznej. Uwidacznia się tu wewnętrznewzmocnienie struktury.Zasilanie wsteczne detektora istotnie zwiększa jego wykrywalność.Wartości wykrywalności zasilanych fotodiod, zarównochłodzonych, jak i pracujących w temperaturzeotoczenia są niezbyt odległe od fundamentalnych granicokreślonych przez szum kwantowy termicznego promieniowaniatła o temperaturze 300K, przychodzącego z kątapółpełnego (rys. 9).a)Stan technologii fotowoltaicznych detektorów podczerwienidobrze oddaje wykres zależności prądu ciemnego od długościfali, na którą optymalizowany jest detektor z naniesionymi punktamieksperymentalnymi, przedstawiony na rys. 10. Punktyna wykresie to eksperymentalne, najlepsze wyniki uzyskanew VIGO System S.A. Linie niebieska i szara to granice teoretycznedla detektora równowagowego, w którym prąd ciemnyjest uwarunkowany generacją Augera w temperaturze odpowiednio300K i 230K, natomiast linia czerwona to granica teoretyczna,gdy prąd ciemny jest uwarunkowany generacjąpochodzącą od promieniowania tła o temperaturze 300K.Wyniki eksperymentalne (niebieskie punkty dla 300Ki szare dla 230K) znajdujące się poniżej odpowiadającychim krzywych teoretycznych wskazują na występowaniezmniejszenia prądu ciemnego na skutek dławienia termicznejgeneracji nośników. Szczególnie wyraźnie to widać w zakresiedługofalowym.Przedstawione na tym wykresie dane nie uwzględniają immersjioptycznej, która w przypadku soczewki wykonanej z arsenkugalu (n = 3,4) daje zmniejszenie prądu ciemnego przyzachowaniu powierzchni optycznej o około 1 i 2 rzędy wielkościodpowiednio dla soczewek półsferycznych i hiperpółsferycznych.Podsumowanieb)Rys. 9. Charakterystyki spektralne czułości prądowej i wykrywalnościdługofalowego immersyjnego detektora fotowoltaicznegoFig. 9. Responsivity and detectivity of a LVIR photodiodeRealizacja prac badawczych w ramach zadania nr 5 w 2007 r.przyniosła duży postęp w technologii i poznaniu zjawisk, coma przełożenie na konkurencyjność i możliwości produkcyjnefirmy VIGO System S.A.. Opracowano nowe wzorce architekturdetektorów średnio- i długofalowych.Najważniejszym osiągnięciem dla fotodiod średniofalowychbyło uzyskanie 10...100-krotnej redukcji prądu ciemnegow porównaniu z wcześniejszymi osiągnięciami. Podstawowecechy tych detektorów to:• dobre nasycenie charakterystyki I-V,• duża rezystancja różniczkowa,• możliwość zasilania w kierunku zaporowym,• bardzo krótki czas odpowiedzi,• większa stabilność.Dla fotodiod długofalowych uzyskano:• rozszerzenie zakresu widmowego,• zmniejszenie prądy ciemnego,• wzrost wykrywalności.Fotodiody długofalowe charakteryzują się ponadto bardzokrótkimi czasami odpowiedzi i większą stabilnością. Pomimodużego postępu jest jeszcze wiele nierozwiązanychproblemów. Potrzebna jest dalsza optymalizacja heterostruktur- zmniejszenie generacji SRH i rezystancji szeregowejdla niechłodzonych detektorów długofalowych, procesingi montaż wymaga dalszego ulepszenia, należy rozwijać przyrządySAD [26].Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach2008-2010 jako projekt badawczy zamawiany PBZ - MNiSW02/I/2007.LiteraturaRys. 10. Zależność prądu ciemnego od długości fali, na którą optymalizowanyjest detektor z naniesionymi punktami eksperymentalnymiFig. 10. Calculated performance of dark current limited HgCdTephotodiodes as a function of wavelength and temperature of operation,with plotted experimental points[1] The Infrared and Electro-Optical Systems Handbook, edited byW. D. Rogatto, Infrared Information Analysis Center, Ann Arborand SPIE Optical Engineering Press, Bellingham, 1993.[2] Dereniak E. L., Boreman G. D.: Infrared Detectors and Systems.Wiley, New York, 1996.[3] Elliott C. T., Gordon N.T .: Infrared detectors. In Handbook onSemiconductors, vol. 4, pp. 841-936, edited by C. Hilsum, North-Holland, Amsterdam, 1993.66 ELEKTRONIKA 5/2009

[4] Piotrowski J.: Hg1-xCdxTe Infrared Photodetectors. In InfraredPhotodetectors, 391-494, SPIE, Bellingham (1995) Ed. A.Rogalski.[5] Rogalski A.: HgCdTe infrared detector material: history, statusand outlook. Rep. Prog. Phys. 68, 2267-2336 (2005).[6] Piotrowski J., Piotrowski A.: Uncooled infrared photodetectors inPoland. Proc. SPIE 5957, 117-128 (2005).[7] Piotrowski J.: A new method of obtaining CdxHg1-xTe thin films.Electron Technology. 5, 87 89 (1972).[8] Igras E., Jeżykowski R., Persak T., Piotrowski J., Nowak Z.: EpitaxialCdxHg1-xTe layers as infrared detectors. Proc 6th Int.Symp. on Photon Detectors 221, Budapest, 236 (1974).[9] Piotrowski J., Galus W., Grudzien M.: Near room-temperature IRphotodetectors. Infrared Phys. 31, 1-48 (1990).[10] Piotrowski J., Rogalski A.: High Operation Temperature Photodetectors.SPIE, Bellingham (2007).[11] http://www.vigo.com.pl[12] Piotrowski A., Gawron W., Klos K., Pawluczyk J., Piotrowski J.,Madejczyk P., Rogalski A.: Improvements in MOCVD growth ofHg1-xCdxTe heterostructures for uncooled infrared photodetectors.Proc. SPIE 5957, 108-116 (2005).[13] Piotrowski A., Madejczyk P., Gawron W., Kłos K., Pawluczyk J.,Grudzień M., Piotrowski J., Rogalski A.: Recent progress inMOCVD growth of Hg1-xCdxTe heterostructures for uncooled infraredphotodetectors. Proc. SPIE, 5957, 273-284 (2005).[14] Piotrowski A., Kłos K., Gawron W., Pawluczyk J., Orman Z., PiotrowskiJ.: Uncooled or minimally cooled 10 µm photodetectorswith subnanosecond response time. Proc. SPIE, 6542,0277786X, (2007).[15] Nie publikowane materiały VIGO System S.A.[16] Irvine S.J.C.: Metal-organic vapour phase epitaxy. W Narrow-gapII-VI Compounds for Optoelectronic and Electromagnetic Applications,s. 71-96, edytor P. Capper, Chapman@Hall, London, 1997.[17] Kłos K., Piotrowski A., Gawron W., Piotrowski J.: Insight into precursorkinetics using an IR gas analyzer. to będzie opublikowane.[18] Ashley T., Elliott C. T.: Non-equilibrium mode of operation for infrareddetection. Electron. Lett., 21, 451-452, 1985.[19] White A. M.: Auger Suppression and Negative Resistance in LowGap PIN Diode Structures. J. Appl. Phys., 26, 5, 317-324 (1986).[20] Elliott C. T., Gordon N. T., Phillips T. J., Steen H., White A. M.,Wilson D. J., Jones C. L., Maxey C. D., Metcalfe N. E.: Minimallycooled heterojunction laser heterodyne detectors in metalorganicvapor phase epitaxially grown Hg1-xCdxTe. J. Electron. Mater.,25, 1146-1150 (1996).[21] Elliott C. T., Gordon N. T., Hall R. S., Phillips T. J., White A. M., JonesC. L., Maxey C. D., Metcalfe N. E.: Recent results on MOVPE grownheterostructure devices. J. Electron. Mater., 25, 1139-1145 (1996).[22] Elliott C. T., Gordon N. T., White A. M.: Towards background-limited,room-temperature, infrared photon detectors in the 3-13µm wavelength range. Appl. Phys. Lett., 74, 2881-2883, 1999.[23] Kinch A.: Fundamental physics of infrared detector materials. J.Electron. Mater., 29, 809-817, 2000.[24] Baker I. M., Maxey C. D.: Summary of HgCdTe 2D Array Technologyin the U.K.. J. Electron. Mater., 30, 6, 682-689, 2001.[25] Ashby M. K., Gordon N. T., Elliott C. T., Jones C. L., Maxey C. D.,Hipwood L., Catchpole R.: Novel Hg1-xCdxTe Device Structurefor Higher Operating Temperature Detectors. J. Electron. Mater.,32, 7, 667-671, 2003.[26] Kinch M. A.: Fundamental of Infrared Detector Materials. SPIEPress, Bellingham (2007).Optymalizacja technologii MOCVD pod kątempoprawy morfologii powierzchni warstw HgCdTedr inż. WALDEMAR GAWRON 1 , dr inż. PAWEŁ MADEJCZYK 1 ,prof. dr hab. inż. ANTONI ROGALSKI 1 , mgr inż. KRZYSZTOF KŁOS 21 Wojskowa Akademia Techniczna, Instytut Fizyki Technicznej, Warszawa2 VIGO System S.A., Ożarów MazowieckiPodstawową cechą nowej generacji fotodetektorów promieniowaniapodczerwonego jest efektywna praca bez koniecznościchłodzenia kriogenicznego. Już we wczesnych latach70. ubiegłego wieku w Polsce doceniono znaczenie detekcjipromieniowania podczerwonego bez konieczności chłodzeniakriogenicznego [1-2]. Detektory ”HOT” (Higher OperationTemperature) stały się znacznie później istotnym kierunkiemrozwoju detektorów na świecie. W tym roku została opublikowanakompleksowa monografia High-Operating-Temperature Infrared Detectors podsumowująca unikatowepolskie osiągnięcia w tym zakresie [3].Hg 1-x Cd x Te (HgCdTe) jest nadal jednym z kluczowych materiałówdo przemysłowej produkcji detektorów podczerwieni[3-4]. Wymagania rynkowe oraz inne konkurencyjne technologiestawiają jednak coraz wyższe wymagania wymuszającciągły postęp w technologii heterostruktur HgCdTe. HeterostrukturyHgCdTe, niezbędne dla nowych przyrządów, mogąbyć otrzymane jedynie za pomocą niskotemperaturowychtechnik epitaksjalnych. Epitaksja ze związków metaloorganicznychMOCVD (Metalorganic Chemical Vapour Deposition)jest drugą technologią, obok epitaksji z wiązek molekularnych(MBE), niskotemperaturowej epitaksji HgCdTe [5]. Technikata jest optymalną metodą wytwarzania struktur przydatnychdla niechłodzonych detektorów długofalowych, wymagającychobszarów o różnych szerokościach przerwy energetyczneji bardzo różnym stopniu domieszkowania. Jest także optymalnadla elastycznej produkcji detektorów umożliwiając wysokistopień integracji procesów wzrostu i processing-uprzyrządów. MOCVD umożliwia dokonywanie niezbędnychobróbek termicznych (interdyfuzja, aktywacja domieszek, anihilacjaluk) in situ bez wyjmowania otrzymanych heterostrukturz reaktora, co jest ogromną zaletą szczególniew procesach produkcyjnych detektorów.Morfologia powierzchni odzwierciedla największą liczbę wadstruktury krystalicznej warstwy półprzewodnikowej, dlatego teżkorelacja między jakością morfologii powierzchni warstw i parametramifotoelektrycznymi przyrządów wykonanych z tychwarstw jest oczywista. Chropowatości powierzchni warstw sąjednym z istotnych zagadnień ograniczających możliwościpostępu w technologii detektorów podczerwieni z HgCdTe.Dla większości zastosowań optymalnym podłożem jestGaAs. Materiał ten jest dostępny w postaci płytek (epi-ready)o średnicach do 6 cali, których koszt jest 20-krotnie niższy odCdZnTe. Charakteryzuje się znacznie lepszymi od CdZnTe,ELEKTRONIKA 5/2009 67

właściwościami mechanicznymi (jest twardszy) i termicznymi(ma 10-krotnie wyższe przewodnictwo cieplne). W procesiewzrostu stosowane są przede wszystkim 2-calowe podłożaGaAs o orientacji (100). Wzrost heterostruktur HgCdTe na niedopasowanychpodłożach GaAs jest poprzedzany osadzeniembuforowej warstwy CdTe. Wysoki stopień niedopasowania strukturalnegoCdTe do tych podłoży sprawia, że wzrost warstwy buforowejjest trudnym zadaniem. Chociaż niedopasowaniesieciowe między CdTe i GaAs wynosi około 14%, na podłożachGaAs możliwe jest uzyskanie wysokiej jakości warstwy monokrystalicznej.W zależności od obróbki powierzchni podłożaprzed osadzaniem otrzymywane są warstwy o orientacji (100)lub (111). Generalnie warstwy o orientacji (100) charakteryzująsię lepszą morfologią powierzchni niż warstwy (111). Jednakżena warstwach (100) często występują wzgórki wzrostu (w jęz.angielskim zwanych hillocks). Występowanie wzgórków wzrostustanowi istotne utrudnienie w processingu detektorów. Ich pochodzenienie jest całkowicie rozpoznane. Typowa wysokośćwzgórków wzrostu jest porównywalna z grubością warstwy.Wzgórki wzrostu na warstwach (100)HgCdTe/(100)GaAs uniemożliwiająwręcz wykorzystanie tych warstw do produkcji detektorów.Powstawanie wzgórków wzrostu wynika z niedoskonałościstrukturalnej warstwy epitaksjalnej, co wpływa namniejszą ruchliwość i mniejszy czas życia nośników prąduiwkonsekwencji warunkuje i ogranicza osiągi detektorów podczerwieni.Ponieważ orientacja krystalograficzna decyduje o jakościpowierzchni warstw HgCdTe [6,7], wybór odpowiedniejorientacji rosnącej warstwy ma zasadnicze znaczenie.Najczęściej występujące w warstwach HgCdTe defektywarunkujące morfologię powierzchni to: bliźniakowanie, dyslokacje,wzgórki wzrostu (hillocks) i wakanse. Są one uwarunkowanestosowaną technologią wzrostu i warunkamiwzrostu warstw [8,9]. Ścisła kontrola gęstości tych defektówwarstw półprzewodnikowych jest niezbędna dla polepszeniaparametrów wykonywanych z nich przyrządów.We wszystkich procesach wzrostu warstw HgCdTe stosowanometodę interdyfuzji warstw pośrednich (proces IMP) [5].Proces IMP umożliwia optymalizację warunków wzrostu oddzielniedla CdTe i HgTe, w tym pozwala na sterowanie stosunkiemmetalorganik DMCd/DIPTe w czasie wzrostu CdTe.Sterowanie składem odbywa się poprzez dobór grubościwarstw CdTe i HgTe, a efektywne domieszkowanie zachodziw fazie wzrostu CdTe.Jest wiele czynników wpływających na jakość rosnącejwarstwy HgCdTe w technologii MOCVD. Spośród nich te, którewpływają na morfologię uzyskanej warstwy HgCdTe i któremożemy modyfikować to: orientacja i dezorientacja podłoża,jakość podłoża, warunki nukleacji, temperatura wzrostu (temperaturapodłoża i strefy rtęciowej), przygotowanie do wzrostu(np. wygrzanie podłoża), ciśnienie w trakcie wzrostu, stosunekII/VI, szybkość i proporcje przepływu gazu w reaktorze, modyfikacjeIMPu, grubość warstwy buforowej CdTe, szybkość rotacjipodłoża i ciśnienie parcjalne prekursorów.Szczegółowo technologię wzrostu warstw HgCdTe metodąMOCVD i ich właściwości opisano we wcześniejszychpracach [10-12]. Grubość warstw buforowych CdTe była zmienianaod 0,5...4 µm, warstw HgCdTe - od pojedynczych mikrometrówdo 30 µm. Grubość warstw była mierzona naprzełomach za pomocą mikroskopu optycznego.Jednym z najważniejszych czynników decydujących o jakościuzyskiwanych warstw HgCdTe/CdTe jest jakość podłoża[13]. W pracy [14] opisano szczegółowo wpływ różnychpodłoży i warstw buforowych na parametry heterostrukturHgCdTe. Obecnie dostępne są handlowo podłoża GaAs, którychkońcowa obróbka (receptura epi-ready) jest ustalonaprzez producenta i stanowi jego tajemnicę.W pierwszej kolejności na podłożu wytwarzane byływarstwy buforowe CdTe, których gładkość powierzchni jestprostym i skutecznym sposobem weryfikacji przydatności tejwarstwy do dalszego wzrostu. Jeśli była jednolita i lśniąca, toprowadzony był na niej dalszy wzrost warstw HgCdTe, jeślibyłą matowa to znaczy, że źle było przygotowane podłoże lubnieprawidłowo przebiegał wzrost warstwy buforowej i warstwanie nadaje się do dalszego wykorzystania. Około 20% warstwa)b)Wyniki badańDo wzrostu warstw stosowano 2-calowe podłoża GaAso orientacji (100) z dezorientacją 0...4° w kierunku (110) orazpodłoża o orientacji (211)B. Najważniejsze warunki wzrostubyły następujące:• temperatura wzrostu: 300...350°C,• temperatura rtęci: 200...220°C,• ciśnienie w reaktorze: 500 mbar,• prekursory: DMCd, DIPTe, DEZn, EI, TDMAAs,• rtęć w zbiorniku kwarcowym podgrzewanym radiacyjnie.Rys. 1. Zdjęcia 3 µm grubości warstw buforowych CdTe napodłożach GaAs od różnych producentówFig. 1. Surface state of 3 µm thick CdTe buffer layers on GaAs substratesfrom different suppliers68 ELEKTRONIKA 5/2009

w ten sposób było dyskwalifikowane. Na rys. 1. pokazanozdjęcia 3 µm grubości warstw buforowych CdTe na podłożachGaAs pochodzących od różnych producentów. Na zdjęciu (a)widać wyraźne matowe ślady, będące najprawdopodobniejskutkiem niewłaściwego przygotowania podłoża. Warstwa nazdjęciu (b) jest lustrzana i nadaje się do dalszego wykorzystania- wzrostu heterostruktur HgCdTe.Rys. 2. Porównanie reliefów powierzchni podłoży (100)GaAs pochodzącychod dwóch różnych producentów (obraz z mikroskopusił atomowych)Fig. 2. Comparison of relief of surface of substrate (100)GaAs fromtwo different suppliersPodejrzenia o złej jakości podłoża GaAs zostały potwierdzonebadaniami z wykorzystaniem mikroskopu sił atomowych.Na rys. 2. pokazano porównanie reliefów powierzchnipodłoży (100)GaAs od dwóch różnych producentów. Napodłożu o gorszej powierzchni, pokazanym po lewej stronierosnąca warstwa była zawsze matowa, dlatego badania prowadzonesą na podłożach, których przykładem jest warstwapo prawej stronie. Na rys. 3 pokazano porównanie reliefówpowierzchni tego podłoża (100)GaAs i rosnącej na nimwarstwy (111)HgCdTe kolejno po 1 i po 2 min wzrostu.W badaniach naszych wykorzystywaliśmy główniepodłoża GaAs(100) i rzadziej GaAs(211)B. Jak już wspomniano,opracowane wcześniej metody formowania warstw buforowychCdTe o orientacji (111) na podłożu GaAs o orientacji(100) z wykorzystaniem flush-a tellurowego i metody formowaniawarstw buforowych CdTe o orientacji (100) na podłożuGaAs o orientacji (100) z wykorzystaniem flush-a kadmowegopozwalają zapewnić wymuszenie wzrostu warstwo oczekiwanej orientacji, ale nie zapewniają zadawalającejjakości powierzchni. Podobne eksperymenty były też relacjonowaneprzez inne zespoły [15]. Bardziej szczegółowyopis naszych wyników badań struktur HgCdTe/CdTe o orientacji(100) na podłożu GaAs o orientacji (100) zostały opublikowanew pracy [10]. Najlepszą jakość powierzchniuzyskano wtedy dla HgCdTe/CdTe o orientacji (100) napodłożu GaAs o orientacji (100), ale były to wyniki niepowtarzalne.Na ogromnej większości warstw HgCdTe (100) występowaływzgórki wzrostu (hillocks).Nieco gorszej jakości, ale w sposób powtarzalny napodłożu GaAs o orientacji (100) uzyskiwane są warstwy CdTe,a na nich HgCdTe o orientacji (111). Morfologia powierzchniwarstwy CdTe(111)B przedstawiona została na rys. 4. Uwidaczniaon nieregularną budowę, która wskazuje na dużągęstość defektów i może być związana z bliźniakowaniem,charakterystycznym dla tej orientacji [16]. Szczegółowowzrost warstw CdTe(111)B na podłożu GaAs(100) został jużopisany [17].Pomimo takiej jakości powierzchni warstw buforowychCdTe(111)B, można na nich uzyskać 15 µm grubości heterostrukturyHgCdTe z nierównościami powierzchni rzędu 80 nmi o parametrach fotoelektrycznych wystarczających do konstrukcjidetektorów podczerwieni [10-12,18-22].Przy braku obrotów podłoża w trakcie wzrostu ujawniająsię silne niejednorodności morfologii i składu, spowodowaneniejednorodnymi warunkami wzrostu. Przeprowadzono więcbadania dla zidentyfikowania źródła tych niejednorodnościi zbadania jak szybkość przepływu gazu z prekursoramiw reaktorze wpływa na wzrost warstw CdTe. Szybkościwzrostu CdTe wzdłuż kierunku przepływu gazu z prekursoramiRys. 3. Porównanie reliefów powierzchni podłoża (100)GaAs irosnącej na nim warstwy (111)CdTe kolejno po 1 min i po 2 minwzrostuFig. 3. Comparison of relief of surface of substrate (100)GaAs andgrowing on him of layer (111)CdTe in turn after 1 minute and after 2minutes of growthRys. 4. Morfologia powierzchni warstwy CdTe(111)B na podłożuGaAs o orientacji (100)Fig. 4. Surface morphology of CdTe(111)B buffer on GaAs(100) substrateELEKTRONIKA 5/2009 69

Rys. 5. Szybkości wzrostu CdTe wzdłuż przepływu gazu z prekursoramidla różnych szybkości przepływu wyznaczone dla (111)Bi (211)B. Odległości są liczone od środka. Ujemne wartości są bliżejwlotu gazówFig. 5. Speed of growth CdTe along substrate for different speed offlow of gas with precursors for GaAs (111)B and GaAs (211)B. Distancesare counted from resource. Negative values are inlet ofgases closerzostały przedstawione na rys. 5. Z szybkością przepływu1200/1200 osadzane było CdTe (111)B na GaAs (100)(#1064). Z szybkością przepływu 2000/2000 osadzane byłozarówno CdTe (111)B na GaAs (100) (#1067) jak i CdTe (211)Bna GaAs (211)B (#1065). W obszarze podłoża we wszystkichprzypadkach występuje maksimum szybkości wzrostu. CdTerośnie coraz szybciej aby osiągnąć maksimum przed środkiemdla #1064 i #1065 i za środkiem podłoża w #1067. Jednak najbardziejinteresujące w tym eksperymencie było zbadaniewpływu szybkości przepływu na jakość warstwy.W przypadku wzrostu CdTe(211)B morfologia CdTe byłajednorodnie matowa, o typowej jakość bufora CdTe dla(211)B. Morfologia CdTe(111)B pogarsza się zgodnie z kierunkiemprzepływu prekursorów. Rys. 6. przedstawia mikrofotografiez kontrastem Nomarskiego morfologii kolejnychpunktów warstwy od wlotu (pkt. D1) przez środek (pkt. A) ażdo wylotu gazu (pkt. D). Przeprowadzone badania wykazały,że wraz z zwiększaniem szybkości przepływu zmniejsza siępowierzchnia matowej morfologii na krańcu podłoża bliższymwylotowi. Pod mikroskopem obszary o gorszej morfologii mająwżeropodobne defekty. Gęstość tych defektów zwiększa sięod środka, ku wylotowi.Tak więc mamy z jednej strony poprawę morfologii wraz zezwiększaniem szybkości przypływu, z drugiej zaś spadekszybkość wzrostu przy zwiększaniu szybkości przepływu. Powodujeto, że ustalenie szybkości przepływu musi być kompromisemmiędzy szybkością wzrostu i jakością warstwy.Jak już wspominano oprócz podłoża GaAs o orientacji(100) stosowane były także podłoża GaAs o orientacji (211)i otrzymywano na nich warstwy HgCdTe o orientacji (211). Jednakżaden detektor wykonany z warstw o tej orientacji nieuzyskał nawet porównywalnych parametrów z detektorami wykonanymiz warstw o orientacji (111). Wiązało się to główniez trudnościami z uzyskaniem warstw typu p. Zwarzywszy naNajważniejsze zoptymalizowane parametry wzrostuSelected growth parametersWygrzewanieprzedwzrostoweWarunki nukleacjiCiśnienieTemperaturapodłożaTemperaturastrefy rtęciowejStosunek II/VIObroty podłożaGrubość warstwybuforowej380°C/15 minflush Cd dla wymuszenia orientacji (100)flush Te dla wymuszenia orientacji (111)500 mbar344°C210...220°C1,5...5 podczas wzrostu Cite50 sccm3...5 µmRys. 6. Mikrofotografia z kontrastem nomarskiego, morfologia kolejnychpunktów warstwy od wlotu (pkt. D1) przez środek (pkt. A)aż do wylotu (pkt. D)Fig. 6. Surface morphology of next points of layer from inlet (D1)through resource (A) down to outlet (D) gasProporcjeprzepływu gazu(H 2 )FazawzrostuHgTeFazawzrostuCdTeArteriagazowa wreaktorzeArteriagazowa wreaktorzewyższaniższawyższaniższa600 sccm100...200 sccm1200 sccm1200 sccm70 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 7. Zależność nierówności powierzchni Rq mierzona wzdłużśrednicy warstwy na dwucalowym podłożu, dla różnych grubościwarstw HgCdTe(111)Fig. 7. Surface roughness, Rq, as a function of the distance fromthe wafer center for different (111)HgCdTe layer thicknessRys. 9. Refleks 0 0 4, krzywe odbić tzw. Rocking Curve (w-skan) dlawarstw 1778 i 1779Fig. 9. Rocking Curve (Reflex 0 0 4, for layers 1778 and 1779)Rys. 8. Pierwsze warstwy buforowe z zastosowaniem nowego prekursora- MATe, bez hillocków, grubości ~2,5 µm (powierzchnia iprzełom)Fig. 8. First buffer layer with use of new precursor - MATe, withouthillocks, thicknesses ~2.5 µm (surface and breakthrough)wysokie koszty takich badań i raczej niewielkie szanse uzyskanialepszych rezultatów niż dla warstw o orientacji (111), postanowiononie kontynuować badań z podłożami GaAs(211)i skupiono się na eksperymentach z podłożami GaAs o orientacji(100) i głównie warstwach HgCdTe o orientacji (111).W tabeli przedstawiono najważniejsze zoptymalizowaneparametry wzrostu, między innymi ze względu na morfologiępowierzchni. Do poprawy morfologii powierzchni przyczyniłasię także optymalizacja metody IMP opisana szczegółowo wewcześniejszej pracy [23].Na rysunku 7. pokazano zależność nierówności powierzchniRq mierzoną wzdłuż średnicy warstwy na dwucalowympodłożu, dla różnych grubości warstw HgCdTe(111).Wzdłuż średnicy danej warstwy nierówności te zmieniają sięo około 10%. Może to być związane nie tylko z samą kinetykąwzrostu, ale także i z jakością przygotowania powierzchnipodłoża GaAs.Rozpoczęto też badania z zastosowaniem nowego prekursora(MATe) w początkowej fazie wzrostu. Pierwsze uzyskanerezultaty zostały przedstawione na rys. 8. Są toRys. 10. Wykorzystania reflektometru do monitorowania jakościrosnącej warstwy bufora CdTeFig. 10. Use of reflectometer to monitoring of quality of growthlayer of buffer CdTemonokrystaliczne warstwy buforowe CdTe o orientacji (100)co potwierdziły badania rentgenowskie. Widać, że badanewarstwy są różnej nienajlepszej jeszcze jakości (rys. 9). Conajważniejsze są one wolne od wzgórków wzrostu. Badania tebędą kontynuowane.W ostatnim czasie zostało pozyskane i jest w trakcie uruchamianianowe narzędzie do monitorowania in situ wzrostuwarstw w MOCVD w postaci reflektometru. Pozwala on międzyinnymi na monitorowanie jakości rosnącej warstwy, zarównobufora CdTe, jak i heterostruktury HgCdTe. Na rys. 10.przedstawiono przykład wykorzystania reflektometru do monitorowaniajakości rosnącej warstwy bufora CdTe.PodsumowanieNajbardziej krytycznym etapem wzrostu warstw HgCdTe metodąMOCVD na podłożu GaAs jest zarodkowanie warstwybuforowej CdTe. Duże niedopasowanie sieciowe międzyCdTe i GaAs powoduje, że na podłożach GaAs o orientacji(100) można uzyskać warstwy CdTe o orientacji (100) i (111).Warstwa buforowa CdTe między GaAs a HgCdTe ma za zadaniemiędzy innymi niwelować wpływ niedopasowaniaGaAs i HgCdTe.ELEKTRONIKA 5/2009 71

W pracy pokazano wpływ orientacji i jakości przygotowania(epi-ready) podłoży GaAs przez producenta na morfologiępowierzchni otrzymywanych na nich warstw HgCdTe. Podanonajważniejsze zoptymalizowane parametry wzrostu warstwHgCdTe o orientacji (111), między innymi ze względu na morfologiępowierzchni.Pomimo uzyskania na podłożach GaAs o orientacji (211)warstwy HgCdTe o orientacji (211) i jakości powierzchni porównywalnejz warstwami o orientacji (111) nie kontynuowanona nich badań z powodu małych perspektyw uzyskania z nichdetektorów o parametrach dorównujących, a tym bardziejprzewyższających parametry, jakie uzyskują detektory wykonanena bazie warstw o orientacji (111).Duże nadzieje budzą natomiast wyniki badań nad wykorzystaniemnowego prekursora (MATe) w początkowej faziewzrostu. Na podłożach GaAs o orientacji (100) uzyskano monokrystalicznewarstwy buforowe CdTe o orientacji (100),wolne od wzgórków wzrostu. Badania te są obecnie kontynuowane.Praca naukowa finansowana ze środków na naukę w latach2008-2010 jako projekt badawczy zamawiany PBZ - MNiSW02/I/2007.Literatura[1] Piotrowski J.: A new method of obtaining CdxHg1-xTe thin films.Electron Technology 5, 87-89 (1972).[2] Piotrowski J., Galus W., Grudzien M.: Near room-temperature IRphotodetectors. Infrared Physics 31, 1-48 (1991).[3] Piotrowski J., Rogalski A.: High-Operating-Temperature InfraredPhotodetectors. Ed. SPIE, Bellingham (2007).[4] Rogalski A.: HgCdTe infrared detector material: history, statusand outlook. Rep. Prog. Phys. 68, 2267-2336 (2005).[5] Irvine S.J.C.: Metal-organic vapour phase epitaxy. w NarrowgapII-VI Compounds for Optoelectronic and Electromagnetic Applications,s. 71-96, edytor P. Capper, Chapman@Hall, London,1997.[6] Cinader G., Raizman A., Sher A.: The effect of growth orientationon the morphology, composition, and growth rate of mercury cadmiumtelluride layers grown by metalorganic vapor phase epitaxy.J. Vac. Sci. Technol. B9, 1634-1638 (1991).[7] Almeida L. A., Groenert M., Markunas J., Dinan J. H.: Influenceof substrate orientation on the growth of HgCdTe by molecularbeam epitaxy. J. Electron. Mater. 35, 1214-1218 (2006).[8] Ghandhi S. K., Bhat I. B., Taskar N. R.: Growth and properties ofHg1-xCdxTe on GaAs substrates by organometalic vapor-phaseepitaxy. J. Appl. Phys. 59, 2253-2255 (1986).[9] Zhang L. H., Summers C. J.: A study of void defects in metalorganicmolecular-beam epitaxy grown HgCdTe. J. Electron. Mater.27, 634-639 (1998).[10] Piotrowski A., Madejczyk P., Gawron W., Kłos K., Romanis M.,Grudzień M., Piotrowski J., Rogalski A.: MOCVD growth of Hg1-xCdxTe heterostructures for uncooled infrared photodetectors.Opto-Electron. Rev. 14, 453-458 (2004).[11] Madejczyk P., Piotrowski A., Gawron W., Kłos K., Pawluczyk J.,Rutkowski J., Piotrowski J., Rogalski A.: Growth and propertiesof MOCVD HgCdTe epilayers on GaAs substrate. Opto-Electron.Rev. 13, 239-251 (2005).[12] Piotrowski A., Gawron W., Klos K., Pawluczyk J., Piotrowski J.,Madejczyk P., Rogalski A.: Improvements in MOCVD growth ofHg1-xCdxTe heterostructures for uncooled infrared photodetectors.Proc. SPIE 5957, 108-116 (2005).[13] Triboulet R., Tromson-Carli A., Lorans D., Nguyen Duy T.: Substrateissues for the growth of mercury cadmium telluride. J.Electron. Mater. 22, 827-834 (1993).[14] Maxey C. D., Fitzmaurice J. C., Lau H. W., Hipwood L. G., ShawC. S., Jones C. L., Capper P.: Current status of large-areaMOVPE growth of HgCdTe device heterostructures for infraredfocal plane arrays. J. Electron. Mater. 35, 1275-1282 (2007).[15] Wang W. S., Bhat I.: (100) or (111) heteroepitaxy of CdTe layerson (100) GaAs substrates by organometallic vapor phase epitaxy.Materials Chemistry and Physics 51, 178-181 (1997).[16] Mora-Seró I., Polop C., Ocal C., Aguiló M., Muñoz-Sanjosé V.: Influenceof twinned structure on the morphology of CdTe(111) layersgrown by MOCVD on GaAs(100) substrates. J. CrystalGrowth 257, 60-68 (2003).[17] Feldman R. D., Kisker D. W., Austin R. F., Jefers K. S., BridenbaughP. M.: A comparison of CdTe grown on GaAs by molecularbeam and organometallic vapor phase epitaxy. J. Vac. Sci.Technol. A4, 2234-2238 (1986).[18] Piotrowski A., Madejczyk P., Gawron W., Kłos K., Pawluczyk J.,Rutkowski J., Piotrowski J., Rogalski A.: Progress In MOCVDgrowth of HgCdTe heterostructures for uncooled infrared photodetectors.Infrared Physics & Technology 49, 173-182 (2007).[19] Piotrowski A., Kłos K., Gawron W., Pawluczyk J., Orman Z., PiotrowskiJ.: Uncooled or minimally cooled 10 µm photodetectorswith subnanosecond response time. Proc. SPIE, 6542,0277786X, (2007).[20] Bielecki Z., Brudnowski M., Gawron W., Pawluczyk J., PiotrowskiA., Piotrowski J.: Moduły detekcyjne dla telekomunikacjioptycznej w otwartej przestrzeni drugiej generacji. Elektronika 7-8, 95-100, (2008).[21] Piotrowski A., Gawron W., Kłos K., Rutkowski J., Orman Z., PawluczykJ., Stanaszek D., Mucha H., Piotrowski J., Rogalski A.:Niechłodzone i minimalnie chłodzone detektory średniej i dalekiejpodczerwieni nowej generacji. Elektronika, 11, 112-121 (2008).[22] Rutkowski J., Madejczyk P., Piotrowski A., Gawron W., JóźwikowskiK., Rogalski A.: Two-colour HgCdTe infrared detectorsoperating above 200 K. Opto-Electron. Rev. 16, 321-327, (2008).[23] Piotrowski A., Kłos K.: Metal-Organic Chemcal Vapor Depositionof Hg1-xCdxTe Fully Doped Heterostructures Without PostgrowthAnneal for Uncooled MWIR and LWIR Detectors. J. Electron.Mater. 36, 1052-1058 (2007).Przypominamy o prenumeracie miesięcznika Elektronika na 2009 r.72 ELEKTRONIKA 5/2009

Metoda funkcji Greena w modelowaniunanoelektronicznych struktur półprzewodnikowychdr inż. GRZEGORZ HAŁDAŚ 1 , prof. dr hab. inż. ANDRZEJ KOLEK 1 ,dr hab. IGOR TRALLE 2 prof. URz.1 Politechnika Rzeszowska, Katedra Podstaw Elektroniki2 Uniwersytet Rzeszowski, Instytut FizykiModelowanie przyrządów nanoelektronicznych wymagaużycia aparatu teorii kwantowej. Jest to następstwem bardzomałych rozmiarów urządzeń, co wywołuje kwantyzację pędui energii nośników ładunku. Powstają wtedy osobliwości charakterystyktransportu nośników, taka jak na przykład, magnetoopórczy charakterystyki prądowo-napięciowe wspomnianychurządzeń. Jedną z metod wyznaczania stanów kwantowychukładu oraz opisu zjawisk transportu nośników ładunku(np. elektronów) jest metoda funkcji Greena [1,2]. Dlaprzykładu, konduktancja g pomiędzy elektrodami nanostrukturydana jest wzorem Landauera [3]:m jest masą efektywna elektronu zależną od położenia(warstwy struktury) i energii. Stany kwantowe struktury, w tymfunkcję lokalnej gęstość stanów N(z,E) można wyznaczyć napodstawie funkcji Greena:(5)w którym współczynnik transmisji T jest określony przez wartośćfunkcji Greena wzorami Fishera-Lee [4]. Funkcja GreenaG(r,r’,Z) opisuje odpowiedź układu w punkcie r na zaburzeniepowstałe w punkcie r’. W szczególnym przypadku funkcję tęmożna wyrazić za pomocą operatora różniczkowego H jakorozwiązanie równania [1]:(1)(2)przy czym opóźniona funkcja Greena dana jest wzorem:(6)(7)gdzie: Z jest zmienną zespoloną o części rzeczywistej E i urojonejη. W równaniu (2) operator H jest liniowym, niezależnymod czasu Hamiltonianem, który spełnia równanie:gdzie: φ n (r), n = 1, 2,..., to funkcje własne, a E n odpowiadającetym funkcjom wartości własne.Funkcja Greena dla struktur warstwowychDla układów (przyrządów) 3D funkcja Greena jest funkcją zespoloną7 argumentów. Dla nanostruktur warstwowych, symetriatranslacyjna w kierunku prostopadłym do kierunkuz wzrostu struktury, pozwala ograniczyć ilość argumentówfunkcji. W najprostszym przypadku, gdy rozważania możnaograniczyć do nośników ładunku w jednym paśmie, np. przewodnictwa,4-argumentowa funkcja Greena jest rozwiązaniemrównania [5-9]:(3)(4)Na rysunku 1b pokazano funkcję gęstości stanówN 1D (E) ≡ ∫dzN 1D (z,k || = 0,E) obliczoną za pomocą równań (4)- (7) dla rzeczywistej struktury kwantowego lasera kaskadowegoomawianego w pracy Sirtoriego i in. [10] (rys. 1a).Funkcja gęstości stanów N 1D (E) ma lokalne maksima,których położenie na osi E określa energie E n stanów rezonansowychstruktury. Funkcje falowe φ n (z) odpowiadającetym energiom pozostają w relacji z elementami diagonalnymifunkcji G R :Wielkości |φ n (z)| 2 dla poszczególnych stanów w strukturze Sirtoriegopokazano na rys. 1a. Jeśli jest to potrzebne, czynnikfazowy funkcji falowych φ n (z) można uzyskać na podstawierachunku zaburzeń [1]:(8)(9)w którym H jest jednowymiarowym (1D) Hamiltonianem masyefektywnej zależnym od wartości wektora pędu k || w płaszczyźnieprostopadłej do z (równoległej do warstw struktury):gdzie: φ n0 (z) jest funkcją falową stanu o energii E n strukturynie zaburzonej, opisanej Hamiltonianem H 0 (H 0 = H(E C + V =0)). Na rys. 2 pokazano funkcję φ n (z) obliczoną dla stanu la-ELEKTRONIKA 5/2009 73

Rys. 1. (a) Krawędź pasma przewodnictwa E C (z) heterostruktury GaAs/Al 0.33 Ga 0.67 As umieszczonej w polu elektrycznym F = 48 kV/cm [10].Zaznaczono funkcje |φ n (z)| 2 obliczone dla stanów rezonansowych struktury. Cyframi oznaczono stany: 3 - górny stan kwantowy odpowiadającyakcji laserowej; 2,1 - dolne stany laserowe; (b) funkcja gęstości stanów N 1D (E) obliczona dla struktury z rys. 1aFig. 1. (a) Conduction band edge E C (z) of GaAs/Al 0.33 Ga 0.67 As heterostructure placed in electric field of F = 48 kV/cm [10]. The functions|φ n (z)| 2 calculated for resonant states of the structure are shown. Numbers refer to laser states : 3 - upper level; 2,1 - lower levels: (b) density ofstates N 1D (E) calculated for the structure in Fig. 1aRys. 2. Kwadrat modułu i faza funkcji falowej φ n (z) górnego stanu laserowego n = 3 obliczone za pomocą wzoru (9) - (zaznaczono jako linie)lub (8) - (zaznaczono jako punkty)Fig. 2. The phase of eigenfunction φ n (z) and its squared modulus for n = 3 state calculated by means of formula (9) - (marked with the lines)or by the formula (8) - (marked with the circles)serującego n = 3 obliczoną za pomocą wzoru (9), w którymprzyjęto φ n0 (z) =exp(ik ⊥ z)/√L, ħ 2 k ┴ 2 /(2m) =E n , L = 76 nm jestdługością struktury w kierunku z. Widać, że moduł funkcji|φ n (z)| obliczany za pomocą równań (8) i (9) jest identyczny.Warto zwrócić uwagę, że w metodzie funkcji Greena w prostysposób można uwzględnić w obliczeniach efekt nieparabolicznościpasma. W przybliżeniu Kanea m(E) =m 0 (E - E V )/E P ,przy czym E V jest krawędzią pasma walencyjnego, a E P parametremmateriałowym (Kanea). Dla GaAs E P = 21,25 meV[11]. Dla struktury Sirtoriego odległość między poziomami 3i 2 obliczona z uwzględnieniem tej zależności wynosi E hv =E 3 - E 2 = 136,7 meV i jest w dobrej zgodności z wartościąeksperymentalną E hv = 131,6 meV odpowiadającą uzyskanemupromieniowaniu o długości fali λ = 9,4 µm [10]. Dla porównaniawartość E 3 - E 2 wyznaczona dla wartości m niezależnejod energii m(E) = m 0 (E C ) wynosi 146,3 meV.Energie własneFunkcję falową φ 3 pokazaną na rys. 2 uzyskano dla układuotwartego, tzn. przyjęto, że poza analizowaną strukturą krawędźpasma przewodnictwa nie zmienia się: E C (z ≤ 0) =0oraz E C (z ≥ L) =E C (z=L) = -0,35 eV. Obliczenia przeprowadzonow sposób numeryczny: operator różniczkowania w Hamiltonianiemasy efektywnej (5) zastąpiono skończonymiprzyrostami funkcji obliczanymi na długości siatki dyskrety-74 ELEKTRONIKA 5/2009

zującej dz = a. Przy ustalonych E i k || wyznaczenie opóźnionejfunkcji Greena sprowadza się wtedy do rozwiązania równaniamacierzowego [2]:w którym wszystkie macierze […] są kwadratowe o wymiarzeN × N, N = L/a + 1. W równaniu (10) warunki brzegowe wpostaci półnieskończonych doprowadzeń (elektrod) dołączonychdo struktury w punktach z = 0 i z = L (rys. 3) uwzględnionowprowadzając macierz [Σ R ] tzw. energii własnych (ang.Lselfenergies) [2]. Niezerowe elementy macierzy [Σ R L ] odpowiadająpunktom brzegowym struktury:gdzie: t = ħ 2 /(2ma 2 )=H(j,j ±1) jest elementem hopingowymmacierzy [H], a k 1 i k N są składowymi z wektora pędu w doprowadzeniach:j = 1, N [4](10)(11)Wzory (11) pozostają słuszne również dla urojonych wartościk j , co odpowiada wartościom energii poniżej dna pasma przewodnictwa[12]. Wartości energii własnych Σ R L (1,1), ΣR L (N,N)są wtedy rzeczywiste.q 0 jest odwrotnością długości ekranowania, a koncentracjapowierzchniowa domieszek w płaszczyźnie (warstwie)z =(l - 1)a wynosi n s (l), pozostałe wielkości mają typoweoznaczenia. Funkcję Greena w równaniu (12) uzyskuje sięrozwiązując równie [2]:(14)w którym [Σ R scatt ]=[ΣR i-imp ] +… jest sumą energii własnychwszystkich rodzajów rozproszeń w strukturze. W praktyce macierze[G R ] i [Σ R scatt ] oblicza się cyklicznie, aż do osiągnięciasamouzgodnienia. Podejście można uogólnić na rozproszenianieelastyczne wywołane oddziaływaniem elektron-fonon.W przypadku heterostruktur GaAs/AlGaAs dominuje rozpraszaniena fononach akustycznych i polarnych fononachoptycznych. Energię własną rozpraszania na fononach akustycznychpodaje się często w przybliżeniu quasi-elastycznym,tzn. przyjmuje się iż rozpraszanie to zachodzi bezwymiany energii [5], a zmianie ulega jedynie kierunek pędu:(15)gdzie: D jest potencjałem deformacyjnym, c prędkością dźwiękuw materiale, a ρ gęstością masy półprzewodnika. Energięwłasną rozpraszania na fononach optycznych podaje sięw przybliżeniu fononu bezdyspersyjnego o energii E 0 = ħω 0 .Z uwzględnieniem ekranowania otrzymujemy [13,14]:Rys. 3. Model połączenia struktury z doprowadzeniamiFig. 3 The model of device-leads couplingFunkcja Greena określona równaniem (10) odpowiadastanom kwantowym struktury otwartej, w której ma miejscerozpraszanie elektronów wywołane potencjałem rozpraszającymE C (z). Odpowiada to sytuacji, w której istniejeidealna symetria translacyjna potencjału w płaszczyźnie x-y(||). W rzeczywistych strukturach symetria ta jest naruszonana skutek niejednorodnego wzrostu poszczególnych warstw,domieszkowania, defektów itp. W efekcie ruch elektronóww płaszczyźnie || także podlega rozproszeniu. Można touwzględnić w sposób uśredniony wprowadzając w równaniu(10) energie własne odpowiadające różnym mechanizmomrozproszeniowym. Np. rozpraszanie wywołane zjonizowanymidomieszkami uwzględnia się za pomocą energii własnych [5]:gdzie:(16)jest równowagowym rozkładem fononów w temperaturze Toraz [5]:(17)(12)We wzorze w sposób jawny podkreślono fakt, że energiewłasne (podobnie jak funkcje Greena) są funkcjami energii Ei wartości k || wektora pędu w płaszczyźnie x-y. Dotyczy to równieżenergii własnych podanych we wzorze (11). Równanie(12) uzyskano przyjmując, że zjonizowana domieszka oddziaływaz elektronami poprzez potencjał ekranowany [5]:(13)Dla GaAs E o ≅ 36 meV, β = 0,0045 (eV) 2 nm.Nierównowagowe funkcje GreenaFunkcja G < występująca we wzorze (16) jest nierównowagowąfunkcją Greena (funkcją gęstości, korelacji) określającąobsadzenie stanów (określonych przez funkcję G R ) w warunkachnierównowagi. Obecność elementów macierzy [G < ] wewzorze (16) jest konsekwencją zakazu Pauliego [6-9]. Ichuwzględnienie wyklucza rozproszenia elektronów do stanówELEKTRONIKA 5/2009 75

obsadzonych. Macierz [G < ] wyznacza się z równania kinetycznegobędącego centralnym twierdzeniem formalizmu nierównowagowychfunkcji Greena (NEGF) [2,15]:(18)gdzie: + oznacza sprzężnie hermitowskie. Elementy macierzyfunkcji rozpraszania (energie własne) [Σ < ] wyznacza się w procedurzesamouzgodnienia z elementami macierzy [G < ] odpowiedniodla poszczególnych mechanizmów rozpraszania.Szczególnie w odniesieniu do doprowadzeń otrzymujemy [2]:wartości energii własnych. Pokazano jednak, że dla większychgęstości nośników nieuwzględnienie zakazu Pauliegoprowadzi do niefizycznych wartości funkcji rozkładu, f > 1! [8].Na koniec dodać należy, że omówiony formalizm umożliwiauwzględnienie rozproszeń elektron-elektron. W najprostszymprzypadku można to zrobić w przybliżeniu średniego pola Hartree.Rzeczywiste energie własne w postaci potencjału V(z)oblicza się wtedy rozwiązując równie Poissona [16]:(22)(19)w którym N D (z) jest gęstością zjonizowanych donorów, a gęstośćelektronów n(z) w obszarze struktury określa się na podstawiefunkcji [G < ]:gdzie: f LL i f LR oznaczają odpowiednio (równowagowy)rozkład Fermiego-Diraca w lewym i prawym doprowadzeniu.Dla rozproszeń na fononie optycznym otrzymuje się [13,14]:przy czym:(23)(20)(24)Elementy macierzy [Σ < ] dla innych mechanizmów rozpraszającychoblicza się zastępując funkcję G R funkcją G < w równaniachokreślających elementy macierzy [Σ R ]. Np. dlarozpraszania na fononie akustycznym otrzymuje się [5]:Przykład obliczeniowy(21)W opisanym formalizmie nierównowagowych funkcji Greenabardzo istotne jest równanie (16), gdyż wiąże ono funkcjeGreena G R i G < i powoduje, że muszą być one obliczane równocześnie.Metoda wymaga zatem samouzgodnionego rozwiązania4 równań: równania (13), w którym wyznacza sięfunkcję [G R ], równania (18) w którym wyznacza się funkcję[G < ], równań (11), (12), (15), (16) w których wyznacza sięenergie własne [Σ R ]oraz równań (19), (21), w których obliczasię funkcje rozpraszania [Σ < ]. Obliczenia należy prowadzićw funkcji energii, gdyż energie własne oddziaływania elektronówz fononami optycznymi wymagają znajomości funkcji[G R ] i [G < ] dla energii E - E o . Decyduje to o numerycznejzłożoności zagadnienia i powoduje, że niewiele prac prezentujewyniki obliczeń odnoszące się do rzeczywistych strukturnanoelektronicznych, w których opisany formalizm zastosowanobez dodatkowych uproszczeń. Opublikowano np. pracedotyczące jednorodnych półprzewodników [8], studni kwantowejGaAs/InGaAs [8,9], diody rezonansowej [5] i strukturylasera kaskadowego GaAs/AlGaAs emitującego promieniowanieo długości fali ~87 µm [6,7]. W innych pracach zastosowanouproszczenia polegające na rozprzęgnięciu procedurwyznaczania funkcji [G R ] i [G < ] i/lub uproszczeniu obliczeńenergii własnych [5,13]. Całkowania w równaniach (12), (15),(16), (19) - (21) zastępuje się wtedy „typowymi” wartościamiwektora q || [13]. Pokazano też, że rozprzęgniecie równań(12) - (16) i równań (18) - (21) może być dokonane jedyniew granicy małej gęstości nośników, gdy zignorowanie zakazuPauliego nie wnosi istotnego wkładu do wartości obliczonychNa rysunku 5. pokazano wyniki obliczeń ilustrujące opisanyformalizm. Obliczenia przeprowadzono dla struktury diody rezonansowej,której strukturę pokazano na rys. 4. Przyjęto, żestruktura zachowuje idealną symetrie translacyjną w płaszczyźnie(x-y). Nie uwzględniono także rozproszeń nieelastycznych(na fononach). Uwzględniono natomiastoddziaływanie elektron-elektron w sposób opisany równaniami(22) - (24). Przy tych uproszczeniach liczba równańw pętli samouzgodnienia ulega zmniejszeniu co pozwalaosiągnąć wynik numeryczny w akceptowalnym czasie. RównaniePoissona rozwiązywano metodą Newtona-Raphsona.Można jednak stosować inne metody numeryczne np. metodęelementów brzegowych [17].Rys. 4. Struktura diody rezonansowej przyjęta w obliczeniach. Grubościposzczególnych warstw wynoszą: warstwa oddzielająca(ang. spacer) - 5 nm, bariery 2,5 nm, jama - 5 nm. Obszary n + o grubości30 nm domieszkowane na poziomie N D = 2•10 18 cm -3Fig. 4. Schematic representation of the resonant tunneling diodestructure which is analyzed in the numerical experiment. Thicknessesof the layers are: spacer - 5 nm, barriers 2.5 nm, well - 5 nm.The n + -leads of 30 nm thickness were doped to the donor concentrationof N D = 2•10 18 cm -376 ELEKTRONIKA 5/2009

Na rysunku 5b. pokazano gęstość prądu uśrednioną w obszarzestruktury diody rezonansowej. Jak widać, przy przyjętychzałożeniach przyczynek do prądu dają jedynie nośnikitunelujące w sposób rezonansowy przez obszar barier. Całkowitągęstość prądu otrzymuje się całkując po energii:(26)Rys. 5. Obraz ilustrujący samouzgodniony rozkład elektronóww obszarze diody rezonansowej. Wartości funkcji n(z, E) podanow skali kolorów w jednostkach względnych. Funkcję n(z, E) obliczono,rozwiązując równania (10), (11), (18), (19) oraz (22)-(24), dlawartości napięcia polaryzującego diodę U = V L V P = 0,15 V. Liniązaznaczono krawędź pasma przewodnictwa struktury z rys. 4. Poprawej stronie pokazano rozkład J(E) gęstości prądu nośnikóww diodzie uśredniony na długości L struktury J(E) ≡ ∫dzJ(z,E)/LFig. 5. Color image representing the electron density distribution inresonant diode. The values of n(z, E) are shown in the scale of colorsusing relative units. The function n(z, E) was obtained by theself-consistent solution of equations (10), (11), (18), (19) and (22) -(24), for the voltage of U = V L V P = 0.15 V biasing the structure.Solid black line corresponds to the conduction band edge profileof the structure in Fig.4. In the right-hand panel, the current densityJ(E) averaged over the structure length L, J(E) ≡ ∫dzJ(z,E)/L isshownWartości J wyznaczone dla różnych napięć polaryzującychdają charakterystykę prądowo-napięciową przyrządu. W odniesieniudo analizowanej diody charakterystykę taką pokazanona rys. 6. Jak widać zastosowana metoda obliczeniowaprzewiduje obszar ujemnej rezystancji różniczkowej, co jestzgodne z licznymi eksperymentami.PodsumowanieMożna stwierdzić, że zastosowanie metody nierównowagowychfunkcji Greena w odniesieniu do przyrządów nanoelektronicznychna bazie struktur wielowarstwowych stwarzaszerokie możliwości w zakresie modelowania tego typu przyrządów,również w aspekcie ilościowym. Formalizm jest znanyi dobrze opisany jednak jego pełna implementacja prowadzido znacznej złożoności zadania numerycznego, nawet dlawspółczesnych komputerów. Szczególne trudne do analizy sąstruktury z wielokrotnymi studniami kwantowymi, w którychpojawiają się „ostre” stany rezonansowe, jak to pokazano narys. 1b. Detekcja tego typu stanów w eksperymentach numerycznychjest możliwa pod warunkiem, że obliczenia są prowadzonez wystarczającą rozdzielczością energii, cododatkowo zwiększa złożoność obliczeniową.Pracę wykonano w ramach zadania 10 projektu: PBZ 10/G017/T02/2007.LiteraturaRys. 6. Charakterystyka prądowo-napięciowa diody rezonansowej.Każdy punkt charakterystyki obliczano według wzorów(25,26). Wyróżniono punkt charakterystyki odpowiadający napięciuU = 0,15 V, dla którego funkcje n(z,E) i J(E) pokazano narys. 5.Fig. 6. J-V characteristic calculated for the resonant diode inFig. 4. Each point of the characteristic is calculated by meansof the formulas (25,26). The point marked by the filled symbolcorresponds to the voltage U = 0.15 V, for which the functionsn(z,E) i J(E) are shown in Fig. 5.Znajomość funkcji gęstości n(z,E) umożliwia obliczeniedalszych istotnych wielkości charakteryzujących urządzenie.W szczególności funkcję gęstości prądu J(z,E) oblicza sięjako [2]:(25)[1] Economou E. N.: Green’s Functions in Quantum Physics. Springer,New York, 1983.[2] Datta S.: Electronic transport in mesoscopic systems. CambridgeUniversity Press, 1995.[3] Landauer R.: Physica Scripta, T42, 110, 1992.[4] Fisher D. S.,. Lee P. A.: Phys. Rev. B, 23, 6851, 1981.[5] Lake R., Klimeck G., Bowen R.C., Jovanovic D.: J. Appl. Phys. 81,7845 1997; R. K. Lake, R. R. Pandey, arXiv:cond-mat/0607219 2006.[6] Kubis T., Yeh C., Vogl P.: Phys. Stat. Sol. (c) 5, 232, 2008.[7] Kubis T., Yeh C., Vogl P.: J. Comp. Electron. 7, 432, 2008.[8] Kubis T., Vogl P.: Phys. J. Comp. Electron. 6, 183, 2007.[9] Kubis T., Trellakis A., Vogl P.: Self-Consistent Quantum TransportTheory of Carrier Capture in Heterostructures in NonequilibriumCarrier Dynamics in Semiconductors, SpringerProceedings in Physics 110, 369, 2006.[10] Sirtori C., Kruck P., Barbieri S., Collot P., Nagle J., Beck M., FaistJ., Oesterle U.: Appl. Phys. Lett. 73, 3486, 1998.[11] Sirtori C., Capasso F., Faist J., Scandolo S.: Phys. Rev. B, 50,8663, 1994.[12] Kolek A., Hałdaś G.: Acta Phys. Pol. 32, 551, 2001.[13] Lee S. C., Wacker A.: Phys.Rev. B 66, 245314-18, 2002; A. Wacker,Phys. Stat Sol. (c) 5, 215, 2007.[14] Kubis T.: Private information.[15] Datta S.: Phys. Rev. B 40, 5830, 1989; S. Datta, J. Phys. Condens.Matter 2, 8023, 1990.[16] Datta S.: Superlattices and Microstructures 28, 253, 2000.[17] Machowska-Podsiadło E., Mączka M., Bugajski M.: Bull. Acad.Sci.-Technical Sci. 55, 245, 2007.ELEKTRONIKA 5/2009 77

Spektroskopia modulacyjna nanostrukturpółprzewodnikowych w zakresie bliskiej i średniejpodczerwieniprof. dr hab. JAN MISIEWICZ, dr inż. MARCIN MOTYKA,dr inż. GRZEGORZ SĘK, dr inż. ROBERT KUDRAWIECPolitechnika Wrocławska, Instytut FizykiGrupa Optycznej Spektroskopii Nanostruktur (OSN) InstytutuFizyki Politechniki Wrocławskiej ma szerokie doświadczenie wbadaniu i charakteryzacji niskowymiarowych struktur półprzewodnikowychw szczególności przeznaczonych na zakresbliskiej i średniej podczerwieni. Przede wszystkim dotyczyto spektroskopii fotoodbiciowej (lub fototransmisyjnej) i bezkontaktowegoelektroodbicia [1-5]. Metody te pozwalają wyznaczaćwidma optyczne dostarczające informacjio przejściach optycznych, analogicznie do widm absorpcji.Dzięki ich różniczkowemu charakterowi cechuje je jednakznacznie większa czułość, co pozwala na obserwację przejśćz udziałem stanów wzbudzonych, w tym tych o bardzo niskiejintensywności jak np. przejścia nominalnie zabronione przezreguły wyboru. Takie podejście eksperymentalne pozwala nawyeliminowanie efektów szkodliwego tła, zwiększenie dokładnościokreślania przejść optycznych oraz detekcję takich przejśćoptycznych, które w widmach niemodulacyjnych są trudnedo zaobserwowania. Na podstawie analizy widm modulacyjnychmożna określić także wewnętrzne pola elektrycznew strukturze półprzewodnikowej, co jest bardzo ważne w przypadkulaserów półprzewodnikowych (struktur ze złączem p-n).Wszystko to czyni spektroskopię modulacyjną użyteczną dlatechnologii i inżynierii przyrządowej, gdyż pozwala ona wyznaczyćwiele ważnych parametrów, takich jak struktura pasmowanowych materiałów i układów materiałów, nieciągłośćpasm na ich złączu, w zależności od składów oraz naprężeńwewnętrznych, a także czynników zewnętrznych jak temperaturyczy ciśnienie.Standardowy układ eksperymentalny do pomiarów fotoodbiciaPR (ang. photoreflectance) został przedstawiony narys. 1. Wiązka światła białego odbijana jest od powierzchnipróbki i jest prowadzona za pomocą układu soczewek do monochromatora,gdzie na siatce dyfrakcyjnej jest dzielone napojedyncze linie spektralne i dalej pada na detektor. Sygnałten (sygnał stałoprądowy), jak również sygnał zmiennoprądowy(związany ze zmianami wywołanymi czynnikiemmodulacyjnym np.: przerywaną wiązka laserową, czy zmiennympolem elektrycznym) filtrowane są przez fazoczuły nanowoltomierzselektywny. Ostatecznie, oba sygnały trafiają dokomputera gdzie po podzieleniu wartości napięcia (lub natężeniaprądu) składowej zmiennoprądowej do stałoprądowejprzedstawiane są w postaci widm optycznych zależności∆R/R (lub ewentualnie ∆T/T), czyli znormalizowanych widmzmian energetycznego współczynnika odbicia lub transmisji.Układ do pomiarów bezkontaktowego elektroodbica [6]CER (ang. Contactless Electroreflectance) jest analogicznydo przedstawionego na rys. 1. Jedyna różnica w obu eksperymentachpolega na zastosowania różnych zewnętrznychczynników modulujących. W przypadku PR jest to wiązka laserowa,a w przypadku CER zewnętrzne pole elektryczne. Zastosowaniepola elektrycznego jako czynnika modulującegowymaga umieszczenia badanej próbki w odpowiednio skonstruowanymkondensatorze. Próbka umieszczona jest wewnątrzkondensatora do którego, doprowadza się zmiennenapięcie rzędu 1 kV. Odległość między powierzchnią próbki,a górną okładką kondensatora (miedzianą siatką) wynosiokoło 1...2 mm. Schemat takiego kondensatora został przedstawionyna rys. 2.Eksperymenty PR i CER są eksperymentami które się uzupełniają.W przypadku badania właściwości struktur z warstwamidomieszkowanymi lepiej jest wykonać eksperymentCER niż PR. W eksperymencie PR ze względu na fakt generacjinośników podczas modulacji badanej struktury często obserwujesię w widmach tzw. oscylacje podprzerwowe [7], którezakłócają mierzone widmo optyczne. Z drugiej strony eksperymentCER pozwala badać głównie powierzchnię i skończonyRys. 1. Schemat układu pomiarowego do pomiarów fotoodbicia(w tzw. jasnej konfiguracji)Fig. 1. Schematic diagram of a standard photoreflectance setup (inthe so called bright configuration)Rys. 2. Schemat kondensatora do pomiarów bezkontaktowegoelektroodbicia, A - przednia okładka z miedzianą siatką, B - tylnamiedziana okładka, C - izolator, D - próbka, E - kontaktyFig. 2. Schematic of Capacitor. A - the top electrode with a copperwiremesh, B - the bottom copper electrode, C - isolator, D - sample,E - contacts78 ELEKTRONIKA 5/2009

obszar z nią związany. Zatem gdy istnieje potrzeba badaniawarstw położonych głęboko w strukturze lepiej zastosowaćeksperyment PR. Różne obszary zastosowań tych eksperymentówwynikają z różnych mechanizmów modulacji im towarzyszącym,co zostało szczegółowo opisane w pracy [8].Analiza widm optycznych (fotoodbiciowych) polega na modelowaniumierzonych linii spektralnych związanych z procesamiabsorpcji w badanych strukturach za pomocą formułymatematycznej [1]:gdzie: R i R’ są wartościami niezaburzoną i zaburzoną (czynnikiemmodulującym jak np. oświetlenie dodatkową wiązkąlaserową) współczynnikami odbicia, n-numer przejściaoptycznego, C j - amplituda, J - faza, E j i G j odpowiednio energiai poszerzenie modelowanej krzywej. Parametr mzwiązany jest z charakterem przejścia optycznego. Procedurataka w połączeniu z obliczeniami struktury energetycznejpozwala identyfikować przejścia optyczne oraz badaći wyznaczać parametry takie jak masa efektywna, czy przer -wa energetyczna elementów składowych badanych strukturpółprzewodnikowych.RezultatySpektroskopia modulacyjna struktur na zakrestelekomunikacyjny 1,3...1,55 µmStudnie kwantowe: Obszar spektralny 1,3...1,55 µm jest bardzoważnym obszarem z punktu widzenia zastosowań telekomunikacyjnych.Długości fali 1,3 oraz 1,55 µm to tzw. II i IIIokna transmisyjne dla których zdiagnozowano najmniejszątłumienność obecnie stosowanych światłowodów. Oznaczato, że istnieje duże zapotrzebowanie na źródła światła właśnieo takich długościach fali świetlnej. W rozdziale tym zostanieprzedstawione kilka wyników zastosowania spektroskopiimodulacyjnej do badania właściwości optycznych struktur takichjak studnie, kropki czy kreski kwantowe przeznaczonychwłaśnie do zastosowań laserowych w wymienionym zakresiespektralnym.Na rysunku 3. przedstawiono widma bezkontaktowegoelektroodbica dla studni kwantowych GaNAsSb/GaAs [9] badanychw ramach współpracy grupy z National Research Council,Ottawa (Kanada). Dzięki obserwacji w mierzonychwidmach (górny panel) wielu linii spektralnych związanychz absorpcją między poszczególnymi stanami związanymiw badanych studniach kwantowych możliwe było wyznaczenienieciągłości pasma przewodnictwa CBO (ang. ConductionBand Offset (Qc)) w badanym systemie (pomiędzy warstwąstudni i bariery). Informację tę można otrzymać modelująclinie spektralne oraz wykonując obliczenia struktury pasmowej,tj. energii poszczególnych przejść optycznych w funkcjiprocentowej nieciągłości pasm jako parametru swobodnegoobliczeń. Stosując podobne podejście można wyznaczyć nietylko wielkość nieciągłości pasm na granicy dwóch różnychmateriałów półprzewodnikowych, ale też wiele innych istotnychz punktu widzenia konstruowania przyrządów wielkościjak przerwy energetyczne, czy masy efektywne nośnikóww poszczególnych warstwach struktury.Rys. 3. Górny panel: widmo bezkontaktowego elektroodbicia dlastudni kwantowej GaN 0.025 As 0.705 Sb 0.27 /GaAs (czarna linia) wrazz rezultatem modelowania (szara linia) oraz moduły poszczególnychrezonansów (czarna przerywana linia). Dolny panel: Obliczeniaprzejść optycznych w funkcji procentowej nieciągłości pasm [9]Fig. 3. Top panel: the room temperature CER spectrum of theGaN 0.025 As 0.705 Sb 0.27 /GaAs QW (solid line) together with the fittingcurve (thick line) and the moduli of individual CER resonances(dashes lines).Bottom panel: theoretical calculations performed forvarious QC [9]Takie podejście wielokrotnie stosowano do badania podobnychstruktur (np. pięcioskładnikowych studni kwantowychGaInNAsSb/GaAs) w ramach współpracy z UniwersytetemStanforda (USA) [10]. Między innymi zbadano wpływ koncentracjiatomów antymonu [11] oraz atomów indu [12] naenergie przejść optycznych oraz na nieciągłość pasm w studniachkwantowych Ga(In)NAs(Sb)/GaAs. Ponadto zbadanotakże wpływ zmiennego składu warstw studni oraz wpływ wygrzewaniana lokalizację poziomu Fermiego [13,14] w badanychstudniach kwantowych.Kropki i kreski kwantowe: Intensywne badania strukturz kropkami [15-17], czy kreskami kwantowymi [18-20] prowadzonesą w ramach współpracy z takimi ośrodkami jak Uniwersytetw Wuerzburgu (Niemcy) Laboratoire de Photoniqueet de Nanostructures, CNRS (Francja) oraz Politechnika w Lozannie- EPFL (Szwajcaria). Warto dodać, że duża częśćwspomnianych badań prowadzona była w ramach uczest-Rys. 4. Porównanie widma CER oraz widma PL dla strukturyz kropkami kwantowymi InAsN umieszczonymi w studni kwantowejInGaAsN/GaAs [16]Fig. 4. Comparison of CER spectra and PL spectra for InAsN quantumdots structure embedded in InGaAsN/GaAs quantum well [16]ELEKTRONIKA 5/2009 79

nictwa wymienionych ośrodków w projekcie ZODIAC (ZeroOrder Dimension Based Industrial Components Applied ToTelecommunications) realizowanego w ramach VI Ramowegoprogramu Unii Europejskiej, celem którego było opracowanielasera na zakres telekomunikacyjny na bazie struktury z kropkamikwantowymi.Na rysunku 4. przedstawiono widma CER i fotoluminescencjiPL otrzymane dla struktury z warstwą kropek kwantowychInAsN osadzonej wewnątrz studni kwantowejInGaAsN/GaAs[16] przeznaczonej do zastosowań laserowychna zakres 1,3 µm (~0,95 eV). Widzimy, że w widmie PLsą widoczne jedynie dwa maksima związane z emisją z pierwszegoi drugiego stanu w kropkach kwantowych.W widmie CER zauważamy linie spektralne związanez absorpcją zarówno w obszarze kropek kwantowych (QD)jak i w obszarze przejść optycznych w studni kwantowej (QW)oraz absorpcją w materiale podłoża (GaAs). Bogate w liniespektralne widmo CER pozwoliło w połączeniu z wykonanymiobliczeniami struktury pasmowej na zbadanie profilu potencjałuwiążącego w takiej strukturze. Ponadto wykazano, żeróżnica energetyczna między podstawowym stanem w kropkachkwantowych, a podstawowym stanem w studni kwantowej(ok. 250 meV) jest dostatecznie wysoka, aby nośniki niewykorzystywały stanów w studni kwantowej do ucieczki z obszarukropek kwantowych i rekombinacji niepromienistej. Tymsamym potwierdzono, że taka struktura półprzewodnikowajest dobrym kandydatem do budowy lasera na 1,3 µm.Na rysunku 5. przedstawiono wyniki pomiarów fotoodbicia(czarna gruba linia) razem z widmem fotoluminescencji(cienka czarna linia) oraz spektroskopii wzbudzeniowej PLE(ang. Photoluminescence Excitation) dla struktur laserowychz tzw. tunelowym wstrzykiwaniem nośników prądu ze studnikwantowej do kropek (w tym przypadku kresek) kwantowychdo zastosowań w zakresie trzeciego okna telekomunikacyjnego1,55 µm na bazie układu materiałów InAs/InGaAs/In-GaAlAs/InP. Rozwiązanie takie pozwala z jednej stronypoprawić kolekcję nośników w obszarze aktywnym oraz przyspieszyćtransfer nośników do stanów laserujących (w kropkach/kreskachkwantowych), a z drugiej korzystać z zaletobszaru aktywnego zawierającego quasizerowymiaroweobiekty, czyli np. szerokiej spektralnie funkcji wzmocnienia czyniskich prądów progowych.Pomiar fotoodbicia pozwolił wyznaczyć energie przejśćoptycznych (energie poziomów) związanych z poziomamienergetycznymi w studni kwantowej (iniektorze) i w kreskachkwantowych oraz pozwolił wyznaczyć przerwę energetycznąmateriału bariery [18]. Widmo PL pokazuje emisję ze stanupodstawowego całej struktury, czy również energię (długośćfali) przy której dokonuje się detekcji w trakcie pomiarów spektroskopiiwzbudzeniowej (w których przestraja się długość falipromieniowania wzbudzającego luminescencję). Widmo PLEpozwoliło potwierdzić transfer nośników ze studni do kresekkwantowych (kwantowy sygnał PLE w obszarze stanów iniektoraoznacza, że nośniki tam wzbudzane powoduje wzrostemisji ze stanu podstawowego w kreskach kwantowych).Rysunek 6. przedstawia widma PR (czarne linie) i PL (przerywaneszare linie) otrzymane dla struktur z tzw. kolumnowymikreskami kwantowymi. Struktury takie otrzymuje się metodąwzrastania na macierzystej warstwie kresek kwantowych kolejnychcienkich naprzemiennych warstw materiałów InAs i GaAscelem otrzymania obiektów o znacznie większej niż tradycyjniewysokości. Taka zmiana geometrii prowadzi do zmiany polaryzacyjnychreguł wyboru przejść optycznych (dla kierunku rozchodzeniasię światła w płaszczyźnie struktury) i daje możliwośćsterownia intensywnością składowych polaryzacji liniowej TE(ang. Transverse Electric) i TM (ang. Transverse Magnetic). Tęwłaściwość można wykorzystać do konstrukcji polaryzacyjnieniezależnych wzmacniaczy optycznych (na zakres 1,55 µmw tym przypadku). Widma fotoodbicia wykorzystano do zbadaniastruktury elektronowej takiego systemu. Pionowe słupki oddająpołożenie energetyczne i intensywności obliczonychprzejść optycznych (w funkcji ilości osadzonych dwuwarstwInAs/GaAs). Otrzymano dobrą zgodność z eksperymentem i zidentyfikowanoprzejścia optyczne związane z kolumnowymikreskami kwantowymi oraz wyjaśniono ich naturę [19].Rys. 6. Widma fotoodbicia (czarne linie) oraz widma fotoluminescencji(szare przerwane linie) otrzymane dla próbek z różną liczbąwarstw (LW) kresek kwantowych [19]Fig. 6. Photoreflectance spectra (black lines) and photoluminescencespectra (gray dotted lines) obtained for samples with differentnumbers (LW) of quantum dashes layers [19]Rys. 5. Widmo fotoodbicia (czarna gruba linia), widmo fotoluminescencji(czarna cienka linia), widmo pobudzania fotoluminescencji(szara linia) otrzymane dla struktury tunelowej z kreskami kwantowymi[18]Fig. 5. Comparison of low temperature photoreflectance (thickblack line), photoluminescence (thin black line) and photoluminescenceexcitation (grey line) (detection in QDash GS) spectra for thetunnel injection structure [18]Spektroskopia modulacyjna struktur na zakresspektralny 2...5 µmObszar spektralny 2...5 µm jest bardzo interesujący z punktuwidzenia aplikacyjnego. Istnieje duże zapotrzebowanie nakonstruowanie czujników takich gazów jak: CO 2 , SO x , czy80 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 9. Widma PR (czarne krzywe u dołu) oraz widma PL (górneczarne krzywe) otrzymane dla studni kwantowychGaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSb z warstwą studni grubości3 nm (panel a), 2 nm (panel b), 1 nm (panel c)Fig. 9. Low temperature (10K) PR (bottom black lines) and PL(upper black) spectra for the GaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSbquantum wells with QW width equal to 3 nm (panel a), 2 nm (panelb) and 1 nm (panel c)Rys. 7. Porównanie widma fotoodbicia oraz obliczonych energiiprzejść optycznych w funkcji procentowej nieciągłości pasm w nienaprężonymsystemie dla 8 nm studni kwantowejGa 0.35 In 0.65 As 0.32 Sb 0.68 /Al 0.25 Ga 0.50 In 0.25 As 0.24 Sb 0.76 . Poziomastrzałka pokazuje wyznaczoną wartość nieciągłości pasmFig. 7. Comparison of the PR spectrum and the calculated transitionenergies versus the unstrained CBO for a 8 nm wideGa 0.35 In 0.65 As 0.32 Sb 0.68 /Al 0.25 Ga 0.50 In 0.25 As 0.24 Sb 0.76 QW. The horizontalarrow shows the selected band offsetRys. 8.Schemat układu warstw, kształtu potencjału i poziomów energetycznychbadanych studni kwantowychGaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSb o różnych grubościachd warstwy InAsFig. 8. Schematic diagram (active region) of the energy levels andshape of the potential for investigatedGaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSb quantum wells with differentwidth d of the InAs layerwęglowodorów (np.: metan, etan). W grupie OSN prowadzonojuż badania nad strukturami przeznaczonymi do laserów nazakres 1,8...2,2 µm wykorzystując studnie kwantoweInGa(As)Sb/GaSb [21,22]. Dalej przedstawione jednak zostanąrezultaty badań spektroskopowych wykonanych w ramachuczestnictwa grupy OSN w projekcie SensHy- (ang.Photonic Sensing Of Hydrocarbons Based On Innovative MidInfrared Lasers) realizowanego w ramach VII Programu RamowegoUnii Europejskiej, którego celem jest konstrukcjaprzestrajalnego (w zakresie 3...3,5 µm) lasera pracy ciągłejw 300K do zastosowania w laserowych detektorach węglowodorów.W tym celu konstruowane i badane są dwa rodzajestruktur niskowymiarowych: studnie kwantowe I. rodzajuGaInAsSb/AlGaInAsSb oraz studnie kwantowe II. rodzajuGaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSb. Na rys. 7. przedstawionowyniki pomiarów fotoodbicia dla 8 nm studni kwantowejGa 0.35 In 0.65 As 0.32 Sb 0.68 /Al 0.25 Ga 0.50 In 0.25 As 0.24 Sb 0.76 .Przeprowadzony eksperyment pozwolił wyznaczyć liczbę stanówzwiązanych oraz energie przejść optycznych w badanejstudni kwantowej. Ponadto przeprowadzone obliczenia(rys. 5b) energii przejść optycznych wykonane w funkcji nieciągłościpasm pozwoliły na wyznaczenie rzeczywistej wartościQc w tym układzie materiałów wykazując tym samymmożliwość wiązania stanów w pasmie walencyjnym, a zarazemmożliwość realizacji wydajnego lasera na zakres3...3,5 µm wykorzystującego ten układ materiałów [23].Kolejny typ struktur, to studnie kwantowe drugiego rodzajuGaSb/AlSb/InAs/GaInSb/AlSb/GaSb, które wykorzystującrównież realizowany jest wspomniany cel. Strukturę warstw,kształt potencjału wiążącego i położenie poziomów energetycznychprzedstawiono na rys. 8.Badania zostały przeprowadzone na serii trzech strukturz różną grubością warstwy InAs (1, 2, 3 nm). Rezultaty badań,przeprowadzonych eksperymentów fotoodbicia (PR) i fotoluminescencji(PL) zostały przedstawione na rys. 9 [24].Maksima fotoluminescencji oraz rezonanse fotoodbiciowezwiązane są z przejściami optycznymi w których biorą udziałpodstawowe stany energetyczne (pierwszy elektronowyi pierwszy ciężkodziurowy) w badanych studniach kwantowych.Przeprowadzone eksperymenty pokazują, że takiestudnie kwantowe są stosunkowo łatwo przestrajalne. Zmieniającszerokość warstwy InAs z 1 do 3 nm możemy zmienićenergię podstawowego przejścia optycznego (z ~2 µm doponad 4 µm) w interesującym z punktu widzenia konstrukcjilasera na zakres 3...3,5 µm zakresie spektralnym.Spektroskopia modulacyjna przy użyciuspektrometru FourieraWraz ze zwiększaniem długości fali zakresu spektralnego pomiarówznacznie spada wydajność detekcji (ze względu naczułość detektorów, wydajność źródeł światła, wzrost intensywnościtła termicznego, pochłanianie na cząstkach gazu atmosfery,itd.). Wspomniane czynniki wpływają na tzw. wartośćsygnału stałego, do którego mierzony w klasycznym układzieELEKTRONIKA 5/2009 81

do spektroskopii modulacyjnej (np. PR), zmienny sygnał jestproporcjonalny. W związku z tym wzrasta stopień trudnościw realizacji pomiarów spektroskopowych co szczególnie dotyczyobszaru powyżej 5 µm. Ponieważ istnieje duże zapotrzebowaniena badanie struktur półprzewodnikowychprzeznaczonych na ten zakres spektralny (np.: lasery kaskadowe),a jak pokazano wcześniej spektroskopia modulacyjnapotrafi dostarczyć wielu istotnych informacji na temat właściwościbadanych obiektów w grupie OSN uruchomiono eksperymentfotoodbicia przy użyciu spektrometru Fouriera, którypozwala realizować takie badania. Prace te są wykonywanew ramach Projektu Badawczego Zamawianego (PBZ) pt.: Zaawansowanetechnologie dla półprzewodnikowej optoelektronikipodczerwieni.Wykorzystanie spektrometru Fouriera pozwala wyeliminowaćniektóre z ograniczeń występujących w konwencjonalnymukładzie pomiarowym [25]. Brak elementówdyspersyjnych (siatka monochromatora) brak elementów absorpcyjnych(soczewek) korzystnie wpływają na intensywnośćświatła próbkującego. Spektrometr FTIR (ang. Fourier TransformInfrared) dzięki efektowi interferencji dwóch wiązek pozwalawyznaczać np. widmo odbicia lub transmisji(w zależności od odpowiedniej konfiguracji eksperymentalnej).Interferogramy światła odbitego (przechodzącego) mogąbyć transformowane do postaci widm odbicia (transmisji).Jeśli właściwości próbki będą równocześnie modulowanez określoną częstotliwością, np. poprzez podświetlenie przerywanąmechanicznie wiązką laserową, to otrzymać w tensposób można widma fotoodbicia (fototransmisji). Na rys. 10.został przedstawiony schemat układu do spektroskopii modulacyjnejz wykorzystaniem Spektrometru Fourierowskiego.Pozycje luster opisane numerami 1, 2, 3 na rys. 9 pozwalająna wykonywanie odpowiednio eksperymentów fotoluminescencji,odbicia (fotoodbicia), transmisji (fototransmisji).Posiadane źródła światła (halogen, globar) oraz detektorówpodczerwieni (InSb, HgCdTe) pozwalają wykonywać pomiaryw podczerwieni w zakresie 1...17 µm. Wartym podkreśleniajest również fakt, iż wspomniane eksperymenty mogą być wykonywanepod próżnią, całość bowiem układu (spektrometr +komora pomiarowa) jest do tego przystosowana. Zalety prowadzeniaeksperymentów w próżni zostały zilustrowane naRys. 11. Charakterystyka układu do spektroskopii modulacyjnejz użyciem spektrometru Fouriera w zakresie średniej i dalekiej podczerwieniFig. 11. Spectral characteristic of modulation spectroscopy setupwith Fourier spectrometer in mid and far infrared regionrys. 11, gdzie przedstawiono zmierzoną charakterystykęukładu w obszarze 1...17 µm. Zastosowanie próżni pozwalawyeliminować linie związane z absorpcją cząsteczek zawartychw powietrzu co ułatwia wykonywanie pomiarów w sytuacjigdy mierzone sygnały są bardzo słabe.PodsumowanieW pracy przedstawiono wybrane rezultaty badań spektroskopowychrealizowanych w zespole Optycznej SpektroskopiiNanostruktur Instytutu Fizyki Politechniki Wrocławskiejprowadzonych w obszarze bliskiej i średniej podczerwieni.W pierwszej części przedstawiono wyniki badań strukturprzeznaczonych do pracy w tzw. zakresie drugiego i trzeciegookna telekomunikacyjnego (1,3...1,55 µm) realizowaneza pomocą półprzewodnikowych studni, kropek i kresekkwantowych. W drugiej części przedstawiono rezultaty badaństruktur (studni I i II rodzaju) przeznaczonych do zastosowańw czujnikach gazów (węglowodorów) na zakres 3...3,5 µm.W ostatniej części przedstawiono problematykę prowadzeniabadań (spektroskopii modulacyjnej) w obszarze dalszejpodczerwieni oraz przedstawiono stanowisko pomiarowe dospektroskopii modulacyjnej wykorzystujące spektrometr Fouriera(docelowo przeznaczone do pracy w zakresie spektralnympowyżej 5 µm).Prace finansowane w ramach Projektu Badawczego ZamawianegoPBZ-MNiSW-02/I/2007 pt. Zaawansowane technologie dlapółprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni oraz projektu7 Programu Ramowego SensHy ICT Project no. 223998 (ang.„Photonic sensing of hydrocarbons based on innovative mid infraredlasers”). Marcin Motyka dziękuje również Fundacji naRzecz Nauki Polskiej za wsparcie finansowe.Struktury użyte do badań w tej pracy pochodzą z Instytutu Fizyki StosowanejUniwersytetu w Wuerzburgu (Prof. Alfred Forchel i dr SvenHoefling) oraz Institut d’Electronique du Sud, Université Montpellier 2-CNRS (dr Yves Rouillard)LiteraturaRys. 10. Schemat układu pomiarowego do pomiarów fotoodbiciarealizowanych za pomocą spektrometru Fouriera. Pozycje 1, 2, 3określają pozycję wybranych luster podczas realizacji odpowiednioeksperymentu PL, PR, PT (foto transmisji)Fig. 10. Schematic diagram of photoreflectance setup realized byusing Fourier spectrometer. Position 1, 2, 3 describing the mirrorspositions which allowed making PL, PR and PT (photo transmittance)experiments[1] Pollak F. H., in: Handbook on Semiconductors. Edited by T. S.Moss, vol. 2, Elsevier Science, Amsterdam, (1994), pp. 527-635.[2] Glembocki O. J., Shanabrook B. V.: Photoreflectance spectroscopyof microstructures. In D. G. Seiler, C. L. Littler. (Eds.), ‘Semiconductorsand Semimetals’ Vol.36, Academic Press, NewYork, (1992), p. 221.[3] Misiewicz J., Kudrawiec R., Ryczko K., Sęk G., Forchel A., HarmandJ.C., Hammar M.: J. Phys. Cond. Mat. 16, 3071 (2004).82 ELEKTRONIKA 5/2009

[4] Misiewicz J., Sęk G., Kudrawiec R., Sitarek P.: Thin Solid Films450, 14, (2004).[5] Misiewicz J., Sitarek P., Sek G., Kudrawiec R.: Materials Science21, 264 (2003).[6] Motyka M., Kudrawiec R., Sek G., Misiewicz J., Krestnikov I.L.,Kovsh A.: Semic. Sci. and Technol., 21 (2006) 1402-1407.[7] Kudrawiec R., Motyka M., Gładysiewicz M., Sitarek P., MisiewiczJ.: App. Surf. Sci. 253 (2006) 266-270.[8] Motyka M., Kudrawiec R., Misiewicz J.: Phys. Stat. Sol. A, 204,(2), 354-363 (2007).[9] Kudrawiec R., Gupta J. A., Motyka M., Gladysiewicz M., MisiewiczJ., Wu X.: Appl. Phys. Lett. 89, 171914 (2006).][10] Kudrawiec R., Gladysiewicz M., Misiewicz J., Yuen, Bank S. R.,Wistey M. A., Bae H. P.: James S. Harris, Jr, Phys. Rev. B 73,245413 (2006).[11] Kudrawiec R., Motyka M., Gladysiewicz M., Misiewicz J., YuenH.B., Bank S.R., Bae H.P., Wistey M. A., Harris Jr James S.:Appl. Phys. Lett. 88, 221113 (2006).[12] Kudrawiec R., Yuen H. B., Motyka M., Gladysiewicz M., MisiewiczJ., Bank S. R., Bae H. P., Wistey M., Harris J. S.: J. Appl.Phys, 101, 013504 (2007).[13] Kudrawiec R., Yuen H. B., Bank S. R., Bae H. P., Wistey M. A.,Harris James S., Motyka M., Misiewicz J.: J. Appl. Phys. 104,033526 (2008).[14] Kudrawiec R., Yuen H. B., Bank S. R., Bae H. P., Wistey M. A.,Harris James S., Motyka M., Misiewicz J.: Appl. Phys. Lett. 90,061902, (2007).[15] Motyka M., Kudrawiec R., Sęk G., Misiewicz J., Bisping D., MarquardtB., Forchel A.: J. Appl. Phys. 101, 113539 (2007).[16] Motyka M., Kudrawiec R., Sęk G., Misiewicz J., Bisping D., MarquardtB., Forchel A.: Appl. Phys. Lett. 90, 221112 (2007)[17] Motyka M., Sęk G., Ryczko K., Andrzejewski J., Misiewicz J., LiL. H., Fiore A., Patriarche G.: Appl. Phys. Lett. 90, 181933 (2007).[18] Sek G., Poloczek P., Podemski P., Kudrawiec R., Misiewicz J.,Somers A., Hein S., Höfling S., Forchel A.: Appl. Phys. Lett. 90,081915 (2007).[19] Podemski P., Sęk G., Ryczko K., Misiewicz J., Hein S., HöflingS., Forchel A., Patriarche G.: Appl. Phys. Lett. 93, 171910 (2008).[20] Kudrawiec R., Motyka M., Misiewicz J., Somers A., SchwertbergerR., Reithmaier J. P., Forchel A.: J. Appl. Phys. 101,013507(2007).[21] Kudrawiec R., Motyka M., Misiewicz J., Hümmer M., Rößner K.,Lehnhardt T., Müller M., Forchel A.: Appl. Phys. Lett. 92, 041910(2008).[22] Motyka M., Kudrawiec R., Misiewicz J., Hümmer M., Rößner K.,Lehnhardt T., Müller M., Forchel A.: J. Appl. Phys. 103, 113514(2008).[23] Motyka M., Sęk G., Ryczko K., Janiak F., Misiewicz J., BelahseneS., Boissier G., Rouillard Y.: Praca wysłana do Appl. Phys. Lett.[24] Motyka M., Sek G., Ryczko K., Misiewicz J., Lehnhardt T., HoeflingS., Forchel A.: Praca wysłana do Appl. Phys. Lett.[25] Hosea T. J. C., Merrick M., Murdin B. N.: Phys. Stat. Sol.(A) 202,1233 (2005).Pomiar współczynnika odbicia zwierciadeł diodlaserowych z wnęką Fabry-Perotamgr inż. EMILIA PRUSZYŃSKA-KARBOWNIK, prof. dr hab. BOHDAN MROZIEWICZInstytut Technologii Elektronowej, WarszawaWnęka Fabry-Perota - niezbędna do wywołania akcji laserowejw diodach laserowych o konstrukcji tzw. krawędziowej -powstaje w sposób naturalny w wyniku odłupania chipuwzdłuż ścian łatwej łupliwości kryształu półprzewodnika.W przypadku diod wytwarzanych z heterostruktur półprzewodnikówgrupy III-V są to z reguły ściany o orientacji krystalograficznej{100}. Współczynnik załamania dla tychmateriałów ma wartość ok. 3,53 co na granicy z powietrzemdaje współczynnik odbicia ok. 32%. Chipy laserowe bez pokryćnie mają jednak wartości użytkowej, gdyż połowa mocygenerowanego promieniowania jest tracona. Ponadtotrwałość takich laserów jest ograniczona wskutek degradacjipowierzchni zwierciadeł, spowodowanej przez wpływ atmo -sfery na odsłonięte przekroje warstw heterostruktury i łącząceje „interfejsy”. Istotną rolę odgrywa także lokalne podwyższenietemperatury zwierciadła w obszarze czynnym lasera [1].W celu uniknięcia tych trudności zwierciadła krawędziowychdiod laserowych zabezpiecza się pokryciami, zwykledielektrycznymi z materiałów takich jak: SiO x , Si 3 N 4 , Al 2 O 3lub ZrO 2 , ZnSe. Tylne zwierciadło powinno z reguły miećwspółczynnik odbicia bliski 100%, co uzyskuje się przeznakładanie kilku różnych warstw, w tym np. warstwy metalicznej.Pokrycia te wykonuje się zwykle za pomocą procesurozpylania magnetronowego.Szczegółowa analiza sprawności kwantowej takich laserówwykazuje, że zwierciadło przednie powinno wykazywaćwspółczynnik odbicia ok. 7% [2]. Osiąga się to przeznałożenie warstwy dielektryka o odpowiednio dobranej grubościnieco różnej od λ/4n, gdzie λ jest długością fali emitowanejprzez laser, zaś n współczynnikiem załamaniaw powłoce dielektrycznej.Problem wielkości współczynnika odbicia przedniegozwierciadła diody laserowej nabiera szczególnego znaczeniaw przypadku konstrukcji laserów, z tzw. zewnętrzną wnękąoptyczną (ECL) [3]. W tym przypadku, aby uniknąć pasożytniczejgeneracji modów podłużnych w chipie tworzącym wewnętrznąwnękę rezonansową w konfiguracji ECL,współczynnik odbicia powinien mieć wartość ok. 0,01%.Jak wynika z powyższego, prawidłowo prowadzony proceswytwarzania laserów półprzewodnikowych wymaga dysponowaniatechniką pomiarową pozwalającą na dokładnypomiar współczynnika odbicia ich przedniego zwierciadła.W praktyce kontrola ta odbywa się w czasie procesunakładania powłoki antyodbiciowej i jest realizowana za pomocąpomiaru współczynnika odbicia od specjalnych płytekkontrolnych. Metoda ta nie rozwiązuje jednak problemu, gdynapylane warstwy są niejednorodne pod względem składulub grubości.ELEKTRONIKA 5/2009 83

Powyższe względy skłaniają do poszukiwania metod pomiaruwspółczynnika odbicia zwierciadeł laserów po ichzmontowaniu na chłodnicach. Cel ten może być osiągniętystosując metodę pomiarową opisaną dalej.TeoriaMetoda pomiaru współczynnika odbicia przedstawiona w niniejszymartykule polega na badaniu zmian wielkości mocyświatła odbitego od wnęki rezonansowej Fabry-Perota, w którejjednym ze zwierciadeł jest badana próbka, natomiast drugim- koniec światłowodu. Zmiany długości tej wnęki wywołująminima i maksima mocy odbitej, a ich stosunek jest powiązanyz szukanym współczynnikiem odbicia. Przyzałożeniu, że zarówno obydwa zwierciadła tworzące wnękę,jak i ośrodek pomiędzy nimi są bezstratne oraz, że zwierciadłasą idealnie prostopadłe względem siebie, zależność ta opisywanajest następującym wzorem [4]:gdzie: n - współczynnikiem załamania światła w ośrodku, g -wzmocnienie λ - długością fali, natomiast i - jednostką urojona.W przypadku ośrodka stratnego wzmocnienie g jestujemne.Aby uwzględnić straty związane z wprowadzaniem światłado światłowodu założono, iż są one równe stratom powstałymprzy łączeniu dwóch identycznych światłowodów, oddalonychod siebie na odległość równą podwojonej długości wnęki. Macierztransmisji dla takiego przypadku jest dana wzorem [6]:(5)(6)(1)gdzie Z jest zdefiniowane jako:(7)gdzie: R 1 i R 2 reprezentują współczynniki odbicia, odpowiedniood mierzonej warstwy i czoła światłowodu.Aby uwzględnić straty we wnęce i na zwierciadłach orazstraty związane z wprowadzaniem odbitego światła doświatłowodu, wyniki doświadczalne są korelowane z wynikamieksperymentu komputerowego bazującego na teorii rozpraszaniaw notacji macierzy transmisji [5].Macierz transmisji T dla elementu optycznego o dwóchwejściach i dwóch wyjściach ma postać:Stosunek mocy odbitej od elementu P R do mocy padającejP 0 jest związany z elementami macierzy transmisji następującymwzorem:Macierz transmisji układu szeregowo połączonych elementówoptycznych jest równa iloczynowi macierzy kolejnychelementów.Macierz transmisji zwierciadła jest równa [5]:gdzie: R jest współczynnikiem odbicia zwierciadła (liczonymw jednostkach mocy), zaś T jest liczonym w jednostkachmocy współczynnikiem transmisji.Jeżeli zwierciadło jest bezstratne, spełniony jest warunekR+T=1. Dla przejścia światła przez ośrodek ciągłyo długości L, macierz transmisji wyraża się wzorem [5]:(2)(3)(4)natomiast n 2 oznacza współczynnik załamania światław płaszczu światłowodu, ω jest promieniem modu światłowodowegoprzy założeniu, że jest on gaussowski, θ to kąt nachyleniaświatłowodu.Układ pomiarowySchemat układu pomiarowego przedstawiony jest na rys. 1,a fotografię jego głównej części pokazano na rys. 2. Źródłemświatła jest laser półprzewodnikowy o obszarze czynnymw postaci pojedynczej studni kwantowej z InGaAs, której barieryzostały wykonane z GaAs (wykonany w Zakładzie Fizykii Technologii Struktur Niskowymiarowych ITE ). Laser pracowałw reżimie impulsowym, długość impulsu wynosiła 2 µsprzy częstotliwości równej 0,5 kHz. Emitowana długość falibyła równa 990 nm.Wiązka wychodząca ze źródła wprowadzana jest w ukła -dzie pomiarowym z rys. 2 poprzez układ optyczny złożonyz soczewki cylindrycznej i kolimatora do jednego z wejśćsprzęgacza światłowodowego 2 x 2 (Thorlabs FC980-50B-FC). Moc średnia wprowadzonego sygnału dla pojedynczegopiku była rzędu 1µW.Wnęka rezonansowa w układzie powstaje między jednymz wyjść sprzęgacza, a badaną próbką. Próbka umieszczonajest na przesuwie piezoelektrycznym (Thorlabs NF5DP20/M),który umożliwia kontrolowanie długości wnęki. Drugie wyjściesprzęgacza zanurzone jest w glicerynie w celu zminimalizowaniaodbić.Sygnał odbity od wnęki powstałej przy próbce jest sczytywanyza pomocą analizatora widma optycznego (ANDOAQ6317B), podłączonego do drugiego wejścia sprzęgacza.Dla próbek o stosunkowo dużej powierzchni możliwe byłooszacowanie kąta nachylenia między próbką, a wyjściemświatłowodu. Był on wyznaczany poprzez wykonanie pomiarudla czterech punktów tworzących kwadrat na powierzchnipróbki. Następnie porównywane były przesunięcia maksimówi minimów mocy odbitej, co było przeliczane dla każdego z badanychpunktów na różnicę odległości od końca światłowodu.84 ELEKTRONIKA 5/2009

a)Rys. 1. Schemat układu pomiarowego zbudowanego do pomiaruwspółczynnika załamania powłoki antyrefleksyjnej nałożonej naprzednie zwierciadło diody laserowejFig. 1. Schematic diagram of the measurement set-up used to measurerefractive index of the antireflection coating deposited on thefront mirror of a diode laserb)Rys. 3. Wykres zależności mocy odbitej P od długości wnęki rezonansowejd: a) wyniki uzyskane doświadczalnie dla zwierciadła owspółczynniku odbicia 0,08, b) wyniki eksperymentu komputerowegoFig. 3. Dependence of the reflected power P on the length of the resonantcavity d: a) experimental results obtained for a mirror with areflectivity of 0.08, b) results obtained in the computer experimentRys. 2. Fotografia fragmentu układu pomiarowegoFig. 2. Photograph of a detail of the measurement set-upWynikiW celu przetestowania metody pomiarowej wykonano badaniatrzech próbek o różnych wartościach współczynnika odbicia.Uzyskane wyniki porównano z wynikami pomiaru otrzymanymiza pomocą spektrometru Perkin Elmer Lambda 9.Na rysunku 3. przedstawiono wykresy zależności mocyodbitej od długości wnęki dla pierwszej próbki. W części a) sąto wyniki uzyskane doświadczalnie, natomiast w części b) dopasowanedo nich wyniki eksperymentu komputerowego. Kątnachylenia próbki względem światłowodu był w tym przypadkurówny 0,5°, a wyznaczony współczynnik odbicia miałwartość 0,08.Porównanie wyników otrzymanych na podstawie pomiarów wykonanychw układzie z rys. 1. z wynikami otrzymanymi za pomocą spektrometruComparison of the results obtained with the system of Fig. 1 andthose measured with a spectrometerNr próbkiWspółczynnik odbiciawyznaczony poprzezbadanie modulacji wnękiWspółczynnik odbiciawyznaczony za pomocąspektrometru1 0,08 0,0742 0,26 0,2663 0,29 0,309W tabeli przedstawiono wyznaczone tą metodąwspółczynniki odbicia od płytek testowych oraz wyniki otrzymanez pomiarów za pomocą spektrometru. Różnica międzywynikami otrzymanymi przy użyciu tych dwóch metod jestniższa niż 10%.PodsumowaniePrzedstawiona w artykule metoda pomiaru współczynnika odbiciapozwala na wyznaczenie tej wielkości z dokładnościąwiększą niż 10%, co jest w pełni wystarczające do celów praktycznych.Jej zaletą jest możliwość przeprowadzenia pomiaruna powierzchni wyznaczonej przez średnicę rdzeniaświatłowodu zastosowanego w układzie pomiarowym. Jest towymiar porównywalny z polem obszaru czynnego na powierzchnizwierciadła lasera o konstrukcji krawędziowej. Opisanametoda znajduje zastosowanie w technologii diodlaserowych o takiej konstrukcji.Literatura[1] Chen G.,Tien C. L.: Facet heating of quantum well lasers. J. Appl.Phys. vol.74 (4), 1993, pp.2167-2174.[2] Mroziewicz B., Zbroszczyk M., Bugajski M .: Analysis of thresholdcurrent and wall-plug efficiency of diode lasers with asymmetricfacet reflectivity. Opt. and Quantum Electron., vol.36,2004, pp.443-457.[3] Mroziewicz B.: External cavity wavelength tunable semiconductorlasers-a review. Opto-Electron. Rev., vol.16 (4) 2008, pp.347-366.[4] Wang J.: New Method to Measure Facet Reflectivity of Antireflection(AR)-coated Laser Diodes and LEDs. Electron. Lett.vol.21, 1985, pp. 929-931.[5] Coldren L., Sorzine S.: Diode Lasers and Photonic IntegratedCircuits. John Wiley & Sons, New York, 1995[6] Marcuse D.: Loss Analysis of Single-Mode Fiber Splices. BellSyst. Tech. J., vol. 56, 1977, pp.703-718.ELEKTRONIKA 5/2009 85

System detekcji gazów wykorzystującylasery kaskadowemgr inż. MARCIN MICZUGA, dr inż. MIROSŁAW KWAŚNYWojskowa Akademia Techniczna, Instytut Optoelektroniki, WarszawaW ostatnich 20. latach obserwuje się gwałtowny wzrost zainteresowaniaczujnikami optycznymi i ich aplikacjami w ochronieśrodowiska, medycynie, technice wojskowej. badaniachatmosfery, poszukiwaniach gazu ziemnego i ropy naftowej.Postępy w technologii laserów w obszarze bliskiej i średniejpodczerwieni oraz spektroskopowych metodach detekcjiumożliwiają wykrywanie śladowych zanieczyszczeń gazowychna poziomie ppm (część na milion) i ppb (część na miliard).Kwantowe lasery kaskadowe (Quantum Cascade Lasers- QCL’s) zostały po raz pierwszy zaprezentowane przez LaboratoriumBella w 1994 r. Od tamtego czasu dzięki postępowijaki dokonał się w technologii ich wytwarzania orazpoprawie ich parametrów technicznych, stały się one jednymiz powszechnie stosowanych źródeł promieniowania IR. Praktycznezastosowanie tych laserów zostało przyspieszonedzięki korzyściom, jakie może przynieść ich wykorzystaniew takich dziedzinach jak: dalmierze laserowe, elektroniczneśrodki przeciwdziałania, telekomunikacja oraz detekcja substancjichemicznych. Na tym ostatnim polu największe korzyścimożna osiągąć w wyniku połączenia laserówkaskadowych z obecnie znanymi metodami detektekcjigazów. Dzięki temu możliwe jest osiągnięcie bardzo dużejczułości i selektywności układów detekcji substancji chemicznych.Układy takie mogą znaleźć szerokie zastosowaniew monitoringu środowiska naturalnego, ochronie zdrowiai diagnostyce medycznej, przemyśle zbrojeniowym orazurządzeniach stosowanych w systemach bezpieczeństwa.Praktyczne wykorzystanie laserów kaskadowych w spektroskopiinastąpiło we wczesnych latach dziewięćdziesiątychXX w. wraz z dążeniem do wykorzystania w spektroskopiiźródeł promieniowania obejmujących pełny zakres widmowyśredniej podczerwieni 3...25 µm. W wyniku tego powstałydwie metody bezpośredniej spektroskopii absorpcyjnej. Metodyte, znane jako spektroskopia z przestrajaniem międzyimpulsowymoraz spektroskopia z przestrajaniemwewnątrzimpulsowym, rozwijane były w celu maksymalnegowykorzystania zalet laserów kaskadowych używanychw spektrometrach.W spektroskopii międzyimpulsowej wykorzystuje się laserkaskadowy pracujący w trybie impulsowym, co umożliwia jegopracę w temperaturze pokojowej lub zbliżonej. Laser generujeultrakrótkie impulsy promieniowania quasi-monochromatycznego.Pomiędzy kolejnymi impulsami promieniowanianastępuje zmiana długości fali generowanego promieniowaniaw wybranym oknie spektralnym. Jest to realizowane poprzezzmianę prądu sterującego pracą lasera. Pracaimpulsowa lasera skutkuje zmianą długości fali generowanegoprzez laser promieniowania w trakcie impulsu, co prowadziw konsekwencji do poszerzenia linii widmowej laserai zmniejszenia rozdzielczości spektralnej. Aby zjawisko to zminimalizowaćkonieczne okazało się ograniczenie szerokościimpulsów generowanych przez laser do kilkudziesięciu nmoraz utrzymanie amplitudy impulsu blisko progu wzbudzenialasera. Typowy zakres przestrajania lasera osiągany w tej metodziewynosi 1...2 cm -1 , natomiast okres powtarzania impulsówzawiera się w granicach od dziesiątek Hz do kHz [1,2].Przestrajanie międzyimpulsowe jest bardzo często wykorzystanew spektroskopii. Jednak zawartość szumów w generowanychimpulsach laserowych oraz mały okrespowtarzania impulsów nie pozwalają osiągać tak wysokiejczułości spektrometrom stosujących metodę, jaka jestosiągana w innych technikach spektroskopowych [3].W spektroskopii wewnątrzimpulsowej, podobnie jakw spektroskopii międzyimpulsowej, wykorzystuje się laserpracujący w trybie impulsowym w temperaturze pokojowej.Jednak w tym przypadku nie przeciwdziała się zmianomczęstotliwości wewnątrz impulsu, zamiast tego częstotliwośćsygnału wewnątrz impulsu jest zmieniana w określonym zakresie.Szerokość generowanego w tej metodzie impulsuwynosi do kilku µs, natomiast amplituda prądu płynącegoprzez strukturę lasera wynosi kilka A powyżej progu wzbudzenia,co powoduje lokalne nagrzewanie się strukturyiwkonsekwencji zmianę częstotliwości generowanego promieniowania.Typowy zakres przestrajania zawiera sięw 4...6 cm -1 . Rozdzielczość spektralna w tym przypadkuokreślana jest przez chwilową szerokość linii widmowej lasera,która zmienia się wraz z długością fali. Typowy laserkwantowy, pracujący ze zmianą częstotliwości wewnątrz impulsupozwala osiągnąć rozdzielczość spektralną większąniż 0,001 cm -1 . Jest to rozdzielczość znacznie większa niżw metodzie z międzyimpulsową zmianą częstotliwości.Częstotliwość powtarzania impulsów może dochodzić do100 kHz, co umożliwia uśrednianie widma i zapewnia doskonałystosunek S/N [4,5].Postęp, jaki dokonał się w spektroskopii laserowej dziękiwykorzystaniu laserów kaskadowych oraz technologii przestrajaniawewnątrzimpulsowego otworzył nowe możliwościpraktycznego zastosowania bezpośredniej spektroskopii absorpcyjnej.Możliwość przestrajania lasera kaskadowegow szerokim zakresie długości fali generowanego promieniowania(wartości większe o rząd niż innych laserów półprzewodnikowych)umożliwia wykrywanie pięciu lub sześciurodzajów gazów za pomocą spektrometru wykorzystującegojeden laser. Pozwala to na zastosowanie spektrometrów laserowychw takich dziedzinach, jak ochrona zdrowia i monitoringśrodowiska. Do czasu opracowania i wprowadzenia doprodukcji laserów kaskadowych, laserowe spektrometry absorpcyjnebyły wykorzystywane rzadko w tych dziedzinach zewzględu na konieczność stosowania złożonych układów wielolaserowychi wynikającą z tego wysoką cenę spektrometrów.Szeroki zakres przestrajania oraz bardzo dużaselektywność mogą zostać wykorzystane w systemach spektrometrówwielolaserowych w celu uzyskania szerokopasmowegopokrycia spektralnego umożliwiającego identyfikacjękompleksów ciężkich molekuł, znajdujących się m.in. w toksynachchemicznych, materiałach wybuchowych oraz narkotykach.Duży zakres dynamiczny, bardzo wysoka czułośćoraz duża odporność na uszkodzenia i wysoka niezawodnośćwynikająca z zastosowania technologii półprzewodnikowej eliminujewiele problemów technologicznych i ograniczeń występującychw innych stosowanych w tych dziedzinachspektrometrach [6].86 ELEKTRONIKA 5/2009

Znaczącym krokiem w kierunku wykorzystania spektrometróww wymienionych dziedzinach jest wykorzystanie przybudowie spektrometrów nowych elementów konstrukcyjnychi technologii. Rozwój nowatorskich miniaturowych zintegrowanychsystemów laserów kaskadowych mogących pracowaćzarówno w trybie z przestrajaniem wewnątrzimpulsowym,jak i międzyimpulsowym, wykonywanych z interfejsami typuplug-and-play oraz zintegrowanymi układami optycznymiznacznie obniżył cenę oraz zwiększył niezawodność spektrometrówabsorpcyjnych. Opracowanie innowacyjnych elementówoptycznych na zakres średniej podczerwieni używanychw laserach kaskadowych jest krokiem w kierunku powszechnegowykorzystania tych laserów w przemyśle. Wykorzystaniew konstrukcji laserów kaskadowych wysokiej jakości zintegrowanychukładów impulsowych charakteryzujących sięmałymi czasami narastania oraz opadania impulsu zapewniawysoką astabilność laserom kaskadowym, natomiast wykorzystanieinterfejsu USB umożliwia pełną kontrolę parametrówpracy spektrometru.Postęp, jaki dokonał się w technologii laserów kaskadowychi spektrometrach w połączeniu z nowymi technikami wykorzystywanymiw spektroskopii, takimi jak spektroskopiaz przestrajaniem wewnątrzimpulsowym, stanowi znaczny krokw zwiększeniu czułości, szybkości dokonywania analizy, zdolnościidentyfikacji gazów oraz zmniejszeniu rozmiarów i kosztówspektrometrów absorpcyjnych.Opis systemu do detekcji gazówSystem detekcji gazów wykorzystujący lasery kaskadowezostał opracowany i wykonany w Instytucie OptoelektronikiWojskowej Akademii Technicznej. Przyrząd ma charakter modułowyz możliwością wymiany źródeł promieniowania i aplikacjido wykrywania większej liczby analizowanych związkówchemicznych.W systemie zaimplementowano dwie metody analizygazów bazujące na bezpośredniej spektroskopii absorpcyjnej.Pierwszą z metod jest spektroskopia absorpcyjna ze zmianądługości fali promieniowania IR emitowanego przez laser kaskadowypomiędzy kolejnymi impulsami generowanymi przezprzyrząd (tzw. spektroskopia z przestrajaniem międzyimpulsowym).W metodzie tej laser generuje krótkie impulsy promieniowania(około 10 ns) z częstotliwością powtarzaniarówną około 1 MHz. Każdy impuls jest jednym prążkiemw widmie absorpcyjnym. Drugą jest metoda, w której długośćfali promieniowania IR emitowanego przez laser kaskadowyzmieniana jest w trakcie trwania impulsu laserowego (tzw.spektroskopia z przestrajaniem wewnątrzimpulsowym).W metodzie tej laser generuje długie impulsy promieniowania(500 ns - kilku µs), a widmo absorpcyjne uzyskiwane jest podczastrwania jednego impulsu lasera. Metoda ta wymaga zastosowaniaszybkiego detektora.Schemat blokowy opracowanego i wykonanego systemudetekcji gazów przedstawiono na rysunku. Źródłem promieniowaniaIR w układzie są obecnie moduły laserów kaskadowychLM-03-D firmy Cascade Technologies. Moduły temontowane są w hermetycznych obudowach. Chłodzeniestruktur laserowych odbywa się za pomocą wbudowanejchłodziarki Peltiera. Ciepło z elementu Peltiera odprowadzanejest poprzez chłodzenie strumieniem powietrza.Wykonanie modułów ze zintegrowanymi obwodami impulsowymioraz odpowiednim ekranowaniem RF pozwala osiągnąćwysoką stabilność czasu trwania generowanego impulsu, jegoamplitudy, częstotliwości powtarzania oraz cyklu roboczego. Moduływyposażone są na wyjściu optycznym w antyrefleksyjną mikrooptykęo małej aberracji, wykonaną z ZnSe, zapewniającąskolimowaną wiązkę laserową o średnicy 4 mm.W systemie wykorzystuje się dwa rodzaje laserów kaskadowych.Pierwszy z nich generuje promieniowania IRo długości fali 5,25 µm (liczba falowa 1904 cm -1 ). Laser tenSchemat blokowy systemu detekcji gazów Schematic view of gas detection systemELEKTRONIKA 5/2009 87

umożliwia wykrycie monotlenku azotu NO oraz pary wodnejH 2 O. Maksymalna moc szczytowa generowana przez laserwynosi 546 mW (cykl pracy 5%). Typowa częstotliwość powtarzaniaimpulsów wynosi 100 kHz, maksymalna natomiast150 kHz. Typowa długość impulsu generowanego przez laserjest równa 500 ns, maksymalna 1000 ns.Drugi laser generuje wiązkę promieniowania IR o długościfali 7,85 µm (liczba falowa 1274 cm -1 ). Laser ten umożliwiawykrycie pary wodnej H 2 O, metanu CH 4 , podtlenku azotuN 2 O, acetylenu C 2 H 2 oraz siarkowodoru H 2 S. Maksymalnamoc szczytowa generowana przez laser wynosi 102,32 mW(cykl pracy 5%). Typowa długość impulsu generowanegoprzez laser równa jest 500 ns, maksymalna 1000 ns. Typowaczęstotliwość powtarzania impulsów wynosi 100 kHz, maksymalnanatomiast 150 kHz.Moduły laserowe sterowane są za pomocą fabrycznegosterownika LS-03-D. Jest to sterownik laserowy umożliwiającypracę laserów w zakresie wysokich mocy i cyklów pracy.Długość impulsu sterującego można zmieniać w zakresie od10 ns do 5 µs, co pozwala na pracę sterowanego lasera w trybieimpulsowym lub quasi-CW. Sterownik steruje także chłodziarkąPeltiera montowaną w modułach laserowych. Modułsterownika, podobnie jak moduł lasera, umieszczony jestw kompaktowej obudowie.Sterownik umożliwia ciągłe przestrajanie długości fali promieniowaniagenerowanego przez laser kaskadowy w zakresiedo 8 cm -1 (50 nm). Wykonany jest on w technologiiplug-and-play - sterowanie wszystkimi parametrami odbywasię za pośrednictwem oprogramowania pracującego pod systememoperacyjnym Windows ® . Urządzenie ma także sterownikiumożliwiające jego kontrolę za pośrednictweminterfejsu Labview.W przypadku wykrywania gazów z wykorzystaniem metodyz przestrajaniem wewnątrzimpulsowym laser kaskadowysterowany jest wyłącznie ze sterownika LS-03-D. Parametryimpulsów IR generowanych przez laser ustalane są za pomocąoprogramowania firmy Cascade Technologies pracującegow środowisku Windows ® XP, zainstalowanego nakomputerze PC. Komunikacja komputera ze sterownikiem odbywasię odbywa się poprzez złącze USB.W przypadku detekcji gazów z wykorzystaniem metodyz przestrajaniem międzyimpulsowym do sterownika LS-03-Ddoprowadzany jest zewnętrzny sygnał synchronizujący z komputeraTL-BOX500 wyzwalający impulsy promieniowania IRgenerowane przez laser kaskadowy. Dodatkowo do modułulasera doprowadzany jest synchronicznie napięciowy przebiegpiłokształtny, powodujący szybkie przestrajanie długościfali promieniowania IR generowanego przez laser. Każdy impulsgenerowany przez laser ma inną długość fali. KomputerTLBOX-500 jest jednopłytowym przemysłowym komputeremPC. Wyposażony jest w dwie karty akwizycyjno-pomiarowefirmy National Instruments. Karta NI PCI 6111E służy do sterowaniapracą lasera kaskadowego (synchronizacji sterownikaoraz generacji napięciowego przebiegu piłokształtnego)oraz akwizycji danych pomiarowych z detektora. Dodatkowow komputerze zainstalowana jest karta NI PCI 6024 umożliwiającamonitorowanie ciśnienia i temperatury w komórceo wielu przejściach.Pracą systemu, w przypadku detekcji gazów z wykorzystaniemmetody z przestrajaniem międzyimpulsowym, sterujeoprogramowanie TDL-Wintel opracowane przez firmę AerodyneReserch, Inc. Oprogramowanie to pracuje obecnie,zgodnie z zaleceniami producenta, w środowisku Windows ®2000. Umożliwia ono przestrajanie długości fali promieniowaniagenerowanego przez laser, synchroniczne monitorowaniedetektora, monitorowanie temperatury i ciśnienia badanejpróbki gazu, programową kontrolę wszystkich parametrówtoru pomiarowego, generację widma absorpcji na ekranie monitoraw czasie rzeczywistym oraz jego analizę oraz wyznaczeniezmiany koncentracji badanego gazu w funkcji czasu.Możliwe jest także ustawienie długości fali promieniowaniagenerowanego przez laser na wymaganej linii absorpcyjnejoraz współpraca z etalonem umieszczonym w torze optycznymsystemu. Wyniki analizy (widma absorpcyjne, koncentracjagazu w funkcji czasu) zapisane są w formacieumożliwiającym ich dalszą obróbkę za pomocą odpowiedniegooprogramowania.Wiązka promieniowania IR generowanego przez laserkaskadowy kierowana jest do komórki o wielu przejściach,w której zachodzi jego absorpcja przez badany gaz. W torzeoptycznym systemu, na drodze pomiędzy laserem kaskadowymoraz komórką o wielu przejściach, umieszczony jest etalon.Jego zadaniem jest wydzielenie z szerokiej linii widmowejlasera wąskich prążków widmowych, które mogą zostać wykorzystanedo detekcji gazów. Jest to etalon germanowyo średnicy 10 mm oraz długości 25 mm. Powierzchnie płasko-równoległe etalonu nie są pokrywane warstwami odbijającymi.Współczynnik odbicia takiego etalonu na styku powietrze- Ge równy jest 36%.W systemie detekcji gazów wykorzystana została komórkao wielu przejściach 16-V firmy Infrared Analysis, Inc. Ma onamożliwość zmiany długości drogi optycznej z krokiem równym1 m. Maksymalna długość drogi optycznej wynosi 16 m.Całkowita objętość komory komórki wynosi 2,5 l. Obudowakomórki ma postać cylindra wykonanego ze szkła borokrzemianowegoo wysokości 34 cm i średnicy wewnętrznej 10 cm.Komórka ta jest typu Whitea. Ma trzy lustra z naniesionąwarstwą ochronną złota. Długość drogi optycznej zmienianajest za pomocą zewnętrznego pokrętła umieszczonego wobudowie komórki. Lustra wewnętrzne zamontowane są nametalowych suportach wykonanych z anodowanego aluminium.Wprowadzenie i wyprowadzenie wiązki lasera do komórkiodbywa się poprzez okna o średnicy 25 mm wykonanez chlorku potasu.Do wprowadzenia i wyprowadzenia wiązki promieniowaniaIR z komórki służą dwa zwierciadła płaskie. Zwierciadła temają możliwość regulacji położenia za pomocą śrub o małymskoku. W górnej części komórki zamontowane są dwa zaworywykonane ze stali nierdzewnej. Od jednego z zaworów doprowadzonajest metalowa rurka do dolnej części komory komórkisłużąca do wprowadzania gazu. Dzięki takiemurozwiązaniu możliwy jest równomierny przepływ badanegogazy w komorze. Komórka ma także wskaźnik ciśnienia gazu.Wiązka promieniowania IR odbijana jest na drodze optycznejkomórki poprzez trzy lustra w systemie Whitea. Pozwalato na uzyskanie przejść wielokrotnych będących wielokrotnościączterech przejść. W komórce Whitea wiązka promieniowaniaze źródła IR skupiana jest w otworze wejściowym.Następnie rozproszona wiązka biegnie do pierwszego lustraobiektywowego, które skupia ją na lustrze obrazowym znajdującymsię w dolnej części komórki. Odbita od tego lustrawiązka ulega ponownemu rozproszeniu i pada na drugie lustroobiektywowe, które kieruje ją na zewnątrz komórki (przyczterech przejściach) lub ponownie na lustro obrazowe (przywiększej liczbie przejść).Długość drogi optycznej wiązki promieniowania IR w komórcerówna jest liczbie przejść wielokrotnych pomnożonychprzez bazową odległość pomiędzy lustrami komórki wynoszącą25 cm. Przy czterdziestu przejściach długość drogioptycznej równa jest 1 m, natomiast przy maksymalnej licz-88 ELEKTRONIKA 5/2009

ie przejść równej 64 wynosi 16 m. Długość drogi optycznejw komórce jest zmieniana poprzez zmianę położenia jednegoz luster obiektywowych za pomocą pokrętła umieszczonegow górnej części obudowy komory.Wiązka promieniowania IR z komórki o wielu przejściachkierowana jest do detektora PVI-2TE firmy VIGO System. Jestto szybki detektor fotowoltaniczny z dwustopniowym termoelektrycznymukładem chłodzenia o szerokim zakresie dynamicznym.Detektor ma soczewkę immersyjną wykonanąz CdZnTe. Zamontowany jest w zmodyfikowanej obudowieTO-8, okno wykonane jest z fluorku baru.Detektor jest zintegrowany i współpracuje z niskoszumowym,szerokopasmowym transimpedancyjnym przedwzmacniaczemtypu VPAC-1000F. Wzmacniacz ma zintegrowaneukłady polaryzacji napięciem stałym o poziomie wymaganymdo optymalnej pracy detektorów. Przedwzmacniacz charakteryzujesię małymi wymiarami, szerokim pasmem, dużą precyzjąkonwersji I-U oraz małym poziomem szumów. Detektorychłodzone są za pomocą chłodziarki STCC-04. Jest to chłodziarkatermoelektryczna. Stabilność temperatury chłodzonegoza pomocą chłodziarki detektora wynosi ±0,01°C. Chłodziarkadostarcza także niskoszumowego zasilania do zintegrowanychprzedwzmacniaczy VPAC-1000F.W systemie wykorzystuje się dwa rodzaje detektorów. DetektorPVI-2TE-5 jest detektorem optymalizowanym nadługość fali równą 5 µm. Obszar aktywny detektora wynosi0,25 x 0,25 mm. Detekcyjność detektora równa jest5,0E+10 cmHz 1/2 /W. Detektor ten jest zintegrowany zewzmacniaczem VPAC1000F, który charakteryzuje się transimpedancjąrówną 36E+3 V/A oraz trzydecybelowym pasmemrównym 0,01...1000 MHz. Detekcyjność detektora wrazz przedwzmacniaczem równa jest 3,3E+10 cmHz 1/2 /W. Drugidetektor optymalizowany jest na długość fali równą 10,6 µm.Jego obszar aktywny wynosi 0,25 x 0,25 mm. Detekcyjnośćrówna jest 6,7E+9 cmHz 1/2 /W. Zintegrowany z detektoremprzedwzmacniacz VPAC1000F charakteryzuje się transimpedancjąrówną 8,8E+3 V/A, pasmem trzydecybelowym wynoszącym0,001...1000 MHz. Detekcyjność detektora wrazz przedwzmacniaczem równa jest 6,6E+9 cmHz 1/2 /W.W przypadku wykorzystania do detekcji gazów metodyz przestrajaniem międzyimpulsowym sygnał z detektora przesyłanyjest do karty NI PCI 6111E znajdującej się w komputerzeTL - BOX 500 i poddawany dalszej analizie za pomocą oprogramowaniaTDL-Wintel. W przypadku detekcji gazów z wykorzystaniemmetody z przestrajaniem wewnątrzimpulsowymsygnał z detektora przesyłany jest do przetwornika A/C AV1500.Jest to szybki przetwornikiem A/C mający możliwość uśrednianiasygnału. Wykonany jest w technologii plug-and-play,sterowanie przetwornikiem oraz akwizycja danych do komputeraPC odbywa się poprzez złącze USB. Jednokanałowyprzetwornik o 8-bitowej rozdzielczości z możliwością przetwarzaniasygnału wejściowego w zakresie od ±10 mV do ±1,5 V.Układ może przetwarzać sygnał o paśmie do 650 MHz.Maksymalna częstotliwość próbkowania wynosi 1 GS/s. Przetwornikma także możliwość uśredniania sygnału. Sterowanyjest za pomocą oprogramowania firmy Cascade Technologiespracującego pod systemem operacyjnym Windows ® XP. Doprzetwornika przesyłany jest sygnał synchronizujący ze sterownikaLS-03-D. Przetworzony na postać cyfrową sygnał jestprzesyłany następnie do komputera PC, gdzie jest poddawanyanalizie za pomocą dedykowanego oprogramowania analizydanych w celu wyznaczenia widm absorpcyjnych badanychgazów oraz określenia ich koncentracji. Sygnał analogowyz detektora IR można monitorować na czterokanałowym oscyloskopiecyfrowym DSO 7054A.W systemie detekcji gazów zaimplementowana zostałabaza danych właściwości absorpcyjnych wybranych związkówchemicznych, utworzona na podstawie badań własnych i danychliteraturowych (gazy przemysłowe) oraz na podstawiedanych literaturowych (bojowe środki trujące). Obecnie istniejewiele baz danych widm absorpcyjnych podstawowychsubstancji w zakresie IR, praktycznie jednak dane z amerykańskichinstytutów - NIST (National Institute of Standardsand Technology) oraz PNNL (Pacific Northwest National Laboratory)EPA (Environmental Protection Agency) stanowiąwzorce. Bazy te były otrzymywane za pomocą techniki FTIR,pomiary dokonywane były z maksymalną rozdzielczością około0,125 cm -1 i z wykorzystaniem komórek wielokrotnych przejśćtypu Whitea o drodze optycznej 3...14 m.Badania własne gazów (NH 3 , CO, CO 2 , SO 2 , NO x ) przeprowadzanoza pomocą spektrometru FTIR typu Optica 2000firmy Perkin-Elmer. Maksymalna rozdzielczość spektralna wynosiłaokoło 0,12 cm -1 . Do badań użyto komory wielokrotnychprzejść o drodze optycznej 5...14 m.W laboratorium, ze względów bezpieczeństwa nie wyznaczanocharakterystyk absorpcyjnych BST, współczynniki absorpcjipodano wykorzystując dane literaturowe z ośrodków PNNLi NIST [7-9]. W bazie danych zawarte są widma absorpcyjne następującychbojowych środków trujących: sarin, cyklosarin,soman, tabun, VX, luizyt, iperyt siarkowy oraz iperyt azotowy.Baza danych zawiera także widma absorpcyjne materiałówwybuchowych. Nie wszystkie materiały wybuchowemają pasma absorpcji charakterystyczne dla tlenków azotu.Takie materiały, jak HDX i RDX, charakteryzują się pasmamiabsorpcyjnymi o odmiennej charakterystyce niż materiały typunitrogliceryna czy trotyl.Wymienione wcześniej widma otrzymane były z rozdzielczościąokoło 0,1 cm -1 . Widma te umożliwiają jedynie wstępnerozpoznanie i wydzielenie pasma absorpcyjnego, przy którymprowadzona będzie analiza gazu. W przypadku układów detekcjigazów wykorzystujących lasery kaskadowe pracującew trybie impulsowym osiąga się rozdzielczość równą 0,01 cm -1 .Prezentowany system do detekcji gazów ma możliwośćsymulacji widm absorpcyjnych wybranych gazów lub ich dowolnychmieszanin przy zadanych warunkach pomiarowych(długość drogi optycznej, temperatura oraz ciśnienie w komórce)z rozdzielczością do 0,001 cm -1 . Do symulacji wykorzystywanejest oprogramowanie Hitran posiadającezaimplementowaną bazę danych widm absorpcyjnych gazóworaz ich mieszanin.PodsumowanieW pracy przedstawiono system detekcji gazów na poziomiewykrywalności subb-ppm wykorzystujący jako źródła promieniowaniaIR lasery kaskadowe. Opisano dwie podstawowemetody detekcji gazów, w których wykorzystuje się lasery kaskadowe:metodę ze zmianą długości fali promieniowania emitowanegoprzez laser w trakcie czasu trwania impulsu orazmetodę ze zmianą długości fali promieniowania pomiędzy kolejnymiimpulsami laserowymi.Przedstawiono budowę oraz możliwości pomiarowe systemu.Opisano bazę danych widm absorpcyjnych gazów zaimplementowanąw systemie oraz możliwości symulacji widmabsorpcyjnych o wysokiej rozdzielczości.Praca została wykonana w ramach projektu badawczego nr PBZ -MNiSW 02/I/2007 pod tytułem: Zaawansowane technologie dlapólprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni, finansowanegoprzez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego.ELEKTRONIKA 5/2009 89

Literatura[1] McManus J. B. i in.: A high precision pulsed quantum cascadelaser spectrometer for measurement of stable isotopes of carbondioxide. Journa of Modern Optics vol. 52, no 16, 2005, 2309- 2321.[2] Tanimura S. i in.: Tunable diode laser absorption spectroscopystudy of CH3CH2OD/D2O binary condensation in a supersonicLaval nozzle. J. Chem. Phys. 127, (3), 2007, 034305 (13).[3] Kroon P. S. i in.: Suitability of quantum cascade laser spectroscopyfor CH4 and N2O eddy covariance flux measurements. Biogeosciences,4, Special issue, 2007, 715-728.[4] McCulloch M. T., Langford N., Duxbury G.: Real-time trace-leveldetection of carbon dioxide and ethylene in car exhaust gases.Applied Optics 44, 2005, 14.[5] McCulloch M. T. i in.: Highly sensitive detection of trace gasesusing the time-resolved frequency downchirp from pulsed quantum-cascadelasers. Journal of the Optical Society of America B20, 2003,1761.[6] Duxbury G. i in.: Highly Sensitive detection of Trace Gases UsingPulsed Quantum Cascade Lasers. SPIE proceedings, 2002.[7] Sharpe S. W. i in.: Creation of 0,1 cm cm-1 resolution, Quantitative,Infrared spectral Libraries for gas samples. Proc SPIE, vol.4577, (2001), 12-24.[8] Chou M.i in.: The Nist Quatitative Infrared Database. J. of Researchof the National Institute of Standards and Technology,104, 1999, 59-81.[9] Flanigan D. F.: The Spectral Signatures of Chemical Agent Vaporsand Aerosols. CRDEC-TR-85002, 1985.Wykrywanie układów prowadzenia pociskóww wiązce laserowejdr inż. JAN PIETRZAK, dr inż. MIROSŁAW KWAŚNYWojskowa Akademia Techniczna, Instytut Optoelektroniki, WarszawaRozwój różnych urządzeń pola walki wykorzystującychw swym działaniu lasery sprawia, że w ślad za nim stale postępujerównież rozwój układów wykrywania tych zagrożeń.Można tu wyróżnić trzy podstawowe grupy urządzeń: dalmierzelaserowe, oświetlacze laserowe i układy prowadzenia pociskówppanc/plot w wiązce laserowej (metoda LBR - LaserBeam Reading). Historycznie ta ostatnia grupa wojskowychzastosowań laserów pojawiła się najpóźniej i dlatego też jeszczenie wszyscy producenci układów ostrzegania oferują wykrywaniedziałania tych urządzeń [1,2]. Jest to jednakperspektywiczna metoda sterowania pociskami i daje różneciekawe możliwości, np. znaczne skrócenie czasu lotu pocisku,czy brak możliwości zakłócania toru jego lotu. Te cechymetody LBR stanowią wyzwanie dla konstruktorów układówostrzegających o promieniowaniu laserowym LWR (LaserWarning Receivers). Nie jest również oczywiste czy wszystkiepotencjalnie możliwe do użycia w tej metodzie źródła laserowemożna wykryć odpowiednio wcześnie na obecnym etapierozwoju technologicznego wymaganych detektorów.Ponieważ wszystkie stosowane źródła laserowe pracująw zakresie podczerwieni w badaniach modelowych układówLWR wykorzystuje się lasery z tego zakresu spektralnegoo małej energii lub mocy. Doskonałym narzędziem w tych badaniachwydają się być nowe konstrukcje laserów kaskadowych.Opis metody sterowaniaSterowanie lotem pocisku metodą LBR jest używane głównie wpociskach przeciwpancernych i przeciwlotniczych. Aparaturakierowania służy do formowania wielokanałowego, odpornegona zakłócenia systemu kierowania pociskiem za pomocą laserowegopola informacyjnego. Poglądowo przedstawia rys. 1.Pocisk to rakieta z kumulacyjną lub rdzeniową głowicą bojową,wyposażona w lotki aerodynamiczne do sterowanialotem pocisku oraz własny silnik rakietowy, przeznaczony donadania mu odpowiedniej szybkości marszowej. W czasie lotupocisk może obracać się wokół własnej osi. Wysyła też promieńświetlny przeznaczony do wizualnej indykacji pociskuw torze jego lotu.System kierowania i śledzenia ma dwa kanały: wizyjny i informacyjny.Głównym członem systemu jest operator, który zapomocą kanału wizyjnego zabezpiecza nakierowanie osi promieniowaniainformacyjnego na cel w czasie całego czasu lotupocisku. Schemat działania takiego systemu przedstawia rys. 2.Kanał informacyjny składa się z nadajnika wytwarzającegopromieniowanie laserowe, modulatora i systemu pankratycznego(zwanego także „zoom”). System pankratyczny zabezpieczazawężenie wiązki promieniowania w czasie lotupocisku tak, aby średnica pola kierowania w płaszczyźnieznajdowania się pocisku była w przybliżeniu stała (stała gęstośćstrumienia mocy padającej na detektory pocisku). Średnicata wynosi około 5 m (rys. 3).Aby zapewnić dużą skuteczność prowadzenia ognia(także w zmiennych warunkach atmosferycznych lub w warunkachzakłócania) potrzebny jest nie tylko odpowiedni poziomstrumienia mocy wiązki laserowej w płaszczyźnieodbiorników pocisku lecz również informacja o położeniu pociskuwzględem środka pola informacyjnego. Jest to realizowanemetodą przestrzennego i częstotliwościowegoformowania emitowanej wiązki ciągłego promieniowania laserowegopoprzez modulację impulsową promieniowaniaz częstotliwościami rzędu kilku/kilkunastu kHz (rys. 3). Pozwalato układom sterowania pocisku na korekcję jegopołożenia w przestrzeni.Rys. 1. Zasada kierowania ppk metodą LBR (prowadzenie w wiązce laserowej)Fig. 1. The way of LBR (laser beam reading) missile guiding90 ELEKTRONIKA 5/2009

W tabeli 1. zebrano kilka dostępnych parametrów produkowanychpocisków wykorzystujących do sterowania metodę LBR.Rys. 2. Schemat blokowy układu kierowania pociskiem ppanc metodąLBRFig. 2. Block scheme of LBR missile guiding methodPodstawowe dane taktyczno-techniczne.Parametry wykrywanego promieniowaniaW tabeli 1. przedstawiono dostępne i obliczone parametrykilku pocisków sterowanych metodą LBR [3].Tab. 1. Parametry wybranych pocisków prowadzonych w wiązce laserowejTabl. 1. Several LBR missiles parametersParametrTyp pociskuBASTION MAPATS MAF ŚWIR ADATSProducent Rosja IzraelWłochy/BrazyliaRosjaUSA/SzwajcariaZasięg min. [m] 100 65 300 100 -Zasięg maks. [m] 4000 5000 3500 4000> 8000pułap5 kmPrędkość średnia[m/s]250 185 187 350 -Prędkość maks.[m/s]Czas lotu do zasięgumaks. [s]330 315(263) 290 500 > 3 M16,0 27,0 18,7 11,4 ~10Typ kierowania LBR LBR LBR LBR LBRRozmiary polainformacyjnego∅ 5.4 m - - 5 x 5 m -Typ lasera Nd:YAG półprzewod.półprzewod.Nd:YAG CO 2Długość fali [mm] 1,06 0,9 0,9 1,06 10,6Moc lasera [W] 15 (cw) > 20 - - -Początkowa rozbieżnośćwiązkiKońcowa rozbieżnośćwiązkiPrzebijalność[mm]PrawdopodobieństwotrafieniaTyp głowicy20° - 6° - -1,35mrad550...60080% na4000 m- 1° - -> 800(tandemowa1000)> 800 650...700 -- - - -kumulacyjnakumulacyjnatandemowakumulacyjnakumulacyjnaplot.kumulacyjnaplot.Wynalezienie, rozwój i taktyka użycia wyrzutni pociskówsterowanych laserowo metodą LBR zmierza w kierunku skróceniaczasu ekspozycji wyrzutni i sterującego pociskiem operatora.Osiąga się to różnymi metodami: przez skrócenie czasulotu pocisku (obecnie 10...30 s do osiągnięcia zasięgu maksymalnego- tab. 1) oraz przez kierowanie laserowego pola informacyjnegow początkowej fazie lotu pocisku, poza obiektatakowany (rys. 1), a dopiero w dalszej fazie lotu utrzymywaniego na obiekcie. Także duży zakres zmienności rozbieżnościwiązki w czasie lotu pocisku (np. 260 razy dla pocisku Bastion)sprawia, iż w początkowym okresie lotu gęstość mocy sterującegopromieniowania laserowego, jeśli pada ono na obiektatakowany, jest bardzo mała na detektorach układu ostrzegania.W ten sposób dąży się do skrócenia czasu potrzebnegoprzeciwnikowi na wykrycie i reakcję na zagrożenie.Wybór parametrów charakterystycznychpromieniowania, istotnych dla wybranegosposobu jego detekcji i rozpoznaniaPodsumujmy teraz parametry promieniowania laserowego wykorzystywanegow układach prowadzenia pocisków w wiązcelaserowej (metoda LBR) istotne z punktu widzenia budowy wykrywaczatego promieniowania. Do cech tych należą:• różna długość fali emitowanego promieniowania w zależnościod rodzaju użytego lasera (0,8...11 µm). Obecniesą to lasery półprzewodnikowe w zakresie 0,85...0,95 µm,laser Nd:YAG 1,06 µm, laser Er:YAG 1,54 µm, laser CO 210,6 µm,• moc lasera (promieniowanie na fali ciągłej) (15...30 W),• impulsowa modulacja promieniowania (kodowanie)z różnymi częstotliwościami w różnych sektorach przestrzennychleżącymi w zakresie od kilku do kilkudziesięciukHz (5...20 kHz Bastion),• zmienna rozbieżność wiązki od kilkudziesięciu stopni dookoło 1 mrad (Θ =20°...1,35 mrad Bastion, 6...1° MAF),• rozmiary pola informacyjnego: średnica kilka metrów(D = 5,4 m - Bastion),• widzialność meteorologiczna od dobrej widzialności do lekkiejmgły,• zasięg kierowania: z = 0,1...5 km do celów naziemnych0,1...8 km do celów powietrznych,• czas lotu pocisku na odległość maks. (10...30 s),• prędkości maks. lotu pocisku: do celów naziemnych poniżejprędkości dźwięku: 290 m/s - MAF, 330 m/s - Bastion,315 m/s - MAPATS, do celów powietrznychnaddźwiękowe: 500 m/s - ŚWIR, 1000 m/s - ADATS,• taktyka użycia: laserowe pole informacyjne o zmiennejczęstotliwości modulacji i zmiennej gęstości mocy naobiekcie chronionym.Analiza przedstawionej metody kierowania pociskami orazcech używanego w niej promieniowania laserowego pozwalastwierdzić, że różni się ona zasadniczo od działania takichurządzeń wykorzystujących lasery, jak dalmierze i oświetlaczelaserowe emitujące pojedyncze, krótkie impulsy o dużychmocach szczytowych (około 1 MW). Różnice te dotyczą zarównomocy stosowanych laserów (różnica o kilka rzędówwielkości), rodzaju pracy lasera (impulsowa i ciągła), jak teżtaktyki użycia na polu walki. Te kilka rzędów wielkości różnicyw mocach urządzeń (4...5 rzędów) i rodzaju pracy lasera sprawia,że do detekcji sygnału laserowego towarzyszącego pociskowisterowanemu metodą LBR muszą być użyte innefotodetektory i elektroniczne układy wzmacniające niż w opisanychwcześniej polskich systemach SSC-1 i LWR-H do wykrywaniapromieniowania dalmierzy i oświetlaczy laserowych.ELEKTRONIKA 5/2009 91

Rys. 3. Przekrój poprzeczny wiązki w czasie lotu pocisku Fig. 3. Laser beam cross section during missile flyOkreślenie możliwości detekcji i wybórdetektoraDo dalszych rozważań i obliczeń przyjmijmy jako charakterystyczneparametry pocisku Bastion (ewent. jego wersji plot.Świr), również z powodu największej liczby uzyskanych danych.Przyjmując dane wiązki laserowej zgodnie z tab. 1. orazrozmiar typowy powierzchni detektora A d =1mm 2 można obliczyćosłabienie ∆ 1 (ułamek) strumienia mocy padającej nadetektory urządzenia LWR, wynikające ze zmniejszenia sygnałuna obiekcie na skutek różnicy powierzchni wiązki i detektora(∆ 1 = 2,3•10 7 dla zasięgu maksymalnego tzn. naodległości 4 km):Następnie określamy czynnik ∆ 2 zmniejszenia sygnału naobiekcie na skutek ograniczonej transmisji atmosfery.Dokładne wartości odpowiednich współczynników ekstynkcjimogą zostać obliczone za pomocą profesjonalnego programuMODTRAN dla różnych modeli stanów pogody. Tutajjednak założymy dla ilustracji dwie typowe sytuacje i wg wymagańSTANAG NATO przyjmiemy współczynnik ekstynkcjiα=0,2 dla dobrej widzialności i α =1 dla ograniczonej widzialności(lekka mgła radiacyjna). Wtedy otrzymujemy:∆ 2 =e - αz = 0,45 (dla α=0,2 km -1 i z =4km) i 0,02 (dlaα=1 km -1 i z =4km). Całkowity współczynnik osłabieniasygnału wyrazi się wzorem:∆ = ∆ 1 ∆ 2 (1)Wtedy skuteczna wartość mocy padającej na detektor wyniesie:P d = P RMS /∆ (2)gdzie: P RMS jest średnią mocą promieniowania nadajnika LBR.Jeżeli zażądamy stosunku sygnału do szumu SNR = 2,5na wyjściu układu elektroniki wzmacniacza sygnału detektora,to otrzymamy wymaganie na moc równoważną szumomw postaci:NEP = 0,4 P d (3)Należy równocześnie zaznaczyć, że nie jest to żądanieoptymalne z punktu widzenia działania systemu LWR jakocałości, gdyż za takie uważa się zbliżenie się do wartościSN = 5. Spełnienie tego warunku gwarantuje wysokie prawdopodobieństwopoprawnego wykrycia źródła laserowegoprzy jednoczesnej niskiej wartości FAR (False Alarm Rate),tzn. rozsądnej wartości częstotliwości pojawiania się fałszywychalarmów.Zakładając następnie szerokość pasma przenoszeniaelektroniki wzmacniacza sygnału detektora ∆f = 4•10 4 Hz cowynika z zakresu częstotliwości korekcyjnych pocisku na poziomiekilku do kilkunastu kHz możemy obliczyć pasmo szumoweukładu detektor-wzmacniacz jako ∆f n = 63 kHz.Poczynione założenia pozwalają na postawienie wymagańna detektor w postaci jego najważniejszego parametru wykrywalnościznormalizowanej D*. Określa on znormalizowanążądaną wartość SNR układu detektor-wzmacniacz. W tab. 2przedstawiono wyniki obliczeń parametru D* oraz innychzałożonych wyżej lub obliczonych parametrów pośrednich. Ponadtozałożono D = Θẓ p = 5,4 m=const. i v śr = 350 m/s jakdla pocisku Świr dla obliczenia parametrów pocisku: z p i t p . Wobliczeniach nie uwzględniono obecności w konkretnym układzieLWR dwóch okien transmisyjnych: detektora i głowicy.Uwzględnienie obecności dwóch okien z ZnSe bez pokryć prowadzido poprawki na wartość D* uwzględniającej transmisję:T r = 0,7 2 = 0,5 (dla jednego z okien z warstwami AR: T r = 0,6dla obydwu okien z warstwami: T r = 0,8). Wtedy D* obliczonedla przypadku 2 (tab. 2) wyniesie D* = 2,6•10 10 cmHz 1/2 W -1 .Detektor z HgCdTe o takiej wykrywalności znormalizowanej wzakresie 0,85...1,54 µm jest możliwy do wykonania (wg VIGOSystem S.A.) jako fotowoltaiczny z HgCdTe. Oznacza to, żejeżeli zakładane parametry układu detektor-wzmacniaczgłowicazostaną osiągnięte, to pocisk sterowany wiązką laserowąw zakresie spektralnym 0,85...1,54 µm stanie sięwidzialny (dokładniej towarzyszące mu promieniowanie laserowe),gdy znajdzie się około 0,5 km od wyrzutni. Będzie tomożliwe po upływie około 2 sekund jego lotu. Co ważne, wykrycielotu tego pocisku będzie możliwe również w warunkachograniczonej widzialności meteorologicznej (w warunkach lekkiejmgły radiacyjnej), ale dopiero po 6 sekundach lotu, gdy92 ELEKTRONIKA 5/2009

oddali się od wyrzutni na odległość 2 km. Zastosowanie niechłodzonejfotodiodydiody np. z InGaAs pozwala osiągnąćz łatwością wymagane parametry (D* =5•10 12 Jones). Ponadtoprzewyższenie wartości D* w stosunku do żądanej pozwalana poprawienie innych parametrów systemu z takimdetektorem np. na zwiększenie wymagań na SNR, czy też obniżeniekosztów przez wykonanie okien transmisyjnych bezpokryć AR. W przypadku zastosowania detektora z HgCdTena zakres 0,85...1,54 µm problemem staje się też wykonaniesoczewki detektora. Typowo stosowanym materiałem jestGaAs, który jednak ma granicę transmisji na fali 0,9 µm. Abyominąć ten problem można zmienić materiał czynny naHgZnTe. Jest to jednak już inna technologia i kilkakrotniewyższe koszty.Tab. 2. Zestawienie obliczonych parametrów dla wybranych charakterystycznychprzypadków detekcji sygnału laserowego towarzy -szącego pociskowi w metodzie LBRTabl. 2. Calculated parameters for several characteristic examplesof laser signal detection by LBR metodα ΘLp.[km -1 ] [mrad]z p[km]t p[s]∆P d[nW]I dNEP[mW/ [nW]m 2 ]D* [cmHz 1/2 W -1 ]1 0,2 1,35 4 11,4 5,1•10 7 265 265 106 2,4•10 82 0,2 10 0,54 1,5 2,8•10 9 4,8 4,8 2 1,3•10 103 1 1,35 4 11,4 1,3•10 9 10,4 10,4 4.2 5,8•10 94 1 10 0,54 1,5 6,9•10 10 0,2 0,2 0,08 3,2•10 115 0,2 4,2 1,3 3,7 4,9•10 8 27 27 11 2,3•10 96 0,2 3,7 1,5 4,2 3,8•10 8 35 35 14 1,8•10 9gdzie: α [km -1 ] - współczynnik ekstynkcji atmosfery, Θ [mrad]- całkowita połówkowa rozbieżność wiązki laserowej, z p [km]- odległość pocisku od wyrzutni dla danej rozbieżności Θ:(z p = 0,0054/Θ), t p [s] - czas lotu pocisku na odległość z p odwyrzutni (t p = z p /0,35 - dla pocisku Świr), ∆ - całkowitywspółczynnik osłabienia sygnału, P d [W] - wartość skutecznamocy optycznej padającej na detektor, I d [mW/m 2 ] - gęstośćmocy padającej na detektor, NEP [W] - wartość mocy równoważnejszumom dla SNR = 2,5, D* [cmHz 1/2 W -1 ] - wykrywalnośćznormalizowana.O wiele trudniejsza jest detekcja sygnału laserowegow metodzie LBR w dalekiej podczerwieni dla długości fali10,6 µm. Najwyższy możliwy do uzyskania poziom D* w detektorzeHgCdTe przy obecnym poziomie technologii wynosiokoło 2,3•10 9 cmHz 1/2 W -1 razem z elektroniką detektora (wgVIGO System S.A.) i bez uwzględnienia okien transmisyjnych(sytuacja 5 tab. 2). Przy uwzględnieniu obecności dwóchokien z ZnSe z pokryciami AR odpowiada to sytuacji z pozycji6 (tab. 2). Pod względem taktycznym oznacza to iż detektoro takiej wartości D* umożliwia detekcję pocisku w dobrychwarunkach atmosferycznych od momentu, gdy pokona on odległośćokoło 1,5 km od wyrzutni (tzn. po około 4 s) doosiągnięcia zasięgu maksymalnego (uderzenie w cel po 12 s).Znaczy to, że od momentu wykrycia załoga ma około 8 s nareakcję. Dane z pozycji 3 wskazują, iż wykrycie pocisku prowadzonegow wiązce lasera CO 2 metodą LBR nie jestmożliwe w warunkach ograniczonej widzialności na całej drodzeporuszania się pocisku.W wyniku przeprowadzonych obliczeń i dokonanej analizydanych zamówiono w VIGO System S.A. detektor dwubarwowyzłożony z dwóch struktur: jednej na zakres 0,85...1,54 µm i drugiejoptymalizowanej na 10,6 µm. Ze względów opisanychwyżej zdecydowano się detektor na zakres bliskiej podczerwieni0,85...1,54 µm wykonać najprościej i najtaniej jako typowąniechłodzoną fotodiodę z InGaAs o D* =5•10 12 Jones dla1,6 µm. Natomiast detektor długofalowy wykonano jako chłodzonyrezystor HgCdTe z imersją optyczną. Dalsze obliczeniai pomiary pozwolą odpowiedzieć na pytanie: czy uzasadnionejest dążenie do wykonania detektora dwubarwowego o oczekiwanychparametrach z jednego materiału np. HgCdTe (rozwiązaniezapewniające te same lub zbliżone kąty widzenia dlaróżnych źródeł laserowych)? Oraz czy parametry wykrywalnościdla zakresu długofalowego możliwe aktualnie doosiągnięcia w materiale HgCdTe uzasadniają budowę systemuLWR na ten zakres widmowy do wykrywania pocisków kierowanychmetodą LBR?PodsumowaniePrzeprowadzona analiza metody LBR sterowania lotem pociskóworaz wykonane obliczenia pozwalają założyć, iżmożliwe jest wykonanie układu ostrzegania LWR wykrywającegopromieniowanie laserowe stosowane w tej metodzie.Ze względu na inne cechy promieniowania (zakresmocy, rodzaj pracy laserów), do detekcji sygnału muszą byćjednak użyte inne fotodetektory i elektroniczne układywzmacniające niż w opisanych wcześniej polskich systemachSSC-1 i LWR-H do wykrywania promieniowania dalmierzyi oświetlaczy laserowych [4].Ze względu na różne aktualne możliwości technologicznedetekcji w obszarach bliskiej i dalekiej podczerwieni należy liczyćsię z koniecznością innych rozwiązań konstrukcyjnychdetektorów dla obu tych obszarów lub nawet z rezygnacjąz takiej konstrukcji dla dalekiej podczerwieni. Niemniej konstrukcjacałego systemu wykrywania powinna obejmować trzyrodzaje zagrożeń wykorzystujących w swym działaniu lasery:dalmierze, oświetlacze (laserowe wskaźniki celów) orazukłady prowadzenia pocisków ppanc/plot metodą LBR.Praca została wykonana w ramach projektu badawczego nr PBZ- MNiSW 02/I/2007, pod tytułem: Zaawansowane technologie dlapółprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni finansowanegoprzez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego.Literatura[1] Guided missile systems. Janes International Deffense Review nr11, 2001, s. 40.[2] Laser warners. Janes Electro-Optic Systems, 2006-2007, pp. 93-101, 521-525.[3] Pietrzak J.: Problemy wielospektralnej detekcji promieniowanialaserowego w technice wojskowej. Warszawa 1998, praca doktorska.[4] Pietrzak J. i in.: Rozwój systemów ostrzegania o oświetleniu promieniowaniemlaserowym. Elektronika, 2009 (w druku).ELEKTRONIKA 5/2009 93

Rozwój systemów ostrzeganiao oświetleniu promieniowaniem laserowymdr inż. JAN PIETRZAK, dr inż. MIROSŁAW KWAŚNYWojskowa Akademia Techniczna, Instytut Optoelektroniki, WarszawaPrzy powszechnym stosowaniu źródeł laserowych corazważniejszym zagadnieniem staje się ochrona różnych obiektówpola walki przed rozpoznaniem i penetracją z wykorzystaniempromieniowania laserowego [1,3]. Podstawową rolęw tym przeciwdziałaniu odgrywają układy ostrzegające o oświetleniupromieniowaniem laserowym LWR (Laser WarningReceivers) [2,4]. Są one przeznaczone do ochrony różnychobiektów o dużym koszcie jednostkowym jak np.: samoloty,śmigłowce, czołgi, specjalne pojazdy opancerzone, statki,mosty, składy amunicji, punkty dowodzenia.Szybkość wykrycia działania urządzeń wykorzystującychlasery, takich jak: dalmierze, oświetlacze czy nadajniki sterowaniapociskami metodą LBR (Laser Beam Reading) jestszczególnie ważna, gdyż we współczesnych stanowiskachkierowania ogniem bardzo skrócił się czas potrzebny do wykrycia,rozpoznania i podjęcia decyzji o ataku. Wczesne wykryciezagrożenia pozwala załodze chronionego obiektu napodjęcie odpowiednich do sytuacji przeciwdziałań umożliwiającychograniczenie lub uniknięcie zagrożenia. Mogą tobyć zarówno środki osłony pasywnej jak też obrona aktywna.Ponieważ wszystkie stosowane źródła laserowe pracują w zakresiepodczerwieni w badaniach modelowych układów LWRwykorzystuje się lasery z tego zakresu o małej energii lubmocy. Doskonałym narzędziem w tych badaniach wydają siębyć nowe konstrukcje laserów kaskadowych.Dalsze wykorzystanie informacji jest związane z praktycznymimożliwościami przeciwdziałania, jakie ma załogachronionego obiektu.Budowa i parametry urządzeniaWidok kompletnego systemu wykrywania promieniowania laserowegow wersji dla śmigłowca przedstawia rysunek.W skład systemu wchodzą: cztery głowice detekcyjne, bloksterowania i blok wyświetlacza.Przedstawione urządzenie (w wersji dla śmigłowca) zewzględu na zastosowanie specjalnego detektora wielospektralnegoprodukcji polskiej [3,5] pracuje w szerokim zakresiewidmowym 0,8...11 µm, wykrywając aktywność wszystkichaktualnie produkowanych impulsowych źródeł laserowych takichjak: dalmierze i laserowe wskaźniki celów, których promieniowaniezostało skierowane wprost na ochraniany obiekt.System za pomocą zestawu czterech jednakowych głowic wykrywai określa rodzaj laserowego źródła oświetlającego (dalmierzlaserowy lub laserowy wskaźnik celów), obrazujekierunek z którego nastąpiło oświetlenie oraz podaje czasupływający od momentu oświetlenia. Podstawowe parametrytechniczne systemu podano w tab. 3.Zakres zastosowań i wymagania stawianelaserowym systemom ostrzeganiaLaserowy system ostrzegania (LWR na pojazdach lub LWR-H na helikopterach) musi wykrywać promieniowanie laseroweskierowane na ochraniany obiekt, lecz nie reagować nazakłócenia z innych źródeł takich jak flary, światło słoneczne,wyładowania atmosferyczne, wybuchy pocisków czy inne laserowepromieniowanie rozproszone.Dokładność pomiaru położenia kątowego oświetlającegoźródła laserowego może być bardzo różna w zależności odpotrzeb systemu w którym działa ostrzegacz. Może ona byćzgrubna (około 45°), średnia (kilkanaście stopni) lub wysoka:rzędu jednego stopnia lub mniej. Odbierane promieniowaniemoże być emitowane przez różne źródła laserowe. Lasery stosowanena współczesnym polu walki pracują w tzw. oknachatmosferycznych (0,5...1,8 µm, 2,0...2,5 µm, 3,5...4,2 µmi 8,5...12,5 µm) w szerokim zakresie długości fal od bliskiejpodczerwieni (lasery półprzewodnikowe 0,85...0,95 µm, laserNd:YAG 1,06 µm, laser Er:YAG 1.54 µm), do dalekiej podczerwieni:(laser CO 2 10,6 µm). Laserowe układy ostrzegającepowinny więc działać w szerokim zakresie spektralnym, obejmującjak najwięcej aktualnie stosowanych źródeł laserowych.Zadaniem urządzenia wykrywającego promieniowanie laserowejest przekazanie informacji o fakcie oświetlenia, określeniekierunku z którego nastąpiło oraz ewentualnie określenierodzaju źródła oświetlającego, tzn. czy jest to dalmierz, oświetlaczlub nadajnik sterujący pociskami prowadzonymiw wiązce laserowej (metoda LBR - Laser Beam Reading).System wykrywania promieniowania laserowego LWR-H w wersjidla śmigłowcaLaser warning receiver for helicoptersCharakterystyka konstrukcji parametrówurządzeń ostrzegającycho promieniowaniu laserowymW tabeli 1. przedstawiono czołgowe urządzenia wykrywająceoświetlenie promieniowaniem laserowym produkowane podkoniec XX wieku. Dawały one wyświetlaną informację o podstawowychzagrożeniach takich jak dalmierz i oświetlaczw pełnym zakresie kąta azymutu i dla różnych kątów elewacji.Rozdzielczość kierunkowa w poziomie tych urządzeń byłazwykle zgrubna lub średnia. Zakres spektralny ich działaniazwiązany był z typami laserów stosowanych w tym czasie napolu walki. Widać tu doskonale zmieniające się tendencje rozwojowetych urządzeń. Z jednej strony w ofercie są obecnedotychczasowe rozwiązania wykrywające lasery z zakresu94 ELEKTRONIKA 5/2009

spektralnego 0,6...1,1 µm (lasery półprzewodnikowe i laserNd:YAG), ale też (m.in. jako opcje) urządzenia uwzględniającezapotrzebowanie na tzw. zakres „bezpieczny dla oka”(powyżej 1,4 µm) na zakres 0,6...1,6 µm (laser Er:YAG na fali1,54 µm). W latach 90. wzrosło także zainteresowanie konstrukcjąwykrywaczy obejmujących swym działaniem dalekąpodczerwień tzn. na zakres 0,6...12 µm (tab. 1), głównie z powoduwprowadzenia do uzbrojenia dalmierzy wykorzystującychlaser CO 2 (10,6 µm). Działania te były podyktowanez jednej strony nową tendencją konstrukcji laserówspełniających wymagania bezpieczeństwa dla oka, a z drugiejstrony lepszymi właściwościami transmisyjnymi atmosferydla źródeł laserowych pracujących w zakresie dalekiejpodczerwieni. W rozwiązaniach technicznych przeważałykonstrukcje stosujące pojedyncze głowice detekcyjne. Było tozwiązane z faktem, iż przy rozbieżnościach wiązki 1 mradi większych oraz zakładanych warunkach użycia taktycznegodalmierzy (typowo odległości powyżej 2 km) i oświetlaczy (typowo3…10 km) pojedyncza głowica zapewniała wystarczającoduże prawdopodobieństwo wykrycia promieniowania.Użycie pojedynczej głowicy było w tych warunkach możliwetakże z tego powodu, iż wymagany zakres spektralnyurządzeń wykrywających można było z łatwością zapewnićstosując pojedynczy detektor (np. fotodiodę krzemową).Obecność w ofercie systemów oferujących wykrywanie pociskówkierowanych wiązką laserową była niewielka (tab. 1).Sytuacja zmienia się już na początku XXI w. (tab. 2). Prawiekażda z firm oferujących układy ostrzegania laserowegodla śmigłowców umożliwia wykrywanie zarówno dalmierzyi oświetlaczy laserowych, jak też pocisków kierowanychw wiązce laserowej. Jest to związane z rozwojem produkcji tejgrupy pocisków charakteryzujących się brakiem możliwościzakłócania toru ich lotu. Jednocześnie można zaobserwowaćzwiększenie w proponowanych rozwiązaniach liczby głowicdetekcyjnych, związane zarówno ze zmianą kształtu platformyprzenoszenia (czołg/helikopter), ale także z koniecznościąutrzymania odpowiedniego prawdopodobieństwa wykryciaprzy zmniejszającej się rozbieżności wiązki w produkowanychlaserach. W dalszym ciągu utrzymuje się zainteresowanie zakresemdalekiej podczerwieni mimo, iż konstrukcje wykorzystującelaser CO 2 są rozwijane głównie przez USA.Analizując dane przedstawione w tab. 1 i 2 łatwo zauważyć,że firmy produkujące ostrzegacze laserowe na ogółproponują konstrukcje pracujące w pierwszym oknie atmosferycznym0,5...1,8 µm oraz ewentualnie rozszerzenie zakresuwidmowego jako opcje urządzenia. Problem odbioruw szerokim zakresie widmowym (0,8...11 µm) rozwiązujądwoma sposobami. Proponują zamienne wersje głowic tegosamego urządzenia, każda z detektorami na inny zakres widmowylub stosują w jednym systemie kilka różnych głowic jednocześnie,każda z detektorami na inny zakres widmowy. Natym tle korzystnie wypadają systemy szerokopasmowe typuTab.1. Parametry wybranych czołgowych systemów LWR z lat 1995-1999 Tabl. 1. Several parameters of tank LWR’s produced in 90-ties [4]TypFirmaPaństwoLWD 2Avimo Wlk.Bryt.LWS-2AmcoramIzraelLTS 1AtcopPakistanLIRD 1/3FotonaSłoweniaCerberusHelio MirrorCp.COLDSLFKNiemcyMTEMoked Eng.IzraelWPL -1PCOPolskaSSC-1PCOPolskaAN/ANVR1RaytheonUSAPole widzeniapoziompion360°-12/47°-12/90°360° 360°-15/90°360°-20/60°360° 360°+/-45°360° 360°60°360°-6/20°360°110° LBRRozdzielczośćpoziom15° - 15°15° przód30° bok105° tył15° 3/1,6° - 50°12° przód30° bok36° tył2°Widmo [µm] 0,4...1,6 - 0,8...1,6LIRD 1/30,66...1,10,7...1,60,53...1,10,4...1,72...55...12- 0,5...1,1 0,53...11 0,5...1,6Informacja:dalmierzoświetlaczprow.w wiązce++-++-++-++-++-++-++-++-++-+++Wyświetlaczkierunków+ + + + + + + + + +Liczba głowic1...12+ 1 górna3 1 1 1 - 1 4 4 4Dynamika - - - - - > 80 dB - - > 80 dB -FAR - - - - - - - -

Tab. 2. Wybrane parametry systemów ostrzegania typu LWR-H (dla śmigłowców) produkowanych na przełomie lat 2000/2001Tabl. 2. Several parameters of helicopter laser warners produced in years 2000/2001 [6]TypFirmaPaństwo1223BAE SystemsAvionicsWlk.Bryt.LWS-300/400AvitronicsRPARALM01/V2MarconiWłochyDALThomson - CSFFrancjaLWS-20/SRS-25ElisraIzrael453/480MarconiWlk. Bryt.AN/AVR-3(V)RaytheonUSAPole widzenia:w azymuciew elewacji360°55°360°60°/40°360°80°360°+/-45°-360°180°360°+/-45°Rozdzielczość:w azymuciew elewacji+/- 22.5°/15°/10°55°15°60°/40°+/- 22,5°80°10°90°-45°180°2°90°Widmo [µm]0,35...1,11...28...110,5...1,8/0,5...1,8 I2...120,5 ...1,80,6...1,10,6...20,56...1,10,8...0,90,3...1,10,3...1,80,3...11,50,5...1,6i opcjaz poszerz.Informacja:dalmierzoświetlaczprowadzeniew wiązce++++++++-++++++(SRS-25)++++++Wyświetlacz kierunków- 50 W/m 2 + + + - + +Liczba głowicpo 1 dla0,35...2 µmi 8...11 µm4 / 6 2 2 4 1 4/8Dynamika - - - 60 dB - ≤ 63 dB -FAR, P d - P d > 99% < 1/16h 1/h, 98% - - -Czas reakcji - - - 20 ms...1 s - - -gdzie: FAR (False Alarm Rate) - szybkość pojawiania się fałszywych alarmów, P d - prawdopodobieństwo poprawnego wykryciaLWS-400 firmy Avitronics, 480 firmy Selex oraz SSC-1 produkowanyw Polsce przez PCO. W polskim rozwiązaniu odbiórw szerokim paśmie osiągnięto wykorzystując pojedynczydetektor wielospektralny HgCdTe o specjalnie zaprojektowanejdo tego celu konstrukcji [3,5], produkowany przez firmęVIGO System.W tabeli 3. przedstawiono sytuację współczesną naprzykładzie układów wykrywania promieniowania laserowegoprzeznaczonych dla śmigłowców. Zwiększenie zainteresowaniaukładami wykrywania promieniowania laserowego jest widocznezarówno w znacznie zwiększonej ilościowo ofercietych urządzeń, liczbie firm podejmujących ten problem konstrukcyjny,jak również w coraz lepszych parametrach samychurządzeń.Uwagia) laserowy system ostrzegania typ 1223 Selex Sensors &Airborne Systems (do 2006 r. BAE Systems Avionics)Wlk.Bryt. może wchodzić w skład zintegrowanego systemuHIDAS (Helikopter Integrated Defensive Aids Suite) m.in.dla śmigłowca WAH-64 Apache.b) LWS 300 może działać samodzielnie lub w zintegrowanymsystemie ostrzegania MSWS (Multi-Sensor Warning System)obejmującym trzy systemy ostrzegawcze z jednymwspólnym wyświetlaczem i jednym panelem sterowania tj.:MAW-300 (Missile Approach Warner), LWS-300 (laser warner)i RWS-300 (radar warner).c) laserowy system ostrzegania AVR-2/2A wchodzi w składzintegrowanego systemu samoosłony Missile and LaserWarning System AN/AAR 47(V)2 i jest zamontowany naśmigłowcu wielozadaniowym NATO NH-90.d) LWS-20 (najnowsza wersja LWS-20V-2) wchodzi w składzintegrowanego systemu samoosłony SPS-65, który zawierarównież RWR: SPS-20 i SRS-25.e) AN/AVR-3(V) wchodzi w skład zintegrowanego systemusamoosłony AN/ALR-89(V), który zawiera również RWR:AN/ALR-90(V) i AN/APR-49(V)f) rozwiązania konstrukcyjne znane wcześniej pod nazwąMarconi obecnie są własnością Selex Sensors & AirbornSystems (S&AS).g) zwykle w skład systemu ostrzegania wchodzą: głowice detekcyjne,CPU (Central Processing Unit) - analizator sygnałów,wyświetlacz wielofunkcyjny i blok kontroli.96 ELEKTRONIKA 5/2009

TypProducentPaństwoPole widzenia:w azymuciew elewacjiTab. 3. Parametry systemów ostrzegania typu LWR-H (dla śmigłowców) z lat 2001-2008Tabl. 3. LWR-H parameters produced in years 2001-2008 [2]1223 SelexSensor & AirborneS.Wlk. Bryt.a), f)360°+/-45°LWS-300/400AvitronicsRPAb)360°60°/40°RALM01SelexComm.Włochyf)360°90°DALThalesOptronicsFrancja360°+/-45°LWS-20ElisraIzraeld)453/480Selex S& ASWlk.Bryt.f)- 360°180°AN/AVR-2A(V)AN/AVR-3(V)Raytheon USAe)360°+/-45°AVR-2/2AThalesFrancjac)LWR-HWZEPolska360° 360°+/-45°TWEThales/FrancjaEADS/Niemcyh)-Rozdzielczość:w azymuciew elewacji13°45°15°60°/40°+/-22,5°90°10°90°- 45°180°2°90°- 15°30°10°Widmo [µm]0,4...1,70,8...1,1 dlaLBR0,5 ...1,8/0,5...1,8 I2...120,5...1,8opcja V2:8...120,6...110.,56...1,10,8...0,90,3 ...1,1 0,3...1,80,3...11,50,5...1,6i opcja zposzerz.- 0,8...11 0,5...1,8Wykrywanie:dalmierzoświetlaczppanc LBR++++++++-++++++++++++-++--Czułość - 50W/m 2 - - - - - - 1000 W/m 2 -Wyswietlacz + + + + + + + + + +Liczba głowic 4 4/6 2 2 4 14/8 - opcja zposzerzeniem4 42 LWR4RWR,MWRDynamika,inne- --40 < t < 6060 dB-≤ 63 dB- -zasięg:1...8 km-40 < t < 60LWR +RWR +MWRFAR, P d - P d > 99% 95% -Cena -54 800 $(LWS 200)72 000 $ - - -125 000 $(5 mln$ kontrakt)- - -h) zintegrowany system ostrzegania TWE (Threat WarningEquipment) obejmuje RWR i LWR, TWE jest zainstalowanyna helikopterach szturmowych Tiger i na NH90 TTH (TacticalTransport Helicopters), produkowany przez EADSDeutschland GmbH (Defence Electronics) i Thales AirborneSystems, ElancourtPodsumowaniePrzeprowadzony przegląd istniejących i rozwijanych systemówostrzegania laserowego na przestrzeni ostatnich kilkunastulat upoważnia do stwierdzenia, że aby sprostaćobecnym wymaganiom pola walki z jednej strony i konkurencjiinnych już produkowanych i stale rozwijanych systemówwykrywania należy opracować i wdrożyć w kraju nowy systemo rozszerzonych możliwościach. Powinien on obejmowaćtrzy rodzaje zagrożeń wykorzystujących w swym działaniu lasery:dalmierze, oświetlacze (laserowe wskaźniki celów) orazukłady prowadzenia pocisków ppanc/plot metodą LBR.Praca została wykonana w ramach projektu badawczego nr PBZ- MNiSW 02/I/2007, pod tytułem: Zaawansowane technologie dlapólprzewodnikowej optoelektroniki podczerwieni finansowanegoprzez Ministerstwo Nauki i Szkolnictwa Wyższego.Literatura[1] Guided missile systems, Jane’s International Deffense Reviewnr 11, 2001, s. 40.[2] Laser warners. Janes Electro-Optic Systems, 2006-2007, pp. 93-101, 521-525.[3] Pietrzak J.: Problemy wielospektralnej detekcji promieniowanialaserowego w technice wojskowej. Warszawa 1998, praca doktorska.[4] Electro-optic countermeasurers (Laser warners), Janes Electro-Optic Systems 1999-2000.[5] Pietrzak J.: Detecting range analysis of laser sources by deviceusing multispectral detectors. Proc. SPIE - Laser Technology VI,vol.4238, 2000, pp. 264-266.[6] Pietrzak J.: Laser warning receivers. Proc. SPIE - Laser TechnologyVII,vol. 5229, 2003, pp. 318-322.ELEKTRONIKA 5/2009 97

Wieloczujnkowy system do badania sygnałufotopletyzmograficznegomgr inż. DARIUSZ PROKOPPolitechnika Poznańska, Instytut Elektrotechniki i Elektroniki PrzemysłowejMetody optyczne są obecnie często wykorzystywane w bezinwazyjnychbadaniach wielu wielkości fizjologicznych organizmówżywych. Oddziaływanie promieniowaniem optycznymna warstwę tkanek i zastosowanie odpowiedniego czujnikaoptoelektronicznego, pozwala na m.in. na zmierzenie krzywejfotopletyzmograficznej (PPG), której główną składową jest falatętna [1,2]. Na powstanie sygnału PPG mają wpływ zarównozjawiska optyczne, polegające na selektywnej absorpcji i rozpraszaniuoddziałującego promieniowania, jak i zjawiska mechanicznezwiązane z ruchami i odkształceniami ścian naczyńtętniczych. Kształt krzywej PPG w dużym stopniu zależy odstopnia ukrwienia badanego obszaru. Krzywa zbliżona doprzebiegu piłokształtnego, z wyraźnym wcięciem dykrotycznym(rys. 1), świadczy o dobrym obwodowym przepływie krwi.W badaniu parametrów przebiegu PPG znacząca rola przypadakondycjonowaniu sygnału elektrycznego, uzyskiwanegoz fotodetektora czujnika optoelektronicznego, umieszczanegobezpośrednio na badanym obiekcie. Obok częstości tętna, istotnymiwłaściwościami z punktu widzenia przydatności diagnostycznejsą: miarowość, wzajemny stosunek amplitudi czasów ich wystąpienia oraz fluktuacje amplitudy. Zróżnicowanieprzyczyn zmian tych właściwości jest możliwe na podstawieprzebiegu EKG [2,3,7,13,22], ale do oceny ich efektuhemodynamicznego [4,7,10] bardzo przydatne jest monitorowaniefali tętna obwodowego. Wykrywalność pulsacji tętniczychjest podstawowym warunkiem realizowalnościnieinwazyjnego optoelektronicznego monitorowania utlenowaniakrwi tętniczej metodą pulse oximetry [3,16,18]. Taki sposóbpomiaru sprawia, że powszechnie znajduje on wielezastosowań diagnostycznych we współczesnej medycynie,a oznaczana saturacja tlenowa jest jednym z istotnych parametrówdla życia organizmów. Do głównych obszarów zastosowańnależą między innymi [18]: monitorowanie pacjentóww sytuacjach nagłych (wypadki) i na oddziałach intensywnejopieki medycznej [22], monitorowanie stanu noworodków w inkubatorach,badania zaburzeń snu i oddechu [14], diagnozowanieżywotności miazgi zęba [17], aplikacje telemedycznezdalnej kontroli stanu pacjenta [15,16,24], monitorowaniestanu pacjenta podczas badania MRI wykorzystując łączaświatłowodowe [23] oraz we wszystkich sytuacjach, w którychistnieje zagrożenie niedotlenieniem.W przeciwieństwie do przebiegu fali tętna, która jest naturalnącechą obiektu, sygnał PPG zostaje wymuszony przezprocedury pomiarowe i elektroniczne (rys. 1). Dla częstościtętna w zakresie 20...240/min, czas trwania pojedynczej pulsacjiosiąga odpowiednio wartości t p = (3,00 - 0,25) s. Kształtprzebiegu fali tętna oraz czas trwania jego poszczególnychfaz ulega zmianie. W przypadku regularnych uderzeń serca,fazie skurczu odpowiada składowa t s = 1/3t p , a fazie rozkurczuskładowa t d = 2/3t p . Do nieinwazyjnej detekcji sygnałuPPG konieczne jest zastosowanie czujnika optoelektronicznego,za pomocą którego realizuje się odbiciowy lub prześwietleniowywariant interakcji promieniowania optycznegoz tkankami. W wariancie transmisyjnym, obiektem może byćcienka optycznie warstwa tkanek położonych na obwodzieciała, w wariancie odbiciowym można badać grubsze warstwypołożone bardziej centralnie.a)b)Rys. 1. Parametry pojedynczego cyklu fali tętna (a), przykładowyprzebieg PPG zarejestrowany za pomocą transmisyjnego czujnikanapalmowego (b) [3]Fig. 1. Parameters of a pulse waveform (a), example of a PPG signalacquired from a transmission finger sensor (b) [3]Sygnał PPG zawiera składową zmienną związaną z pulsującąkrwią tętniczą oraz składową stałą związaną z krwiążylną i pozostałymi tkankami [4-6]. Wzajemne relacje międzytymi składowymi zależą od miejsca umieszczenia czujnika naciele osoby badanej oraz od parametrów dynamicznychukładu krążenia. Kształt fali tętna oraz czasy trwania charakterystycznychodcinków ulegają zmianie pod wpływem wieluczynników fizycznych i cech osobniczych (temperatura, poziomhormonów, wysiłek, wiek, wydolność krążeniowo-naczyniowaukładu krwionośnego człowieka) [1,20,22,25].98 ELEKTRONIKA 5/2009

Konfiguracja opracowanego systemuPodstawowe procedury pomiarowe polegają na realizacji detekcjiprzebiegu fali tętna za pomocą nieinwazyjnych czujnikówoptoelektronicznych montowanych bezpośrednio naobiekcie. Zaprojektowany system, którego schemat blokowyprzedstawiono na rys. 2, składa się z: zestawu czujników pomiarowych,układów kondycjonowania pozyskiwanych sygnałów,generatora zasilającego źródła promieniowaniaoptycznego w czujnikach i układu rejestracji oraz ekspozycjiwyników pomiarów. System pozwala na pozyskanie fali tętnajednocześnie z kilku czujników umieszczonych w różnychmiejscach na ciele pacjenta. Możliwa jest detekcja sygnałówoptycznych o bardzo małym natężeniu w obecności promieniowaniatła oraz szumów [3].Rys. 2. Schemat blokowy systemu pomiarowegoFig. 2. Block diagram of a measuring systemCzujniki optoelektroniczneJak wspomniano wcześniej system jest przeznaczony dowspółpracy zarówno z czujnikami odbiciowymi, jak i prześwietleniowymi,a więc możliwe jest rozmieszczenie wieluczujników w różnych miejscach ciała człowieka, o różnymukrwieniu. W przypadku obiektów tworzących warstwęoptycznie grubą, konieczne jest użycie czujników odbiciowych.Na rys. 3. przedstawiono wykonane czujniki odbiciowezawierające różne konfiguracje elektroluminescencyjnychRys. 3. Wykonane odbiciowe czujnikiFig. 3. View of designed reflectance sensorsdiod nadawczych i fotodiod odbiorczych. Źródłem wymuszeńpromieniowania padającego na obiekt są diody LED emitującepromieniowanie o długościach fali 640, 880 lub 940 nm,natomiast detektorem promieniowania odbitego przez obiektjest fotodioda PIN BPW34. Widmo promieniowania emitowanegoprzez diody LED obejmuje maksimum czułości widmowejfotodiody. Elementy czujników zostały zamontowanew specjalnej obudowie, która umożliwia dogodne umieszczenieza pomocą opasek lub taśm w dowolnym miejscu na cieleosoby badanej.Układ kondycjonowania i akwizycji sygnałówSygnał wyjściowy z czujnika zawiera szerokie spektrum częstotliwości.W skład widma wchodzą różne składowe:zakłócające - generowane przez sieć energetyczną, wolnozmienne- powstające wskutek ruchu pacjenta i wysokoczęstotliwościoweo charakterze szumu. Zadaniem układukondycjonowania jest eliminacja niepożądanych składowychczęstotliwościowych zawartych w widmie sygnału PPG orazwzmocnienie tylko tych składowych, które przenosząpożądane informacje diagnostyczne o badanym obiekcie.Układ kondycjonowania to przetwornik prąd-napięcie i filtr dolnoprzepustowyBessela, będący jednocześnie filtrem antyaliasingowym,ograniczającym do 30 Hz przenoszone pasmoczęstotliwości. Karta pomiarowa IOtech DaqBoard2000 pełnirolę przetwornika analogowo-cyfrowego; jej parametry pozwalająna rejestrację sygnałów z fotodiod czujnikowych orazumożliwiają generowanie odpowiednich analogowych i cyfrowychsygnałów sterujących pracą diod nadawczych. Parametrytechniczne karty pomiarowej to: 16 wejść analogowychlub 8 wejść analogowych różnicowych o rozdzielczości 16-bitów, maksymalna częstotliwość próbkowania 200 kHz, zakresnapięć wejściowych mieszczący się w zakresie ±11 V, 40wejść/wyjść cyfrowych typu I/O, dwa 16-bitowe wyjścia analogowe.Zestaw komputera PC wraz z kartą pomiarową i środowiskiemLabVIEW stanowi system akwizycji, rejestracjii wizualizacji pozyskanych danych pomiarowych.Zadania programu komputerowego są następujące:• konfiguracja karty pomiarowej (włączenie aktywnych kanałówi ustawienie ich parametrów, ustawienie odpowiedniejczęstotliwości próbkowania i liczby próbek pozyskanychw czasie jednej akwizycji),• przetwarzanie sygnału (cyfrowa filtracja sygnału eliminującazakłócenia) i jego analiza,• wizualizacja i zapis do pliku przetworzonego sygnału orazwyników analizy.Na użytek systemu realizującego zadania przedstawionepowyżej opracowano program komputerowy w środowiskuLabVIEW. Aplikacja pracująca w trybie on line, obsługuje proceduryobsługi karty pomiarowej oraz wstępnie przetwarzasygnał, natomiast w trybie off line - pozwala na odczyt zapisanychdanych pomiarowych i zastosowanie bardziej zaawansowanychmetod analizy krzywej PPG. Dodatkowo,w programie umieszczono wiele procedur pomocniczych takichjak: eliminacja składowej stałej i składowej wolnozmiennej,skalowanie wartości amplitud, interpolacja wyświetlanychdanych pomiarowych, identyfikacja charakterystycznychpunktów ekstremalnych sygnału.ELEKTRONIKA 5/2009 99

Wybrane wyniki badańOpracowany system został wykorzystany do przeprowadzeniawstępnych pomiarów z użyciem czterech zbudowanychczujników odbiciowych, rozmieszczonych na ciele pacjenta.Stanowisko pomiarowe podczas przykładowego badania sygnałuPPG przedstawia rys. 4, czujniki umieszczono na palcachjednej ręki. Wykres pokazuje zarejestrowane krzywePPG próbkowane z częstotliwością 500 Hz i 16-bitową rozdzielczościąpo wstępnej filtracji za pomocą dolnoprzepustowegofiltru cyfrowego.W sygnale można wyróżnić składowe: stałą, wolnozmienną(oddechową) oraz zmienną. Dalsza, bardziej szczegółowaanaliza sygnału wymaga identyfikacji jego charakterystycznychpunktów ekstremalnych (dwóch minimów i maksimów),będących głównymi wyznacznikami klasy i prawidłowościprzebiegu fali tętna [10,11,22]. Porównawcze zadania pomiarowepolegają na wyznaczeniu charakterystycznych parametrówanalizowanych przebiegów dla składowej wolnozmienneji składowej zmiennej. Program daje dwie możliwości prezentacjidanych pomiarowych związanych ze składową zmienną:pierwsza z nich pokazuje wszystkie prawidłowo zinterpretowaneokresy krzywej PPG (rys. 5a), natomiast druga - pojedynczyokres powstały w wyniku uśrednienia koherentnegodowolnej liczby okresów fali tętna (rys. 5b) [9,26]. W omawianychbadaniach czujniki były umieszczone na: głowie (sygnał1), na paluchu prawej nogi (sygnał 2), na kciuku prawej rękia)Rys. 4. Przebiegi PPG uzyskane za pomocą czterech czujnikówumieszczonych na palcach rękiFig. 4. PPG waveforms acquired from four sensors placed on thehand fingersb)a)Rys. 6. Wykres zmienności: a) okresu sygnałów PPG, b) opóźnieniaczasowego pomiędzy sygnałami PPGFig. 6. Plot of changes in: a) PPG signal period, b) time delay betweenPPG signalsb)Rys. 5. Prezentacja danych pomiarowych: a) wszystkich prawidłowozidentyfikowanych okresów sygnałów PPG, b) wynik koherentnegouśredniania okresów sygnałów PPGFig. 5. Presentation of measurements data: a) all correctly identifiedperiods of a PPG signal, b) coherent averaging of PPG signalperiodsRys. 7. Wykres koherentnego uśredniania sygnałów PPG, gdzie:A - wartość pierwszego maksimum, B - wartość drugiego maksimum,t A - czas wystąpienia pierwszego maksimum, t B - t A - czaspomiędzy dwoma maksimamiFig. 7. Plot of PPG signal coherent averaging where: A is the firstmaximum, B is the second maximum, t A means a moment of thefirst maximum, t B - t A is a time interval between the maxima100 ELEKTRONIKA 5/2009

Rys. 8. Wykres fluktuacji amplitudy wyznaczony przy użyciu o detekcjęminimów i maksimów zawartych w sygnałach PPGFig. 8. Amplitude fluctuation based on detecting the minimum andmaximum values in PPG signals(sygnał 3) i na kciuku lewej ręki (sygnał 4). Wybierającpierwszą opcję prezentacji, możemy obserwować kolejnezmiany parametrów sygnału PPG np. okres sygnału (rys. 6a),opóźnienia czasowe (rys. 6b), fluktuacje maksimów.Drugi rodzaj pomiarów składowej zmiennej wykorzystujeuśrednione koherentnie sygnały PPG i sprowadza do wyznaczeniawartości charakterystycznych parametrów przebiegówprzedstawionych na rys. 7.Inne klasy procedur pomiarowych zaimplementowanew programie pozwalają na obserwację zarówno składowejwolnozmiennej oddechowej, jak również fluktuacji amplitudysygnału związanej z oddziaływaniem autonomicznego układunerwowego (rys. 8).WnioskiPrzeprowadzona analiza wykonanego wieloczujnikowegosystemu pomiarowego i wstępne badania pozwalają na sformułowanienastępujących wniosków:• System umożliwia rejestrację sygnałów PPG pozyskiwanychz różnych miejsc na ciele człowieka, bazując na karciepomiarowej i środowisku LabVIEW.• Podstawową czynnością wykonywaną przed pomiaremjest właściwe umiejscowienie i umocowanie czujnika, niezakłócające miejscowego przepływu krwi, co ma istotnywpływ na sygnały PPG.• Próbkowane sygnały zawierają składowe zakłócające, pochodzącew dużej mierze od sieci zasilającej, co wynikamiędzy innymi z zastosowania karty pomiarowej przenoszącejzakłócenia na cały układ. Zaprojektowany wejściowyfiltr analogowy i dalsza filtracja cyfrowa w stopniuwystarczającym eliminują składową 50 Hz.• W zależności od prowadzonych badań, należy ustalićczęstotliwość próbkowania i odpowiednią ilość danych dostarczanychpodczas jednego cyklu pomiarowego. Trzebaprzy tym pamiętać, że odczyt danych przez program możebyć dokonywany z ograniczoną szybkością, która zależyod parametrów i konfiguracji komputera. Przykładowo:jeśli częstotliwość próbkowania wynosi 500 Hz, a ilośćzgromadzonych danych w buforze karty pomiarowej i następnieodbieranych przez program wynosi 2, to aktualizacjadanych powinna odbywać się co 4 ms. Jest tozadanie trudne do realizacji za pomocą komputera PCi może powodować niestabilną pracę programu. Dane pomiarowepowinny być aktualizowane nie częściej niż 1...4razy w ciągu sekundy.• Skutecznym sposobem na zapewnienie synchronizacjiukładu sterującego zasilaniem diod elektroluminescencyjnych,szczególnie podczas ich impulsowego zasilania, okazałosię użycie sygnału układu S/H, który umożliwiłwyznaczenie okresu świecenia diod czujników.• Fotodiody w nieoświetlonym czujniku generują prądciemny. W celu eliminacji jego wpływu zastosowano procedurękalibracji dla poszczególnych czujników, rejestrująckilkadziesiąt próbek sygnałów z nieoświetlonych fotodiod.PodsumowaniePrzedstawiony wieloczujnikowy system do badania sygnału fotopletyzmograficznegozaprojektowano i wykonano z wykorzystaniemkarty pomiarowej IOtech DaqBoard2000 i środowiskaprogramistycznego LabVIEW. Parametry techniczne urządzeniapozwalają na wielokanałową detekcję „słabych” sygnałów PPG.Elastyczna struktura opracowanej aplikacji pozwala na modyfikacjęalgorytmów przetwarzania i analizy pozyskanych sygnałóworaz generowanie odpowiednich sygnałów sterujących źródłamiświatła. Zastosowane algorytmy obliczeniowe umożliwiają analizęfali tętna w trzech aspektach: analiza czasowa, analiza amplitud,analiza wzajemnych relacji różnych parametrów pomiędzykilkoma pozyskanymi sygnałami na podstawie prawidłowo zinterpretowanychokresów sygnału.Dane zapisane za pomocą wielu czujników mogą być przydatnew poszukiwaniu i wykrywaniu nieprawidłowości w pracyukładu krążenia. Formy prezentacji danych pomiarowych i wyznaczanewspółczynniki jednoznacznie określają krzywą PPGi mogą dostarczyć istotnych informacji diagnostycznych o kondycjiukładu krwionośnego. Badanie prowadzone jednocześniew kilku różnych punktach umożliwia bezpośrednie wykrycieróżnic występujących w kształcie fali tętna, co również opisująwyznaczane, określające je współczynniki. Możliwości i parametrysystemu wskazują na jego praktyczną przydatnośćw badaniach nad krzywymi PPG.Literatura[1] Traczyk W. Z.: Fizjologia człowieka w zarysie. PZWL, Warszawa,1992.[2] Biopomiary, t. 2. w: Problemy Biocybernetyki i Inżynierii Biomedycznej,red. M. Nałęcz, Warszawa, Akademicka Oficyna WydawniczaEXIT, 2001.[3] Cysewska-Sobusiak A.: Modelowanie i pomiary sygnałów biooptycznych.Wyd. Politechniki Poznańskiej, Poznań 2001.[4] Pałko T.: Elektroniczne techniki badania rytmu serca i hemodynamiki.Post. Fiz. Med., 19, 1984, ss. 3-11.[5] Bielecki Z., Rogalski A.: Detekcja sygnałów optycznych. WNT,Warszawa 2001.[6] Bołtrukiewicz M., Cysewska-Sobusiak A.: Algorytmy kondycjonowaniasygnału fotopletyzmograficznego. Pomiary AutomatykaKontrola, nr 9, 2005, ss. 22-25.[7] Allen J., Murray A.: Effects of filtering on multi-site photoplethysmographicpulse waveform characteristics. Computers in Cardiology2004, Chicago, 19-22 Sept. 2004, pp. 485-488.[8] Magadán Ferrera F., Ferrero F. J., Blanco C. i in.: Design of alow-cost instrument for pulse oximetry. Proc. of Instrumentationand Measurement Technology Conference IMTC 2006, Sorrento,Italy, 24-27 April 2006, pp. 573-577.ELEKTRONIKA 5/2009 101

[9] Lyons R. L.: Wprowadzenie do cyfrowego przetwarzania sygnałów.WKŁ, Warszawa, 1999.[10] Millasseau S. C., Ritter J. M.,Takazawa K., Chowienczyk P. J.:Contour analysis of photoplethysmographic pulse measured atthe finger. Journal of Hypertension, vol. 24, no 8, 2006, pp. 1449-1456.[11] Millasseau S. C., Kelly R. P., Ritter J. M., Chowienczyk P. J.: Determinationof age-related increases in large artery stiffness bydigital pulse contour analysis. Clinical Science, vol. 103, 2002,pp. 371-377.[12] Khanokh B., Slovik Y., Landau D., Nitzan M.: Sympathetically inducedspontaneous fluctuations of the photopletysmographic signal.Med. Biol. Eng. Comput., vol. 42, 2004, pp. 80-85.[13] Zhang J. M., Wei P. F., Li Y.: LabVIEW based measure system forpulse wave transit time. Proc. of the 5th International Conferenceon Information and Application in Biomedicine. Shenzhen, China,May 30-31, 2008, pp. 477-480.[14] Mack D. C., Patrie J. T., Suratt P. M., Felder R. A., Alwan M.: Developmentand preliminary validation of heart rate and breathingrate detection using a passive, ballistocardiography-based sleepmonitoring system. IEEE Transactions on Information Technologyin Biomedicine, vol. 13. no 1, January 2009, pp. 111-120.[15] Kang J. M., Taiwoo Y., Kim H. C.: A wrist-worn integrated healthmonitoring instrument with a tele-reporting device for telemedicineand telecare. IEEE Transactions on Instrumentation andMeasurement, vol. 55, no 5, October 2006, pp. 1655-1661.[16] El Korek M., Aloul R., Landolsi T., Al-Ali A. R., Al-Assaf Y.: Portableintegrated multi-signal patient monitoring system. Innovationin Information Technology, Nov. 2006, pp. 1-5.[17] Jafarzadeh H., Rosenberg A.: Pulse oximetry: Review of a potencialaid in endodontic diagnosis. Journal of Endodontics, vol.35, Issue 3, pp. 329-333.[18] DeMeulenaere S.: Pulse oximetry: uses and limitations. The Journalfor Nurse Practitioners, vol. 3, Issue 5, May 2007, s. 312-317.[19] Hinkelbein J., Genzwuerker H. V., Sogal R., Fiedler F.: Effect ofnail polish on oxygen saturation determined by pulse oximetry incritically ill patients. Resuscitation, vol. 72, Issue 1, January2007, pp. 82-91.[20] Tibballs J., Russell P.: Reliability of pulse palpitation by healthcarepersonnel to diagnose paediatric cardiac arrest. Resuscitation,vol. 80, Issue 1, January 2009, pp. 61-64.[21] Hinkelbein J., Genzwuerker H. V., Sogal R., Fiedler F.: Artificialacrylic finger nails may alter pulse oximetry measurement. Resuscitation,vol. 74, Issue 1, July 2007, s. 75-82.[22] Du J., Ning G., Li Y., Zheng X.: Arterial stiffness estimation in hypertension.Proc. of the 27th Annual Conference IEEE Engineeringin Medicine and Biology, Shanghai, 1-4 Sept. 2005, pp.5507-5510.[23] De Jonckheere J., Jeanne M., Grillet A., Weber S., Chaud P., LogierR., Weber J. L.: OFSETH: Optical fibre embedded into technicaltextile for healthcare, an efficient way to monitor patientunder magnetic resonance imaging. Proc. of the Annual InternationalConference of the IEEE EMBS, Lion, France, 23-26 August2007, pp. 3950-3953.[24] White D., Sarrafzadeh M., Welsh M., Gao T., Massey T., SelavoL., Crawford D., Chen B., Lorincz K., Shnayder V., Hauenstein L.,Dabiri F., Jeng J., Chanmugam A., White D., Sarrafzadeh M.,Welsh M.: The advanced health and disaster aid network: a lightweightwireless medical system for triage. IEEE Transactions onBiomedical Circuits and Systems, vol. 1, no 3, Sept. 2007, pp.203-216.[25] Dresher R. P., Mendelson Y.: Reflectance forehead pulse oximetry:effect of contact pressure during walking. Proc. of the 28thIEEE EMBS Annual International Conference, New York City,USA, August 30-September 3, 2006, pp. 3529-3532.[26] Zieliński T. P.: Cyfrowe przetwarzanie sygnałów. Od teorii do zastosowań.WKŁ, Warszawa 2007. 102 ELEKTRONIKA 5/2009

Aktywna antena radiolokacyjna na pasmo S.Część 2. System odbiorczymgr inż. ANNA CZWARTACKA, mgr inż. JACEK CHOLEWA, mgr inż. TOMASZ LORENS,mgr inż. ROBERT SENDER, mgr inż. MIROSŁAW ANDRZEJEWSKI,mgr inż. DARIUSZ STARTEK, mgr inż. BOGDAN STACHOWSKIPrzemysłowy Instytut Telekomunikacji S.A., WarszawaSystem odbiorczy anteny radiolokacyjnej wykorzystuje do odbiorusygnałów radiolokacyjnych szesnastowierszową strukturępromieniującą. W każdym z wierszy struktury promieniującejsą dwa wyjścia sygnału, do których dochodzą sygnały odebranez przestrzeni, zsumowane w symetrycznych względemsiebie strukturach sumatorów. Symetria struktur sumatorów zapewniasynfazowość sygnałów na obydwu wyjściach wiersza,dzięki temu jest możliwe kształtowanie azymutalnych charakterystykodbiorczych sumacyjnych i różnicowych.W pobliżu wyjść z wierszy antenowych są umieszczonetrójramienne cyrkulatory spełniające rolę przełączników nadawanie-odbiór,rozdzielające kierunki transmisji sygnałównadawanych i odbieranych. Do ramienia odbiorczego cyrkulatorajest włączony małoszumny wzmacniacz wstępny. Cyrkulatortrójramienny i wzmacniacz małoszumny tworzą torodbiorczy modułu nadawczo-odbiorczego. Głównym blokiemsystemu odbiorczego anteny aktywnej jest blok formowaniawiązek odbiorczych, w którym są kształtowane wiązki odbiorczew płaszczyźnie azymutu i elewacji. Struktura systemuodbiorczego anteny radiolokacyjnej na pasmo S jest przedstawionana rys. 1.Sygnały radiolokacyjne po wstępnym wzmocnieniu są doprowadzanedo dwóch wejść w każdym z wierszy bloku formowaniawiązek. Wiązki odbiorcze sumacyjne i różnicowew płaszczyznach azymutu i elewacji są kształtowane w kolumnachukładu formowania wiązek.Tor odbiorczy modułu nadawczoodbiorczegoTor odbiorczy modułu nadawczo-odbiorczego tworzą: cyrkulatortrójramienny i mikrofalowy wzmacniacz wstępny o małymwspółczynniku szumu. Cyrkulator trójramienny spełnia rolęprzełącznika nadawanie odbiór zapewniając kierunek transmisjisygnałów nadawczych do anteny i kierunek transmisjiodbieranych sygnałów do toru odbiorczego. Ze względu naRys. 2. Schemat blokowy wzmacniacza wstępnegoFig. 2. Block diagram of front end amplifierRys. 1. Struktura systemu odbiorczego anteny radiolokacyjnej napasmo SFig. 1. Electrical structure of the receive part of a S band active antennasystemRys. 3. Widok wzmacniacza wstępnego po usunięciu pokrywy górnejFig. 3. General view of front end amplifier with removed upper coverELEKTRONIKA 5/2009 103

skończoną wartość izolacji cyrkulatora NO, na wejściuwzmacniacza zastosowano ogranicznik zabezpieczającywzmacniacz przed uszkodzeniem mocą nadawczą przeciekającądo toru odbiorczego w czasie nadawania. Schematblokowy wzmacniacza wstępnego przedstawiono na rys. 2.Moc nadawana przeciekająca na wejście wzmacniaczamoże osiągać do 200 W w impulsie i 20 W mocy średniej, dlategona wejściu wzmacniacza zastosowano ogranicznik quasiaktywnyna diodach pin. Ogranicznik quasiaktywny maznacznie większą wytrzymałość mocową od ogranicznikówbiernych z autopolaryzacją diod pin. Na wejściu ogranicznikazastosowano dodatkowy cyrkulator z obciążeniem mocyw trzecim ramieniu (20 W mocy średniej), w którym jest traconamoc odbijana od diod ogranicznika pracujących w staniezwarcia w czasie trwania impulsu nadawczego. Widokwzmacniacza wstępnego z odsuniętą pokrywą górną przedstawionona rys. 3.Charakterystyki wzmacniacza: wzmocnienia mocyi współczynnika szumu przedstawiono odpowiednio na rys. 4i 5. Wzmocnienie mocy wzmacniacza jest większe od 15 dB,a współczynnik szumu mniejszy od 2,5 dB. Wzmacniaczewstępne wraz z układami sumatorów w wierszach antenowychstanowią aktywną strukturę wiersza odbiorczego. Dlazachowania symetrii amplitudy i fazy sygnałów na dwóch wyjściachwiersza aktywnego musi być zachowana powtarzalnośćamplitudy i fazy wzmacniaczy wstępnych odegzemplarza do egzemplarza. Amplituda wzmocnienia mocyserii kilkudziesięciu wzmacniaczy mieści się w przedziale1 dB (max), a wnoszone przez wzmacniacze przesunięciefazowe mieści się w przedziale 14° (max).Moduły nadawczo-odbiorcze są umieszczone w pobliżuwyjść z wierszy antenowych, a połączenie modułu z wierszemantenowym jest wykonywane małostratną linią kablową. Takierozwiązanie umożliwiło uzyskanie współczynnika szumucałego toru odbiorczego zbliżonego do współczynnika szumu,mierzonego na wejściu modułu.Układ formowania wiązek odbiorczychZadaniem bloku jest wyróżnienie sygnałów sumacyjnych orazróżnicowych w azymucie dla każdego wiersza antenowegooraz wykorzystania tych sygnałów do formowania wiązek odbiorczychelewacyjnych.Układ formowania wiązek kształtuje w płaszczyźnie elewacjiwiązki sumacyjne dla sygnałów sumy i różnicy w azymucieoraz charakterystykę różnicową w elewacji dlasygnałów sumy w azymucie. Dzięki zastosowaniu 6-bitowychcyfrowych przesuwników fazy oraz 6-bitowych tłumikóww układzie formowania wiązek, kształt oraz położenie wiązekodbiorczych w elewacji może być sterowane elektronicznie.Struktura układu formowania wiązek odbiorczych jest przedstawionana rys. 6.Układ formowania wiązek ma strukturę wierszowo-kolumnową.Sygnały z lewej części aktywnego wiersza antenowegosą doprowadzane do hybrydowego sumatora typu ratracez przesunięciem fazy sumowanych sygnałów 0 i 180°. Sumatorhybrydowy wyróżnia sygnały sumy i różnicy w płaszczyźnieazymutu. Tory sumacyjny i różnicowy wiersza układuformowania wiązek mają taką samą strukturę. Struktura wierszaukładu formowania wiązek jest przedstawiona na rys. 7.Rys. 4. Wzmocnienie mocy wzmacniacza wstępnego w funkcjiczęstotliwościFig. 4. Power gain of front end amplifier versus frequencyRys. 6. Struktura układu formowania wiązek odbiorczychFig. 6. Electrical structure of the receive beam forming networkRys. 5. Współczynnik szumu wzmacniacza wstępnego w funkcjiczęstotliwościFig. 5. Noise figure of front end amplifier versus frequencyRys. 7. Schemat wiersza układu formowania wiązek odbiorczychFig. 7. Electrical diagram of receive beam forming network104 ELEKTRONIKA 5/2009

W każdym z torów jest włączony: filtr środkowo-przepustowyograniczający pasmo pracy toru odbiorczego, wzmacniaczmikrofalowy o małych szumach i cyrkulator separujący.W kolumnach układu formowania wiązek są kształtowanewiązki sumy i różnicy w płaszczyznach azymutu i elewacji.Struktura kolumny układu formowania wiązek jest przedstawionana rys. 8.W kolumnach układu formowania wiązek odbiorczych zastosowanomonolityczny układ mikrofalowy spełniający funkcje6-bitowego cyfrowego przesuwnika fazy i 6-bitowego cyfrowegotłumika. Parametry układu typu PH332 podano w tab. 1.Tłumik pozwala ustawić wymagany poziom amplitudyz dokładnością ±0,25 dB, a przesuwnik fazy wymagane przesunięciefazy z dokładnością ±2,8°. Sygnały z ośmiu wierszyukładu UFW są sumowane w synfazowych sumatorach mocytypu Wilkinsona. Końcowym sumatorem kolumnowym jest sumatorhybrydowy typu ratrace z przesunięciem fazy sumowanychsygnałów 0° i 180° pozwalający na wyróżnienie na jegowyjściach sygnałów sumy i różnicy w płaszczyźnie elewacji.W podobnym układzie w drugiej kolumnie jest wytwarzanysygnał sumy różnicowych sygnałów azymutalnych. Widokogólny układu formowania wiązek jest przedstawiony na rys. 9.Rys. 8.Struktura kolumny układu formowania wiązek odbiorczychFig. 8 Column structure of receive beam formerTab. 1. Parametry wielofunkcyjnego układu monolitycznegoPH332AM1Tabl. 1. Parameters of multifunction monolithic circuit PH332AM1Pasmo pracyZakres zmiany tłumieniaZakres zmian fazyBłąd amplitudy przy stałym ustawieniuprzesuwnika fazyZmiana fazy tłumika przy stałym ustawieniuprzesuwnika fazyBłąd amplitudy przesuwnika fazy przyminimalnym tłumieniu tłumikaBłąd fazy przesuwnika fazy przyminimalnym tłumieniu tłumikaBłąd tłumienia RMS3,0...3,6 GHz0...31,5 dBw 64. stanach0...354,375°w 64. stanach±0,2 dB3°±0.5 dB± 3°< 0,25 dBBłąd fazy RMS < 2,8°Straty< 9,5 dBWFS wejściowy < 1,2WFS wyjściowy < 1,4Rys. 9. Widok ogólny układu formowania wiązek odbiorczychFig. 9. General view of the receive beam formerTab. 2. Położenie oraz szerokość wiązek odbiorczychTabl. 2. Positions and beam-widths of receive beamsNr kierunku wiązkiodbiorczejPołożenie [º] Szerokość [º]1 -13 8,22 -6,4 83 0,2 84 6,8 85 13,4 6,8ELEKTRONIKA 5/2009 105

Rys. 10. Charakterystyka sumacyjna i zmiana jej położenia w płaszczyźnieelewacjiFig. 10. Sum patterns for different radiation directions in elevationplaneRys. 12. Charakterystyka sumacyjna w płaszczyźnie elewacji dlasygnału sumy i w płaszczyźnie azymutu (wiązka 1)Fig. 12. Sum pattern in elevation plane for sum signals in azimuthplane (beam 1)Rys. 11. Charakterystyka różnicowa i zmiana jej położenia w płaszczyźnieelewacjiFig. 11. Difference patterns for different radiation directions in elevationplanePołożenie wiązek odbiorczych w elewacji jest zmieniane poprzezodpowiednie ustawienie przesunięć fazy przesuwników.Sterowanie odbywa się poprzez system sterowania i diagnostykiz zewnętrznego komputera PC. Projekt aktywnej antenyzakłada pięć położeń wiązek w elewacji i dla takich położeń zostałyzaprogramowane przesuwniki fazy. Pięć położeń wiązeko szerokości 8° zapewniają kąt pokrycia w płaszczyźnie elewacjiwiększy od 30º. Do wyliczeń charakterystyk wiązek dla kierunkówod 1 do 4 przyjęto poziom listków bocznych -40 dB, dlakierunku 5 przyjęto poziom listków bocznych -30 dB. Syntezęcharakterystyk antenowych przeprowadzono metodą Dolpha-Czybyszewa. Położenia wiązek odbiorczych oraz ich 3 dB szerokościprzedstawione są w tab. 2.Charakterystyki antenowe odbiorcze obliczone dlarozkładów nominalnych zostały przedstawione na rys. 10.,a na rys. 11. charakterystyki elewacyjne różnicowe.Charakterystyki toru odbiorczegosystemu antenowegoRys. 13. Charakterystyka sumacyjna w płaszczyźnie elewacji dlasygnału sumy w płaszczyźnie azymutu (wiązka 5)Fig. 13. Sum pattern in elevation plane for sum signals .in azimuthplane (beam 5)Rys. 14. Charakterystyka różnicowa w elewacji dla sumy sygnałóww azymucie (wiązka 1)Fig. 14. Difference pattern in elevation plane for sum signals in azimuthplane (beam 1)Charakterystyki toru odbiorczego (bez segmentów antenowych)są wyznaczane na podstawie wyników pomiarówrozkładów amplitudy i fazy w wierszach i kolumnach toru.Podstawową zaletą układu elektronicznego formowaniawiązek jest możliwość ustawiania rozkładów amplitudy i fazyukładu formowania wiązek, włączonego w strukturę systemuodbiorczego. W trakcie ustawiania rozkładów amplitudy i fazyukładu formowania wiązek można skorygować błędy amplitudyi fazy wnoszone przez pozostałe podzespoły toru, jakcyrkulatory czy wzmacniacze, dzięki temu w praktyce otrzymujesię charakterystyki promieniowania zbliżone do charakterystykwyznaczonych teoretycznie.Na rysunku 12. przedstawiono charakterystykę sumacyjnąw elewacji dla sumy sygnałów w azymucie dla pierwszego kierunkupromieniowania (wiązka 1), a na rys. 13. charakterystykęsumacyjną dla piątego kierunku promieniowania. Narysunkach kolorem czerwonym zaznaczono charakterystyki wyliczoneteoretycznie, a kolorem niebieskim zaznaczono charakterystykiwyliczone z pomierzonych rozkładów amplitudy i fazy.106 ELEKTRONIKA 5/2009

ardzo niskiego poziomu listków bocznych w elewacji, mniejszychod -32 dB. Dla porównania przy szesnastowierszowejantenie z układem formowania wiązek z matrycą Blassa uzyskiwanyjest poziom listków bocznych około -22 dB.PodsumowanieRys. 15. Charakterystyka różnicowa w elewacji dla sumy sygnałóww azymucie (wiązka 5)Fig. 15. Difference pattern in elevation plane for sum signals in azimuthplane (beam 5)Charakterystyka dla piątej wiązki została wyznaczona dlapoziomu listków bocznych -30 dB. Na rys. 14. przedstawionocharakterystykę różnicową w elewacji dla sumy sygnałóww azymucie dla pierwszego kierunku promieniowania (wiązka1), a na rys. 15. charakterystykę różnicową dla piątego kierunkupromieniowania (wiązka 5).W prezentowanym elektronicznym układzie formowaniawiązek zainstalowanym w urządzeniu faza może być ustawianaz dokładnością ±3°, a amplituda z dokładnością ±0,5 dB, takiedokładności umożliwiają uzyskanie dla całego toru odbiorczegoW artykule przedstawiono system odbiorczy aktywnej antenyradiolokacyjnej na pasmo S. W systemie zastosowano elektronicznekształtowanie wiązek, w którym elektroniczny układformowania wiązek kształtuje elewacyjne wiązki sumacyjnei różnicowe dla sumy sygnałów w azymucie i wiązkę sumacyjnądla różnicy sygnałów w azymucie. Zmiana położeniawiązek w elewacji jest realizowana poprzez zmianę przesunięćfazy w kolumnach UFW. Do ustawienia wymaganychrozkładów amplitudy i fazy zastosowano monolityczny układMMIC zawierający 6-bitowy: tłumik i przesuwnik fazy pozwalającena realizację wymaganych rozkładów amplitudy i fazyz dużą dokładnością. Duża dokładność odwzorowania teoretycznychrozkładów pozwoliła na uzyskanie charakterystykpromieniowania bardzo bliskich charakterystykom teoretycznym.Dzięki korekcie błędów wnoszonych przez poszczególnepodzespoły tworzące tor odbiorczy, poziom listków bocznychtoru odbiorczych jest mniejszy od -32 dB, a wcięcie charakterystykiróżnicowej jest na poziomie -40 dB.Roman Kubacki: Anteny mikrofalowe. Technika i środowisko.WKiŁ, Warszawa 2008Szerokie wprowadzenie bezprzewodowejtelefonii komórkowej ogromnie zwiększyłozainteresowanie propagacją mikrofalnie tylko w kręgach fachowych, alerównież w szerokich kręgach społeczeństwapoddawanego przez media systematycznemupraniu mózgów o rzekomejszkodliwości wszelkich nadajników, niezależnieod tego, co i jak nadają. Z powyższychwzględów autor omówił układyantenowe systemów telefonii komórkowejGSM, DCS i UMTS - scharakteryzowanomoce anten nadawczych i ichoddziaływanie na ludzki organizm. Wprowadzono podział pola elektromagnetycznegona 3 strefy w zależności od zasięgu i w każdej z nichprzeprowadzono analizę pól elektrycznych i magnetycznych.Monografia jest poświęcona podstawom teoretycznym, budowiei działaniu anten mikrofalowych z uwzględnieniem wpływu promieniowaniaelektromagnetycznego na środowisko. Opisano różne rodzajeanten mikrofalowych (m.in. dipol Hertza, liniowa, tubowa,reflektorowa, mikropaskowa, sektorowa, systemy anten dla telefonówkomórkowych),charakterystyczne obszary pola promieniowaniai syntezę charakterystyki promieniowania, propagację fal elektromagnetycznychoraz prawną ochronę zdrowia ludzi w polach elektromagnetycznych,w tym m.in. krajowe dopuszczalne wartościnatężenia pól elektromagnetycznych, ochronę przed elektromagnetycznymipolami impulsowymi oraz ochronę zdrowia ludzi w polachelektromagnetycznych w Unii Europejskiej.Autor książki szczególnie dokładnie omówił propagację fal elektromagnetycznychi metody ich pomiaru. Przeanalizowano modeleprognozowania natężenia pola i metody ich obliczeń, przede wszystkimdla anten aperturowych. Zaprezentowano 2 metody obliczeń: metodęwyznaczania rozkładów promieniowania na podstawie zadanychpól na aperturze oraz na podstawie zadanych prądów na niej.Książka jest przeznaczona dla osób zainteresowanych problematykąpromieniowania elektromagnetycznego oraz zabezpieczeniemludzi przed szkodliwym oddziaływaniem promieniowaniamikrofalowego, emitowanego przez gęsto rozmieszczone wokół budynkówmieszkalnych anteny nadawczo-odbiorcze różnych służboraz sieci telefonii komórkowej, internetowych sieci bezprzewodowychi in. Ponadto stanowi aktualne źródło wiedzy na temat technikianten mikrofalowych, może więc być przydatna dla pracowników naukowychi studentów wydziałów elektroniki i telekomunikacji wyższychuczelni technicznych, a także studentów studiów podyplomowycho kierunku telekomunikacyjnym.ELEKTRONIKA 5/2009 107

Szkło dla fotoniki. Część 8.Właściwości szkieł laserowychdr hab. inż. RYSZARD ROMANIUK prof. PWPolitechnika Warszawska, Instytut Systemów ElektronicznychOd samego początku badań nad laserami brana była poduwagę ich konstrukcja ze szkła. Pierwszą wiązkę światła koherentnegouzyskano z syntetycznego kryształu rubinu, alezaledwie rok później do generacji wykorzystano pręt szkła domieszkowanegoneodymem, pobudzany lampami błyskowymi,ale także laser He-Ne oraz niewiele później chłodzony,impulsowy laser półprzewodnikowy. W tym czasie w uzyskaniulepszych parametrów wiązki konkurowały ze sobą: gaz,kryształy optyczne i szkła. W porównaniu ze szkłami kryształymają lepsze właściwości mechaniczne, termiczne i niektóreoptyczne. Szkła mogą być wytwarzane znacznie łatwieji taniej niż kryształy w dowolnych kształtach i obecnie o bardzodobrych parametrach optycznych.Grupa szkieł laserowych stanowi podgrupę wysokiej jakościszkieł optycznych. Można je podzielić na szkła aktywnei bierne. Pod terminem szkło laserowe na ogół rozumiane sąrodzaje szkieł domieszkowanych jonami aktywnymi. Szkła sąprzeznaczone do budowy ośrodka aktywnego lasera, np. rezonatoralub jego części. Jony aktywne są rozproszone równomiernie(lub gradientowo) z pewną gęstością w matrycyamorficznej szkła. Szkło używane jest także do budowy innychczęści lasera oraz elementów optycznych. W niektórychkonstrukcjach laserów te szklane podzespoły pasywne mogąbyć standardowe jak w innych systemach optycznych, bądźmuszą spełniać dodatkowe trudne wymagania techniczne. Tewymagania na parametry stosowanego szkła w technice laserowejróżnią się zasadniczo w zależności od konstrukcji laserai jego przeznaczenia.Kryteria doboru szkieł aktywnych i pasywnych w technicelaserowej mogą być podzielone w przybliżeniu na następujące,różne obszary techniki laserowej:• wymiar geometryczny lasera: duże, małe, objętościowe,zintegrowane, światłowodowe,• energia i moc lasera: impulsowy i o pracy ciągłej, dużejenergii, dużej mocy średniej,• długość fali lasera: VUV, UV, widzialne, IR bliskie, średniei dalekie,• zastosowanie lasera: medyczne, przemysłowe, badawcze,astronomiczne, spawarki laserowe i urządzenia do cięcia,inne systemy wielkiej mocy, systemy laserowe precyzyjnemetrologiczne i interferometryczne, stabilne termicznie.W artykule omówiono aktywne szkła laserowe, ale takżepodane zostaną parametry wybranych szkieł laserowych pasywnychtakie, które wyróżniają je z ogólnej klasy szkiełoptycznych. Wraz z rozwojem laserów szkła ustabilizowałyswoją pozycję w tzw. technice laserów na ciele stałym, gdziestanowią podgrupę laserów na szkle. Szkło jako element aktywnyjest domieszkowane np. neodymem, chromem, erbem,innymi jonami ziem rzadkich. Stany wzbudzone takich jonównie są silnie sprzężone z wibracjami termicznymi sieci amorficznejszkła (fononami). Próg laserowania może byćosiągnięty dla relatywnie małych jasności pompowaniaoptycznego. Najbardziej popularne materiały z tej grupy to -oprócz kryształu Nd:YAG - szkła oznaczane w literaturze symbolamiNd:szkło, Er:Yb:szkło.Lasery gazowe są budowane z wykorzystaniem bardzowytrzymałych termicznie i mechanicznie rurek z czystegoszkła krzemionkowego. W rurce zamknięty jest gaz aktywny.Istotnym problemem technologicznym jest wykonanie przepustówmetalowych dla wewnętrznych elektrod. Przepustymetalowe lub metalowo-ceramiczne muszą być dopasowanedokładnie pod względem dylatacji termicznej do szkła i wzajemniewzględem wszystkich zastosowanych materiałóww relatywnie szerokim zakresie temperatur. Inny rodzaj szkłamoże być zastosowany do budowy okienek lub filtrów przezktóre wiązka światła opuszcza laser. W zależności od długościfali okienko musi być przezroczyste, od UV do dalekiego IR,poprzez zakres widzialny. Wówczas problemem staje się budowagazoszczelnego i mechanicznie oraz termicznietrwałego złącza pomiędzy różnymi szkłami rurki i okienka.W laserach dużej mocy całość konstrukcji lasera musi być odpornana znaczne gradienty temperatur. Zarówno szkła aktywne,jak i pasywne stosowane w technice laserowej musząspełniać wiele dodatkowych warunków technicznych. Dlategow technice mówi się o odrębnej specyfice szkieł laserowych.Konstrukcja lasera na szkle może być objętościowa lubświatłowodowa. W rozwiązaniu objętościowym, szklany prętlaserujący jest umieszczony w zewnętrznym rezonatorze(wówczas jego zakończenia są polerowane pod kątem Brewstera),lub sam stanowi rezonator (wówczas zakończeniamogą być pokryte dodatkowymi zwierciadłami o określonejprzepustowości dla generowanej wiązki światła). Szkło laserowejest pobudzane pompą optyczną o długości fali i energiidopasowanej do rodzaju lasera. Szkło aktywne absorbujeenergię pompy optycznej i dokonuje jej konwersji w spójnąwiązkę światła laserowego, na ogół o większej długości fali niżdługość fali pompy. Wykorzystanie energii pompy odbywa sięz pewną skończoną efektywnością konwersji. Sprawność konwersjizależy od parametrów szkła, układu geometrycznegopompowania, parametrów pompy, itp. Przy szerokopasmowejpompie znaczna część energii podlega rozproszeniu termicznemu.Szkło jest podgrzewane, nawet w przypadku laserowejpompy wąskopasmowej, dopasowanej do konkretnego przejściapobudzania jonu aktywnego. Szkło powinno być chłodzone,aby zapobiec wywołaniu zbyt dużych gradientówtemperatury i wynikających z tego problemów spowodowanychdylatacją i termicznie generowaną zmianą refrakcji. Mimochłodzenia, które zresztą nie jest równomierne, bowiem tylkoz zewnątrz laserowego pręta szklanego, konieczne jest w projekcielasera uwzględnienie dopuszczalnych gradientów temperaturyi refrakcji w szkle.Wybór jonu domieszki aktywnej w szkle laserowym zdeterminowanyjest długością fali. Wybór osnowy szklanej dladomieszki aktywnej jest uzależniony od wielu czynników,m.in: optycznych, termicznych, mechanicznych, fizycznych,a właściwie odpowiednią ich kombinacją do wymogów technicznychaplikacji.W tabeli 1. zebrano rodzaje obecnie stosowanych laserówna szkle i dla porównania na kryształach z tą samą domieszkąaktywującą.108 ELEKTRONIKA 5/2009

Tab. 1. Rodzaje laserów na szkle i ich partnerów na ekwiwalentnym krysztaleTabl. 1. Kinds of glass lasers and their counterparts on crystalsTyp lasera, ośrodekaktywnyPodstawowedługości fali [µm]Pompa optycznaZastosowaniaNd: YAG 1,064, (1,32)Lampy błyskowe, półprzewodnikowediody laseroweObróbka materiałów, dalmierze, systemy celownicze, chirurgia, badawcze,pompowanie innych laserów, podwajanie częstotliwości wcelu otrzymania fali zielonej 532 nm, najpopularniejszy laser dużejmocy w technice, impulsowy, czas impulsu poniżej 1 nsNd: szkło~1,062krzemionka~1,054fosforoweLampy błyskowe, półprzewodnikowediody laseroweStosowany do budowy laserów mocy terawatowych, o energii megadżulowej,systemy z wielokrotną wiązką laserową do fuzji jądrowej,lasery z potrojeniem częstotliwości 351 nm do laserowejmikrosyntezyYb: YAG 1,03Lampy błyskowe, półprzewodnikowediody laseroweChłodzenie cząstek w optyce atomowej i technice kondensatuBosego_Einsteina, obróbka materiałów, impulsy femtosekundowe,mikroskopia wielofotonowa, LIDARYb: szkłoYb: światłowód1,0 Diody laseroweW wersji światłowodowej kilka kilowatów mocy ciągłej, sprawnośćoptyczna ~70...80% i elektryczna ~25%, laserowa obróbka materiałów,spawanie, nieliniowe światłowodowe źródła światła, pompydo światłowodowych wzmacniaczy i laserów RamanaEr: YAG 2,94Lampy błyskowe, półprzewodnikowediody laseroweDentystyczneEr: szkło orazEr: Yb:szkło1,53...1,56 Diody laseroweW formie prętów, płytek, mikroelementów, światłowodów, wzmacniaczeświatłowodowe dla telekomunikacjiLasery i wzmacniaczeświatłowodowe:Er, Yb, Nd, Dy, Pr, Tm1,0...1,7 Laser półprzewodnikowy Telekomunikacja, optyczne systemy instrumentalneYb 2 O 3 :szkłoceramika 1,03 Diody laserowe Lasery z impulsami piko i femtosekundowymiPm +3 : szkło fosforowe -ołowiowo-indowe0,933 0,1098 Diody laseroweMateriał laserowy jest radioaktywny, 4 poziomowy układ laserowania,Promet 147 z grupy lantanowcówSzkło Ce: LiSAF,Ce: LiCAF~0,280...0,316Laser Nd:YAG z poczwórnymzwielokrotnieniemczęstotliwości. Laser ekscymerowy,laser na parachmiedziTeledetekcja atmosferyczna, LIDARLasery i wzmacniaczeświatowodowe Ramana1,0...1,7 Laser półprzewodnikowy Telekomunikacja, optyczne systemy instrumentalneAktywne szkło laserowei jego podstawowe parametryW aktywnym szkle laserowym pobudzanym do świeceniamusi istnieć równowaga pomiędzy trzema na ogół jednocześniezachodzącymi procesami: fotoabsorpcją związanąz pompowaniem szkła, emisją spontaniczną istniejącą naturalniez określonym prawdopodobieństwem oraz emisjąstymulowaną. Warunkiem zaistnienia zjawiska emisji stymulowanejjest stabilne istnienie w szkle rozproszonej grupy atomów(lub molekuł) aktywnych w energetycznym staniewzbudzonym. Materiał taki jest w stanie inwersji energetycznej(lub inwersji populacji). Stan inwersji powinien być stabilnyprzez pewien czas. Na ogół ten czas jest relatywnie krótki,a jego miarą jest okres półtrwania stanu inwersji. Metastabilnystan inwersji energetycznej w szkle laserowym otrzymywanyjest poprzez absorpcję fotonów - fotoabsorpcję.Emisja stymulowana (tutaj w szkle) jest procesem, w którymjon aktywny w szkle, będący w stanie wzbudzenia w odpowiedzina zaburzenie fotonem traci energię poprzez generacjęinnego fotonu. Zaburzający foton nie jest absorbowany(jak w procesie fotoabsorpcji podczas pompowania), a generowanyjest foton o takiej samej fazie, częstotliwości, polaryzacjii kierunku rozprzestrzeniania się. Proces jestkoherentnym optycznym wzmocnieniem. Oba fotony są w staniepełnej koherencji. Generowany przez atom aktywnyw szkle foton nie może mieć dowolnej energii, lecz związanąz różnicą poziomów energetycznych E 1 - E 2 = hf, gdzie: f -częstotliwość fali światła, h - stała Plancka. Naturalne poziomyenergetyczne jonów aktywnych są nieco modyfikowane przezszkło, w którym te jony są rozproszone z powodu lokalnychoddziaływań polowych. Konkurentem energetycznym emisjistymulowanej do korzystania z energii stanu inwersji (prowadzącejdo powstania spójnej wiązki światła laserowego)w szkle jest emisja spontaniczna, prowadząca do generacjifotonów o tej samej energii hf, ale przypadkowej fazie i kierunkurozprzestrzeniania się (a więc z punktu widzeniadziałania lasera na szkle jest to proces stratny).ELEKTRONIKA 5/2009 109

Fotoabsorpcja i fotoemisjaw szkle laserowymParametry emisji spontanicznej, fotoabsorpcji oraz emisji stymulowanejw szkle aktywnym są wielkościami statystycznymiokreślonymi prawdopodobieństwem danego przejścia energetycznegow jednostce czasu bądź czasem życia przejścia(odwrotnością tego prawdopodobieństwa). Prawdopodobieństwaprzejścia wymienionych trzech procesów są nazywanewspółczynnikami Einsteina i oznaczane jako: A 21 , B 12 i B 21 .Wszystkie trzy procesy są opisywane podobnie za pomocązależności: ∂N/∂t = A(lub B)NI(f), gdzie I(f) jest spektralnymnatężeniem promieniowania dla częstotliwości f konkretnegoprzejścia energetycznego. Dla emisji spontanicznej przyjmujemy,że I(f) =1.Emisja spontaniczna N pobudzonych atomów (N możetakże oznaczać gęstość atomów aktywnych rozproszonychw szkle) zachodzi według zależności: ∂N/∂t = AN = N/τ,gdzie τ = 1/A - czas życia przejścia energetycznego,będący czasem połowicznego rozładowania energetycznegostanu inwersji, A 21 współczynnik Einsteina emisjispontanicznej charakteryzujący prawdopodobieństwo danegoprzejścia energetycznego w atomie. Rozwiązaniemrównania jest N(t) =N(0)exp(-t/τ), τ = ln(2)/λ, gdzie λ - jeststałą zaniku eksponencjalnego. Współczynnik emisji spontanicznejwynosi:Czas życia fluorescencji τ jest czasem, w którym atom (lub molekuła)aktywny (tutaj w szkle laserowym) pozostaje w staniewzbudzonym, zanim wyemituje foton, spontanicznie lub w spoε= ANE/4π, E = hf. (1)Fotoabsorpcja i emisja stymulowana jest opisana analogicznązależnością:∂N/∂t = BNI = NI/τ (2)Stan równowagi fotonicznej w termodynamicznie zrównoważonymszkle aktywnym opisany jest równaniem wynikłymz zasady zachowania energii: A 21 N 2 + B 21 N 1 I = B 12 N 1 I, stądwspółczynnik absorpcji wynosi: κ [1/m] = (E/4π)(N 1 B 12 -N 2 B 21 ), gdzie: N 2 i N 1 jest gęstością atomów emitujących i absorbujących.Współczynniki Einsteina są wzajemnie zależnei mogą być wyznaczone dokładnie dla danego przejścia energetycznego(określonego jako oscylator elementarny), korzystającz równowagowego rozkładu energii atomówMaxwella-Boltzmanna oraz prawa promieniowania ciała doskonaleczarnego (prawo Plancka).Laser na szkle aktywnym należy do szerszej grupy, podobnychdo siebie laserów na ciele stałym pompowanychoptycznie. Cała ta grupa opisywana jest podobnym modelem.Ośrodek aktywny takiego lasera charakteryzuje się dwomapodstawowymi parametrami - efektywnym przekrojem poprzecznym(prawdopodobieństwem) na absorpcję i emisję dladwóch częstotliwości f a oraz f e .Przekrój poprzeczny na absorpcjęi emisję stymulowaną w szkle laserowymTermin przekrój poprzeczny jest używany do opisu prawdopodobieństwaoddziaływań pomiędzy cząsteczkami, także fotonówi atomów oraz molekuł. Przekrój poprzeczny naabsorpcję fotonu przez atom aktywny w szkle jest miarą prawdopodobieństwaprocesu fotoabsorpcji. Przekrój poprzecznyna absorpcję σ 12 w szkle wyraża się zależnością:dN f /dx = - N f N a σ 12 (3)Liczba fotonów dN f , absorbowana w szkle na drodze odx do x +∆x mierzonej wzdłuż absorbowanej (tutaj pompującej)wiązki światła jest iloczynem całkowitej liczby fotonówN f penetrującej szkło na głębokość x oraz liczby N aabsorbujących atomów (lub molekuł) na tej drodze.Przekrój poprzeczny na emisję stymulowaną σ 21 [m 2 ] wyrażasię zależnością:σ 21 (v) = A 21 λ 2 g(v)/8πn 2 (4)gdzie: g(v) [s] kształt linii emisji opisany rozkładem Lorentzao parametrach: szerokość połówkowa Г [Hz] i częstotliwośćlinii v o [Hz]; λ - długość fali, n - współczynnik załamania. Przekrójpoprzeczny na emisję stymulowaną jest prawdopodobieństwemEinsteina danego przejścia, znormalizowanym dorozkładu Lorentza, długości emitowanej fali i refrakcji ośrodka.Wzmocnienie optyczne w szkle laserowymNatężenie emisji stymulowanej I [W/m 2 ] spełnia równanie:dI/dz = Nσ 21 I(z). (5)Wzmocnienie optyczne G w szkle laserowym, dla małegonatężenia I(z) jest iloczynem przekroju poprzecznego naemisję stymulowaną σ atomu aktywnego oraz gęstości wzbudzonychatomów N [l.a./m -3 ] w szkle G(v) [rad/m] = Nσ 21 .Małe natężenie emisji stymulowanej oznacza, że procesyw szkle są liniowe, nie ulegają nasyceniu i zmiany natężenianie mają wpływu na inwersję populacji, czyli dI/dz = GI(z) lubI(z) =I o exp(Gz). Ze wzrostem natężenia emisji stymulowanej,związanym ze wzrostem mocy optycznej pompowania szkła,występuje zjawisko nasycenia. Natężenie nasycenia jest zdefiniowanejako: I s = hv/στ s , gdzie τ s - stała czasowa nasycenia.Uwzględniając nieliniowe zjawisko nasycenia, czyliniezależnie od mocy pompy optycznej, wzmocnienie optycznew szkle aktywnym wyrażone jest ogólną zależnością:dI/dz = GI/(1 + gI/I s ). (6)Zależność ta (wielkosygnałowa) upraszcza się do wzmocnieniamałosygnałowego dla I o > I s wzmocnienie optyczne jest G → 1,a natężenie emisji jest I(z) = I o + GzI s /g.W szkle aktywnym, w którym konieczne jest uzyskanie jaknajwiększego wzmocnienia optycznego G, przekrój poprzecznyna emisję stymulowaną σ 21 i koncentracja domieszki aktywnejN powinna być jak największa. Dla obu wielkościwystępuje zjawisko nasycenia. Przy dużej wartości przekrojupoprzecznego na emisję stymulowaną wzmacniane są fotonystymulowane, ale i spontaniczne w szkle. Sprawność procesulaserowania także spada. Przy dużej wartości koncentracji domieszkisąsiednie atomy wchodzą w stan sprzężenia energetycznegoi sprawność procesu laserowania spada.W rezultacie konieczny jest wybór wartości optymalnych.Duża wartość σ 21 daje większą moc wyjściową lasera naszkle kosztem efektywnej sprawności energetycznej optyki:wejściowa wiązka pompująca, wyjściowa wiązka laserowa.Czas życia fluorescencji w szklelaserowym110 ELEKTRONIKA 5/2009

Fluorescencja jest jednym z rodzajów luminescencji (generacjazimnego światła). Fluorescencja jest związana z atomową(molekularną) absorpcją fotonu, który wyzwala emisjęinnego fotonu o większej długości fali. Różnica energii pomiędzyfotonem absorbowanym i emitowanym jest wydzielanaw szkle jako energia fali fononowej lub jako ciepło. Jeślilaser na szkle emituje promieniowanie widzialne, to zwyklepompowanie zachodzi w obszarze ultrafioletu, a gdy promieniujew podczerwieni, to pompowanie jest w zakresie widzialnym.Przesunięcie długości fali absorpcji i emisji nazywanejest przesunięciem Stokesa lub anty-Stokesa. PrzesunięcieStokesa (w dziedzinie długości fali lub w dziedzinie częstotliwości)dotyczy dwóch różnych procesów rozważanych tutajw szkle: fluorescencji oraz rozpraszania Ramana. Fluorescencjajest procesem pełnej absorpcji fotonu, związanymz aktywacją atomu w szkle do wyższego poziomu energetycznego(co trwa ok. 10 -15 s) i po pewnym czasie (co trwa ok.10 -8 s, ale zmienia się dla różnych atomów aktywnychw szkle, zazwyczaj w zakresie od ułamka do dziesiątek ns,w szkłach laserowych znacznie więcej - rzędu µs), zwanymczasem życia fluorescencji, spontaniczną lub stymulowaną(wymuszoną) emisją fotonu mniej energetycznego. Rozpraszaniestymulowane Ramana jest procesem natychmiastowego,bez opóźnienia (poniżej 10 -15 s), nieelastycznegorozpraszania fotonu na drgającej sieci molekularnej szkłaz przesunięciem Stokesa (mniejsza energia fotonu rozproszonego)lub anty-Stokesa (większa energia fotonu rozproszonego).Oba procesy emisji stymulowanej bazujące nafluorescencji i rozpraszaniu Ramana mogą prowadzić dowzmocnienia optycznego w szkle objętościowym i w światłowodzieszklanym.Czas życia fluorescencji jest ważnym parametrem dla zastosowańpraktycznych w budowie lasera na szkle. Rodzajszkła laserowego znacznie modyfikuje czas życia fluorescencjiatomu aktywnego. Dłuższe czasy życia fluorescencji jonówaktywnych w szkle laserowym są wymagane dla sprawniejszegowykorzystania procesu pompowania optycznego.Można więcej atomów wprowadzić w stan inwersji energetycznej.W szkle laserowym występuje kilka procesów skracaniaczasu fluorescencji - gaszenia fluorescencji lubzmniejszania jej sprawności energetycznej:- samogaszenie fluorescencji występuje zależnie od koncentracjiatomów aktywnych w szkle w zakresie bardzodużych koncentracji. Proces nazywa się samogaszeniemzależnym od koncentracji. Mechanizm gaszenia fluorescencjipolega na sprzężeniu energetycznym pomiędzysąsiadującymi atomami domieszki,- przejścia energetyczne nie radiacyjne; energia stanu inwersjijest przekazywana kwantowym modom radiacyjnymsieci amorficznej szkła. Proces nazywany jest relaksacjąwielofononową. Przejścia te mają tym większą energię, imwiększa jest energia fali fononowej w szkle,- transfer energii do zanieczyszczeń i innych centrów zaburzeńquasisieci amorficznej szkła laserowego, jakjonów metali przejściowych, jonów metali używanychw procesach technologicznych szkieł (np. Pt), rezydual-τ = 1/Σ -1 i dN i /dt (7) nych grup hydroksylowych (OH - ), obecnych prawie zawszew szkłach (większość szkieł jest w mniejszym lubwiększym stopniu higroskopijna); szkła laserowe powinnybyć suche i bardzo czyste.W szkłach laserowych czas życia fluorescencji jest niezależnyw bardzo szerokim zakresie od koncentracji domieszkiaktywnej. Do pewnego poziomu, nazywanego nasyceniemkoncentracji maleje. Zjawisko nazywa się gaszeniem fluorescencjiprzez nadmiar koncentracji domieszki aktywnej. Poziomnasycenia koncentracji zależy silnie od: rodzaju atomuaktywnego domieszki w szkle oraz dla danego atomu od rodzajuszkła. Jedną z najczęściej stosowanych domieszekszkieł laserowych objętościowych i światłowodowych jest Nd.Na rysunku przedstawiono zależność czasu życia fluorescencjiod koncentracji domieszki dla różnych rodzajów szkiełlaserowych. Powyżej koncentracji nasycenia, czas życia fluorescencjimaleje wykładniczo ze wzrostem koncentracji. Ponieważczas życia fluorescencji bardzo zależy od rodzajuszkła, jego składników szkłotwórczych i modyfikatorów, domieszek,zanieczyszczeń, wilgotności (poprzez koncentracjęjonów OH - ) to wybór szkła do zastosowania lasera ma podstawoweznaczenie.Czas życia fluorescencji jonów Nd w zależności od rodzaju szkłasób wymuszony. Czas życia fluorescencji, zgodnie z prawemzaniku eksponencjalnego wynosi: N(t) =N o exp(-t/τ), gdzie: N(t)- koncentracja bieżąca atomów (molekuł) w czasie t, N o - koncentracjapoczątkowa (t = t o ) po pobudzeniu szkła. Inny sposóbwyrażenia czasu życia fluorescencji jest związanyz szybkością zaniku sumy wszystkich stanów pobudzonych:laserowego oraz koncentracji domieszki jonu aktywnego. Daneuśrednione z wielu źródeł literaturowych. Szkła krzemionkowe,fosforowe, wieloskładnikowe i ołowioweFluorescence lifetime of Nd ions in different laser glasses as afunction of dopant concentration. Data averaged from different sources.Matrix glasses: silica, phosphate, multicomponent, leadSzerokość spektralna linii absorpcjii emisji w szkle laserowymSzkło laserowe jest rozpuszczalnikiem dla jonów aktywnych.Jony aktywne w szkle znajdują się w różnych, częściowo przypadkowychmiejscach sieci. Działają na nie nieco inne lokalnepola wewnętrzne w skali mikroskopowej. Zarówno atomy jaki sieć amorficzna drgają naturalnie w kierunkach przypadkowychwzględem siebie, tym silniej im wyższa jest temperaturaośrodka. W szkle istnieją makro- i mikrogradienty temperaturyi gęstości ośrodka oraz lokalne mikroróżnice składu chemicznego.Promieniowanie emitującego atomu podlega prawuDopplera. Względna zależność energetyczna fotonu absorbowanegoi emitowanego jest funkcją szeregu parametrówszkła i jonu aktywnego, jak: układu poziomów energetycznych,rozszczepienia poziomów, szerokości poziomów, wy-ELEKTRONIKA 5/2009 111

pełnienia poziomów, drogi przejść energetycznych, reabsorpcji,itp. Wynikiem jest emisja częściowo koherentna fotonów wpewnym paśmie częstotliwości. Szerokość linii emisyjnej niejest zerowa. Minimalna szerokość linii emisyjnej jest ograniczonazasadą nieoznaczoności Heisenberga: ∆E∆t = ħ/2.Rozkład spektralny danej emisji laserowej nazywany jestkształtem linii g(f). Z powodu nieuporządkowanej strukturysieci amorficznej szkła szerokość linii emisji laserów szklanychjest znacznie szersza od laserów na kryształach. Podobniejest z linią absorpcyjną w szkłach laserowych,wykorzystywaną do pompowania optycznego. Jest onaznacznie szersza niż w analogicznych kryształach. Kształtlinii emisji jest zwykle opisywany rozkładem statystycznymCauchy-Lorentza.Główne przyczyny rozszerzenia i przesunięcia linii emisyjnejatomu w laserowym szkle aktywnym (ale także w innychośrodkach) to:• Rozszerzenie naturalne (bez przesunięcia) związane z zasadąnieoznaczoności iloczynu energia-czas - opisaneprzez rozkład Cauchy-Lorentza:f(x,x o ,s) =π -1 s[(x - x o ) 2 + s 2 ] -1 (8)gdzie: x o - jest parametrem lokalizacji maksimum rozkładu,s - jest parametrem skali opisującym szerokość połówkowąw połowie maksimum rozkładu.• Termiczne rozszerzenie Dopplera (bez przesunięcia) - opisaneprzez rozkład normalny o odchyleniu standardowymw dziedzinie częstotliwości:∆f = f o (kT/mc 2 ) 1/2 (9)i w dziedzinie długości fali ∆λ =λ o (kT/mc 2 ) 1/2 , gdzief o = c/λ o jest częstotliwością centralną rozkładu. Szerokośćpołówkowa linii emisyjnej rozszerzonej dopplerowsko jestFWHM = 2∆f√2ln2.• Rozszerzenie ciśnieniowe linii emisyjnej jonu aktywnegow szkle spowodowane jest obecnością bliskiego otoczniamolekularnego, w tym dwoma przyczynami, dynamicznąi quasistatyczną:- kolizje/drgania innych cząstek w najbliższym otoczeniuatomu (cząstki) emitującego. Czas kolizji jest znaczniekrótszy niż czas życia emisji. Częstość kolizji zależy odtemperatury, gęstości szkła, względnych rozmiarów jonówi ich ruchliwości w szkle, parametrów mechanicznychw tym wartości modułu Younga, energii fali fononowejw szkle. Proces rozszerzenia inni emisyjnej opisany jestrozkładem Lorentza i może wprowadzać przesunięcie linii,- sieć amorficzna szkła powoduje zmienne, ale powolneprzesunięcia w poziomach energetycznych emitującegoatomu aktywnego, co jest przyczyną zmiany częstotliwościpromieniowania. Czas wpływu jest znaczniedłuższy od czasu życia emisji. Proces zależy od gęstościszkła i siły oraz charakteru lokalnych oddziaływań molekularnychale znacznie słabiej od temperatury niż procesdynamiczny i prowadzi do rozszerzenia i przesunięcia liniiemisyjnej. Proces opisywany jest czteroparametrowymalfa-stabilnym rozkładem prawdopodobieństwa Levyego.Rozkład Levyego jest transformatą Fouriera czteroparametrowejfunkcji charakterystycznej i należy do tej samejogólnej rodziny stabilnych rozkładów prawdopodobieństwa,co rozkłady normalny i Lorentza oraz Cauchyego.• Rozszerzenie ciśnieniowe linii emisyjnej w szkle laserowymmoże być klasyfikowane pod względem natury sił zaburzającychproces emisji fotonu:- liniowe rozszerzenie Starka - interakcja emitującegoatomu z lokalnym polem elektrycznym, przesunięcieczęstotliwości emisji jest liniowe z polem, ∆E ~ r -2 ,- rozszerzenie rezonansowe - zaburzająca cząsteczkajest identyczna z emitującą, istnieje niezerowe prawdopodobieństwowzajemnej wymiany energii, efekt opisujerozkład Lorentza zarówno w przypadku dynamicznymjak i quasi-statycznym, ∆E ~ r -3 ,- kwadratowe rozszerzenie Starka - interakcja emiteraz polem elektrycznym powodująca przesunięcie częstotliwości(energii) z kwadratem natężenia pola, ∆E ~ r -4 ;- rozszerzenie Van der Waalsa - interakcja emiteraz siłami Van der Waalsa, proces opisany profilem Vander Waalsa (rozkład Levyego z częstotliwością jakozmienną zależną). Przesunięcie częstotliwości w funkcjiodległości jest określone potencjałem Lennarda-Jonesa(z jednej strony ograniczonym siłą Van der Waalsa,a z drugiej odpychaniem Pauliego), ∆E ~ r -6 .• Rozszerzenie z powodów nielokalnych - niektóre mechanizmyrozszerzenia linii emisyjnej mają charakter nielokalnywzględem emitującego atomu i dotyczą zmiennych właściwości,np. całej amorficznej quasi-sieci szkła laserowego:- rozszerzenie reabsorpcyjne. Silna reabsorpcja w centrumlinii emisyjnej może spowodować, że natężeniepasm bocznych będzie większe niż w centrum liniiw pewnej odległości od grupy emitujących atomów. Następujesamoodwrócenie linii emisyjnej.- rozszerzenie rotacyjne - o charakterze dopplerowskim,występuje jeśli emitujący atom (molekuła) jest w staniedrgania rotacyjnego.• Rozszerzenie kumulowane wynika z jednoczesnegodziałania kilku różnych mechanizmów kształtowania spektralnejlinii emisyjnej. W wyniku działania termicznego mechanizmudopplerowskiego (rozkład Gaussowski)i niezależnego dynamicznego mechanizmu ciśnieniowego(rozkład Lorentza) otrzymywany jest z konwolucji obydwurozkładów profil Voigta wynikowej linii spektralnej.Większa szerokość linii absorpcyjnej w szkle laserowym,wynikająca z rozmycia poziomów energetycznych jonu aktywnegow szkle w porównaniu z kryształem pozwala nazwiększenie efektywności pompowania optycznego takiegoszkła ze źródła szerokopasmowego (lampa błyskowa),a także z relatywnie szerokopasmowych laserowych lub superluminescencyjnychźródeł półprzewodnikowych dużejmocy. Ta ostatnia metoda pompowania optycznego tworzydużą i nowoczesna klasę laserów na ciele stałym, w tym takżena szkle, pompowanych diodami laserowymi. Związana jednakz większą efektywnością pompowania lasera na szkle jesttakże jego szersza linia emisyjna. Neodym jako domieszkama 8 dyskretnych emisyjnych linii laserowych w kryształachnp. YAG czy YLF w obszarze 1050...1080 nm o szerokościrzędu 0,5...1,0 nm. W szkle laserowym te linie zlewają sięw kontinuum o szerokości połówkowej ok. 38 nm.Większa szerokość linii absorpcyjnej w szkle laserowymprowadzi w pewnych wypadkach do zmniejszenia sprawnościpompowania lub wzmacniania optycznego, szczególniez wąskopasmowych laserów na krysztale. W tej sytuacji liniaemisyjna lasera pompującego, lub szerokość spektralnawiązki lasera wzmacnianego we wzmacniaczu na szkle jestznacznie węższa od linii absorpcyjnej (a także od linii fluorescencji)szkła laserowego. W rezultacie nie wszystkie jonyaktywne w szkle laserowym są pobudzone lub jeśli są pobudzone,to nie są podatne na emisję stymulowaną, czyli nieuczestniczą we wzmocnieniu optycznym wskutek zbyt dużegoodstrojenia spektralnego.112 ELEKTRONIKA 5/2009

Większa szerokość linii emisyjnej fluorescencji lasera naszkle (w dziedzinie długości fal), co odpowiada szerszemupasmu wiązki laserowej w dziedzinie częstotliwości jest korzystnaw laserach generujących impulsy ultrakrótkie w zakresieps (pikosekund) i tym bardziej f s (femtosekund). Pasmoimpulsu o czasie trwania f s jest rzędu THz, co w dziedziniedługości fal odpowiada nm. Gdy szerokość linii emisyjnej laserana szkle jest mniejsza, to generuje on impulsy ograniczonepasmowo, czyli takie, które są najkrótsze dla danejszerokości spektralnej. Impulsy optyczne ograniczone pasmowocharakteryzują się stałą fazą dla wszystkich składowychczęstotliwości tworzących impuls. Długość impulsu jestokreślona przez jego zespolone składowe spektralne, czyli intensywnościtych składowych i ich wzajemne fazy. Impulsyograniczone pasmowo są bardzo silnie dyspersyjne podczastransmisji w szkle laserowym i szkle światłowodowym. Kształttakiego impulsu może być utrzymany tylko w przypadku zerowejdyspersji lub w przypadku biernej lub aktywnej kompensacjidyspersji szkła.Zależność przybliżona pomiędzy minimalnym czasem trwaniaimpulsu ∆t dla różnych kształtów impulsów określonychstałym współczynnikiem czas-pasmo C, a szerokością pasmaczęstotliwości linii emisyjnej lasera jest: ∆t = C/∆f, gdzie:C = 0,44 dla impulsu Gaussowskiego, C = 0,35 dla impulsu sinusoidalnego,C = 0,313 dla impulsu sech 2 . Laser na szkle domieszkowanymNd może mieć pasmo linii emisyjnej około100...300 THz. Dla impulsu Gaussowskiego generowanegoprzez taki laser minimalny czas jego trwania, określony przezpasmo lasera, będzie 1...3f s . W rzeczywistości czas trwania impulsuz lasera na szkle zależy od szczegółów kształtu impulsuokreślonych przez relacje amplitudowo-fazowe pomiędzy modamiwzdłużnymi lasera, dyspersji w szkle laserowym wnękirezonansowej, zjawisk nieliniowych np. soczewkowania Kerra.Dla porównania z laserem na szkle, pasmo lasera gazowegoHe-Ne wynosi ok. 1,5 GHz. Najkrótszy impuls Gaussowskiz tego lasera może mieć 300 ps.Właściwości termomechaniczne szkłalaserowegoWłaściwości termomechaniczne szkła laserowego determinująprzydatność szkła do budowy lasera w jednakowym stopniujak właściwości termooptyczne, elastooptyczne orazoptyczne. Grupa parametrów termo-mechano-optycznych jestzwiązana ze sobą poprzez zjawiska dylatacji, globalne i lokalnezmiany gęstości szkła, akumulację energii wibronowej,propagację fali fononowej, generację polarytonów, efekty mikrodyfrakcjii mikrorefrakcji, mikromorfizację szkła, stymulowanądwójłomność, itp.Właściwości termiczne i termomechaniczne szkła opisujątakie parametry intensywne (zmienna intensywna - wewnętrzna,inaczej właściwa nie zależna np. od objętości materiałuw odróżnieniu od zmiennej ekstensywnej) jak: ciepłowłaściwe, współczynniki przewodności i rozszerzalności termicznej,współczynniki mechaniczne w tym podstawowe i pochodnemoduły sprężystości i współczynniki mechanicznotermicznew tym termosprężystość, współczynnik odpornościna pęknięcie i szok termiczny.Ciepło właściwe (tutaj masowe) c p [J/kgK] = dQ/mdT =∆E/m∆T, gdzie: Q [J] - ciepło dostarczone, ∆E [J] - zmianaenergii wewnętrznej, m [kg] - masa, T [K] - temperatura, jestjednostkową ilością ciepła potrzebnego do ogrzania jednostkowejmasy (ciepło właściwe masowe), masy molowej(ciepło właściwe molowe), objętości (ciepło właściwe objętościowe)substancji o jednostkowy przyrost temperatury. Dlaszkieł ciepło właściwe określane jest w dwóch zakresach temperatur,poniżej i powyżej temperatury transformacji T g (traktowanejjako przejście fazowe w fazę szklistą). W strukturzeszkła związane sieciowo atomy i elementarne cząsteczkiquasi-sieci amorficznej mają pewne stopnie swobody ruchuwewnętrznego. Atomy lub podgrupy atomów tworzącychcząsteczkę elementarną i dalej strefę Brillouina mogą poruszaćsię w różny, ale ściśle określony skwantowany sposóbwewnątrz tej elementarnej cząsteczki szkła. Dotyczy to takżewbudowanych w quasi-sieć amorficzną atomów domieszki aktywnejw szkle laserowym. Energia kinetyczna zgromadzonaw tych wewnętrznych stopniach swobody jest skwantowanai składa się na ciepło właściwe (tutaj) szkła, a nie na jego temperaturę.Kwanty wewnętrznej energii mechanicznejcząsteczki elementarnej sieci nazywane są wibronami. Wibronjest tym samym dla cząsteczki elementarnej sieci, czymfonon dla całej quasi-sieci amorficznej szkła.Współczynnik przewodności cieplnej zdefiniowany jakoilość ciepła Q transmitowana w czasie t przez materiał o grubościL, w kierunku normalnym do powierzchni A spowodowanaróżnicą temperatur ∆T: κ [W/m·K] =QL/tA∆T. Dlaszkieł współczynnik κ jest zmienny w zakresie ok. 0,7...2,2,a typowa wartość wynosi 1,1 dla szkieł tlenkowych. Dlaszkieł laserowych w zasadzie powinien być jak największy,tzn. np. κ>1,5. Dla kryształu kwarcu κ=3. Dla metaliwspółpracujących ze szkłem laserowym ta wartość wynosiw zakresie 100...430, a dla diamentu 1000...2000. W szkle(dielektryk) za przewodność cieplną odpowiada fala fononowa,a w metalach swobodne elektrony. Stąd właściwościtermiczne szkła są ściśle powiązane z jego właściwościamimechanicznymi (energia fali fononowej), a w metalachz przewodnictwem. W szkłach domieszkowanych (jak szkłalaserowe) i metaszkłach domieszkowanych półprzewodnikamimechanizm transferu ciepła może być mieszany fononowo-elektronowy.Wartość współczynnika przewodnościcieplnej dla powietrza wynosi κ=0,025. Wynika stąd zupełneniedopasowanie termiczne pręta szkła laserowegoumieszczonego w powietrzu lub innym gazie inercyjnym bezprzepompowywania. Wartość współczynnika przewodnościcieplnej dla wody wynosi κ=0,58, a np. dla rtęci 8. Szklanypręt laserowy musi być chłodzony. W laserach dużej mocyz powodu możliwości przegrzania pręta i uszkodzenia mechanicznego.W laserach metrologicznych z powodu utrzymaniastabilności wiązki laserowej. Najskuteczniejsze jestchłodzenie przepompowywaną cieczą bezpośrednio lub zapośrednictwem odpowiednio dobranego termomechanicznieekranu metalowego.Dyfuzyjność cieplna jest parametrem związanym z szybkościątransferu ciepła. Jest zdefiniowana jako iloraz przewodnościcieplnej i objętościowego ciepła właściwegoα=κ/ρc p , gdzie: α [m 2 /s], κ [Wm -1 K -1 ] - przewodność cieplna,ρ [gm -1 ] - gęstość właściwa, c p [] - ciepło właściwe, ρc p[Jm -3 K -1 ] - objętościowe ciepło właściwe. Dla szkieł wynosi wzakresie 10 -6 ...10 -7 [m 2 s -1 ]. Szkła o większej wartości dyfuzyjnościcieplnej szybciej dostosowują swoją temperaturę dootoczenia, ponieważ szybciej przewodzą ciepło (większawartość κ) w porównaniu ze swoimi cieplnymi parametramiobjętościowymi.Efuzyjność (wylewność, rozpraszalność) termiczna szkłajest zdefiniowana jako pierwiastek kwadratowy z przewodnościtermicznej i objętościowego ciepła właściwegoe = (κρc p ) 1/2 , gdzie: κ - przewodność termiczna, ρ - gęstośćszkła, c p - ciepło właściwe, Ρc p -objętościowe ciepło właściwe.Efuzyjność termiczna jest miarą zdolności szkła (i innych materiałów)do wymiany energii cieplnej z otoczeniem.ELEKTRONIKA 5/2009 113

Współczynnik liniowej rozszerzalności termicznej jest jednostkowązmianą długości L próbki materiału w funkcji jednostkowejzmiany temperatury T, α [10 -6 /K] =∂L/L∂T; p = const,T = T o , gdzie p - ciśnienie. Dla aktywnych szkieł laserowychten współczynnik jest w granicach 1...20, typowo poniżej5ipowinien być jak najmniejszy. Najmniejszą wartość α=0,5osiąga w czystym, niedomieszkowanym szkle kwarcowym.Dla metali używanych do konstrukcji laserów współczynnikwynosi typowo 10...20. Ponownie widać znaczne niedopasowanietermomechaniczne pomiędzy elementami konstrukcyjnymilasera na szkle. W szkle laserowym o współczynnikuzałamania n, współczynnik rozszerzalności α liniowej wpływa,dla zmiany temperatury ∆T, poprzez termiczną zmianędługości ∆L szklanego pręta laserowego o długości początkowejL o (T o ), na całkowitą długość pręta w temperaturzekońcowej T o +∆T, w sposób następujący: L(T 1 = T o +∆T) =L o (T o )+∆L = (1 + α∆T)L o , ∆L =αL o ∆T. Zmieniona długość fizycznapręta wpływa na zmianę długości drogi optycznej l optwiązki światła w tym pręcie szklanym l opt = l o opt +∆l opt , l opt[m] = nL n = const, lub l opt =∫ C n(s)ds, gdy n = f(s), s - drogawiązki światła wzdłuż ścieżki C. Należy przy tym pamiętać żen = n(T), którą to zależność dodano w grupie właściwości termooptycznychszkieł. Dopiero łączny wpływ zmiany długościpręta szklanego i zmiany termicznej współczynnika załamaniadaje właściwą zmianę termiczną drogi optycznej.Współczynnik objętościowej rozszerzalności termicznejjest α v [10 -6 /K] =∂V/V∂T = -∂ρ/ρ∂T, gdzie ρ - gęstość właściwamateriału. Dla szkieł (materiałów izotropowych) spełniona jestzależność α v = 3α, dla umiarkowanych zmian temperatury i liniowegozakresu α(T). W przypadku szklanego pręta laserowegozmiany jego wymiarów poprzecznych (a nie tylkodominujące zmiany wymiarów wzdłużnych) też mogą miećwpływ na jakość promieniowanej wiązki światła, w zależnościod średnicy propagowanej, generowanej lub wzmacnianejw pręcie szklanym wiązki światła.Podstawowe moduły sprężystości są bardzo ważnymi parametramiszkieł laserowych, gdyż określają sztywność szkłai energię fali fononowej oddziaływującej z energią fali optycznej.Od energii fali fononowej zależy w szkłach laserowych proporcjapomiędzy konwersją radiacyjną i nieradiacyjną - multifononowąenergią inwersji. Współczynnik Poissonajest względnym(bez wymiaru) modułem elastycznym i razem z modułami bezwzględnymio wymiarze [GPa]: Younga (liniowy, rozciągający,sztywności, elastyczności), Kirchhofa (ścinającym, poprzeczny,sprężystości) i Helmholtza (objętościowy) tworzy pełen opiswłaściwości elastycznych szkła. Współczynnik Poissona v =-ε ┬ /ε || , jest stosunkiem względnego odkształcenia poprzecznegodo działającego naprężenia do odkształcenia wzdłużnegoε=∆L/L. Dla szkła wynosi typowo v = 0,24 (np. dla szkieł laserowych)i na ogół jest większy dla szkieł złożonych. Dla czystegoszkła krzemionkowego wynosi 0,21...0,22. Moduł YoungaE jest określany dla małych odkształceń ε, pod wpływemmałych naprężeń σ, tam gdzie materiał jest liniowy, czyli zjawiskawydłużania pod wpływem naprężenia są całkowicie odwracalne,jako stosunek naprężenia σ [Pa=N/m 2 ]=F/A doodkształcenia względnego ε [µm/µm] =∆L/L: E [GPa] = σ/ε =(F/A o )/∆L/L o )=FL o /A o ∆L, gdzie: E - moduł Younga w [Pa],F - zastosowana siła w [N], A o - początkowa powierzchnia przekrojupoprzecznego, poprzez który działa siła F w [m 2 ], ∆L -bezwzględna zmiana długości objektu, L o - początkowadługość obiektu poddanego rozciąganiu w [m]. W szkle naprężenieσ jest skalarem w kryształach jest tensorem σ ij .Współczynnik odporności na pęknięcie, inaczej nazywanywspółczynnikiem kruchości (łamliwości) lub współczynnikiemnatężenia naprężenia, także współczynnikiem odporności nazłamanie jest kolejnym podstawowym parametrem mechanicznymszkieł (i innych materiałów kruchych, w odróżnieniuod materiałów ciągliwych, jak niektóre metale). Jest to maksymalnasiła jaką szkło znosi przed złamaniem. Szkła ulegajązłamaniu kruchemu, przy rozciąganiu lub zginaniu,poprzez propagację w materiale tzw. Mikroszczeliny Griffithai kumulacji naprężeń w szczycie tej mikroszczeliny. Złamanienastępuje bez widocznych oznak odkształcenia plastycznego.Statystyka tych złamań jest zgodna z rozkładem statystycznymWeibulla. Współczynnik kruchości dla szkła jest związanyz energią konieczną do utworzenia nowej powierzchni materiałupo złamaniu. Jest oznaczany jako K 1c od pierwszego rodzajurozwarcia szczeliny dla zwykłego odkształceniai wyrażany w następujących jednostkach:K 1c [MPa√m = MN/m 3/2 ]. (10)Wartość współczynnika łamliwości wynosi K 1c = 0,7...0,8 dlaszkieł sodowo wapniowych, typowo, dla różnych rodzajówszkieł tlenkowych zmienia sięw granicach 1...10. Analogicznewspółczynniki odporności na złamanie kruche są definiowanedla naprężenia ścinającego K 2 oraz dla rozrywania bez propagacjiszczeliny K 3 . Dla porównania wartość współczynnikaK 1c dla metali wynosi 30...150 [MN/m 3/2 ].Parametr energetyczny tworzenia przełomu w szkle G 1c[kJ/m 2 = kN/m] - będący szybkością wyzwalania energii naprężeniaw pęknięciu i równy energii powierzchniowej dwóchtworzonych powierzchni w szczelinie Griffitha jest dualnywobec K 1c (dotyczy naprężenia). Wartość G 1c < 0,5 [kJ/m 2 ]dla prawie wszystkich szkieł. Dla metali jest zawarty w graniach50...200 [kJ/m 2 ], czyli znacznie większy z tego powodu,że energia tworzenia odkształcenia plastycznego jest kilkarzędów wielkości większa od energii powierzchniowej.W szkle szczelina Griffitha inicjująca przełom propaguje spontaniczniejeśli wyzwolona energia odkształcenia jest równa lubwiększa od energii koniecznej do utworzenia obu powierzchniszczeliny. Teoretyczna wytrzymałość szkła na złamanie kruchewynosi w przybliżeniu:σ t [GPa] = (Eγ/r o ) 1/2 (11)gdzie: E - moduł Younga, γ - energia powierzchniowa szkła,r o - odległość pomiędzy atomami quasi-sieci amorficznejszkła. Praktyczna wytrzymałość szkła na złamanie kruche jestanalogiczna, ale zawiera parametry szczeliny Griffitha o zakończeniueliptycznym i koncentracji całego naprężaniaw szczycie szczeliny: σ p [GPa] =(Eγr sG /2dr o ) 1/2 gdzie r sG -promień krzywizny na zakończeniu szczeliny Griffitha, d -długość szczeliny Griffitha. Szczeliny ostro zakończone,o małym promieniu krzywizny i duże znacznie obniżają wytrzymałośćzłamaniową szkła.Współczynnik termosprężystości jest podstawowym parametremtermomechanicznym szkła i łączy liniowy modułsprężystości i liczbę Poissona z liniowym modułem rozszerzalnościtermicznej. Wyrażony jest zależnością:φ [MN/m 2 K = MPa/K] = Eα(1 - v) -1 (12)Liniowy współczynnik termosprężystości φ jest współczynnikiemproporcjonalności pomiędzy różnicą temperatur ∆T,a indukowanym w szkle naprężeniem, spowodowanym tąróżnicą temperatur przy założeniu, że w temperaturze T oszkło było odprężone. Naprężenie wewnętrzne indukowanetermicznie w szkle wynosi: σ[GPa] =φ∆T. Dla szkieł wartośćwspółczynnika termosprężystości zawiera się w zakresie114 ELEKTRONIKA 5/2009

0,3...1,6. Im mniejsza jest wartość współczynnika termosprężystości,tym mniejsze naprężenie o pochodzeniu termicznymjest indukowane w szkle przy zmianachtemperatury. Wymagania dla szkła laserowego na wartośćtego współczynnika są przeciwstawne w stosunku do wymagańna właściwości mechaniczne. Szkło ma dobre właściwościmechaniczne jeśli moduł Younga jest duży. Jednak dladużej wartości tego modułu energia fali fononowej w szklejest także duża i sprawność konwersji laserowej energii możebyć mała na rzecz wysokoenergetycznego rozpraszania nieradiacyjnegowielofononowego. Aby wartość współczynnikatermosprężystości w szkle laserowym była relatywnie niewielka,to moduł sprężystości Younga i liczba Poissona orazwspółczynnik rozszerzalności liniowej powinny być jak najmniejsze.Kolejnym podstawowym parametrem termomechanicznymszkła optycznego, a szczególnie obciążonego termiczniei mechanicznie szkła laserowego jest współczynnikodporności na szok termiczny. Parametr ten jest odwrotnieproporcjonalny do współczynnika termosprężystości szkłaφ[Nm -2 K -1 ], wprost proporcjonalny do współczynnika odpornościna złamanie szkła K 1c [Nm -3/2 ] i przewodności cieplnejszkła κ [Wm -1 K -1 ]. Współczynnik odporności na szok termicznyjest wyrażony zależnością:S T [Wm -1/2 ] = κK 1c /φ. (13)Dla szkieł jego wartość wynosi ok. 1. Współczynnik S T maw szkłach laserowych silny odnośnik ekonomiczny. Szkła laseroweaktywne, podobnie do innych szkieł optycznych bardzowysokiej jakości są dość drogie. Szkła laserowepodlegają w cyklu technologicznym prowadzącym do końcowegoproduktu w postaci pręta laserowego, złożonej, wieloetapowejobróbce mechanicznej jak polerowanie i termicznejjak odlewanie, odprężanie, itp., a następnie testowanie mechaniczno-termicznei przechowywanie. Uzysk w produkcjiszkła laserowego decyduje o całkowitych kosztach i efektywnościprodukcji. Podstawowym parametrem decydującymo uzysku produkcji szkła laserowego (i innych szkieł optycznych)jest współczynnik odporności na szok termiczny.Właściwości termooptycznei elastooptyczne szkła laserowegoPodstawową wymaganą właściwością szkła laserowego(i szkieł optycznych wysokiej jakości) jest stabilność termiczna,a w konsekwencji optotermiczna, a także optomechaniczno-termiczna.Szkło podlega naturalnej dylatacjitermicznej (ilościowo zdefiniowanej przez liniowy współczynnikrozszerzalności termicznej dla jednostkowej długości elementuszklanego ∆L = α∆T) oraz termicznej zmianie refrakcji.Podstawową zależnością termooptyczną w szkle jest dyspersjatermiczna fazowego współczynnika refrakcji n = n(T)wyrażona pochodną dn/dT [K -1 ] oraz grupowego n g = n g (T)współczynnika refrakcji dn g /dT, gdzie n g = n -λdn/dλ. Wartośćη=dn/dT jest nazywana fazowym współczynnikiem termooptycznym,a wartość η g = dn g /dT odpowiednio grupowymwspółczynnikiem termooptycznym.O liniowym przyroście fazy fali optycznej ∆φ [rad] na wyjściuszklanego elementu laserowego (lub na granicy ośrodkówbardziej złożonej szklanej struktury optycznej) w relacjido fazy fali wejściowej decyduje jeden parametr l opt - jest nimdroga optyczna: ∆φ = kl opt , gdzie k =2π/λ - liczba falowa.Droga optyczna wiązki światła l opt [m] w szkle w relacji dodługości fizycznej l [m] wiązki światła wynosi l opt = nl, jeślin = const. Jeśli współczynnik załamania jest zmienny wzdłużdrogi wiązki światła w szkle n = n(s), gdzie s - zmienna przestrzennawzdłuż krzywoliniowej trajektorii C wiązki, to drogaoptyczna jest całką krzywoliniową z refrakcji po drodze wiązki:l opt =∫ c n(s)ds. Wiązka światła w szkle, która pokonuje określonądługość drogi optycznej l opt , doznaje tego samego przesunięciafazy, jakby pokonywała w próżni długość drogifizycznej l. W próżni długości drogi fizycznej i optycznej sąjednakowe. Jeśli wiązka światła przechodzi przez złożonyoptyczny system szklany, np. sklejone szklane pręty laserowe,to długość drogi optycznej jest addytywna.Dla laserów na szkle dużej mocy (np. szkło:Nd) zmianydrogi optycznej l opt w funkcji temperatury S t = dl opt /dT powinnybyć bliskie zera. Łączny wpływ dwóch zjawisk termomechanicznegoi termooptycznego na długość drogioptycznej: zmiany objętości materiału oraz zmiany polaryzowalnościszkła, wyrażony jest zależnością:S t = dl opt /dT = (n - 1)(v + 1)α + n 3 αE(q 11 + q 12 ) + dn/dT (14)gdzie: n - współczynnik załamania, v - liczba Poissona, α - liniowywspółczynnik rozszerzalności termicznej, E - modułYounga, q ij - współczynniki elastooptyczne. Zazwyczaj dwapierwsze składniki zależności na S t są dodatnie, podczas gdytrzeci może być dodatni lub ujemny. Szkła laserowe o ujemnejwartości η=dn/dT są stosowane w celu redukcji wartościtermicznego współczynnika zmiany drogi optycznej S t . Gdywartość współczynnika S t jest znaczna w szkle nieskompensowanymtermicznie, wówczas może wystąpić zjawisko termiczniegenerowanego soczewkowania.Zjawisko soczewki fototermicznej w szkle laserowym jestjednym z możliwych, podstawowych ograniczeń pracy elementuoptycznego w układzie laserowym dużej mocy. Częśćenergii wiązki laserowej ogrzewa szkło. Soczewka jest tworzonawskutek termicznej zależności współczynnika załamania.Zazwyczaj soczewka termiczna ma ujemną wartośćdługości ogniskowej, ponieważ większość szkieł rozszerzasię przy ogrzaniu, a refrakcja jest proporcjonalna do gęstości.Soczewka rozpraszająca w szklanym rezonatorze laserowympowoduje rozbieżność wiązki laserowej i sygnał optyczny detekowanyna osi wiązki laserowej ulega zmianie. Ilość ciepławydzielonego w laserowym pręcie szklanym zależy od mocylasera i absorpcji. Na ogół absorpcja jest bardzo mała i ogrzewanierezonatora, czyli tworzenie soczewki termicznej następujerelatywnie wolno. W najczęstszym przypadku wiązkalaserowa ma profil Gaussowski. Ogrzewanie ma taki sam radialnyprofil, w wyniku czego indukowany jest analogicznygradient temperatury, a następnie gradient refrakcyjny. Najmniejszawartość współczynnika załamania w szklanym pręcielaserowym jest na osi wiązki laserowej, czyli najczęściejna osi pręta. Droga optyczna w osi szklanego rezonatora laserowegojest najmniejsza. Gradient współczynnika załamaniaoraz osiowa symetria układu prowadzą do generacjiw rezonatorze fototermicznej soczewki rozpraszającej i rozproszenia(dodatkowej rozbieżności) wiązki laserowej proporcjonalnejdo temperatury. Szybkość generacji soczewkifototermicznej zależy od pojemności (ciepła właściwego)i przewodności cieplnej szkła laserowego. Typowe czasy generacjisoczewki fototermicznej w szkle laserowym są rzędumilisekund. Czas generacji soczewki fototermicznej jest istotnymparametrem termicznym układu lasera na szkle i definiujesprawność jego chłodzenia oraz ograniczenia mocygenerowanej wiązki optycznej.ELEKTRONIKA 5/2009 115

Tab. 2. Aktywne i pasywne szkła laserowe (Schott, Kigre)Tabl. 2. Active and passive laser glassesLaserowe szkła aktywne (Schott)Fabryczny typ szkłaLG750 LG760 LG770APG1 APG2LG680IOG1 IOG2Rodzaj szkła laserowego, główne właściwości, zastosowaniaSzkła fosforowe dla zastosowań wysokoenergetycznych, szkła mają duże przekroje poprzeczne na emisję stymulowaną,małe wartości nieliniowego współczynnika załamania, są atermalne, nie mają śladowych zanieczyszczeńplatyną i metalami przejściowymiSzkła wieloskładnikowe fosforowe dla dużych mocy i ultrakrótkich impulsów, szkła o dobrych właściwościachtermicznych i mechanicznych do zastosowań laserowych o dużej mocy ciągłej;mają szerokie pasmo emisji,zastosowania do generacji impulsów femtosekundowych; średniej wartości emisyjne przekroje poprzeczne;długi i o niskim poziomie koncentracji czas życia fluorescencji; pobudzanie optyczne za pomocą diod laserowych;nie mają śladowych zanieczyszczeń platyną i metalami przejściowymi,Wieloskładnikowe wysoko krzemionkowe, klasyczne szkło laserowe, duża wartość przekroju poprzecznego,dobra transmisja w ultrafiolecie, odporność na solaryzację. Zastosowania w laserach impulsowych o wysokiejczęstotliwość repetycjiSpecjalizowane do zastosowań w planarnej optyce zintegrowanej, szkło osnowyprzeznaczone do technik wymianyjonowej, głównie Na, do wytwarzania szklanych falowodów światłowodów) planarnych; szkło specjalizowanedo zastosowań w układach zintegrowanych o bardzo dużym wzmocnieniu, wykonywanych innymimetodami niż wymiana jonowa; przeznaczone do domieszkowania jonami ziem rzadkich: erbem, iterbem, prazeodymemi ich wielojonowymi kombinacjamiLaserowe szkła bierne (Schott)IOG10Specjalizowane dla optyki zintegrowanej, szkło osnowy specjalizowane do technik wymiany jonowej do produkcjipasywnych, planarnychstruktur falowodowych optyki zintegrowanejS7010N S7005 S70007010, 7005 szkło do zastosowań we wnęce rezonansowej lasera, są szkłami domieszkowanymi Samarem,promieniują falę 1,06 µm, są pompowanew zakresie UV z laserów Nd:YAG lub Nd:szkło; S7000 jest szkłemdomieszkowanym Cerem, przezroczystym w zakresie widzialnym; stosowany jako materiał silnie filtrujący UVZerodurZerodur wykazuje bliska zera liniową rozszerzalność termiczną w szerokim zakresie temperatur; ma długoterminowąstabilność wymiarową. Stosowane na elementy precyzyjne w technice laserowejLaserowe szkła aktywne (Kigre)Q-98Q-100Q-246Atermiczne fosforanowe szkło laserowe domieszkowane neodymem o bardzo wysokiej jakości optycznej,duże wzmocnienie optyczne, szeroki zakres atermiczności. Zastosowanie w laserach impulsowych o dużejczęstotliwości repetycji impulsów o minimalnej dywergencji generowanejSzkło optymalizowane na najwyższą wartość wzmocnienia optycznego; atermiczne fosforanowe szkło domieszkowaneneodymem, o bardzo dużej koncentracji neodymuSzkło krzemionkowe domieszkowane neodymem o bardzo dużej wytrzymałości mechanicznej i stabilności termicznej,bardzo szerokie zastosowania w technice laserowej, w dalmierzach laserowcyh w laserach dużejmocy do obróbki materiałówQE-7 QE-7sQX/Nd, QX/Er, QX/YbSzkło IRMM-2 MM-2 GSSzkło fosforanowe domieszkowane erbem o bardzo wysokiej efektywności; do laserów bezpiecznych dla oka,długość promieniowanej fali 1,535 µm; do budowy laserowych urządzeń medycznych, do budowy dalmierzylaserowychQX seria laserowych szkieł fosforanowych o dużej odporności chemicznej, porównywalnej do szkieł krzemionkowych;przeznaczane do zastosowań wymagających wysokiej odporności na obciążenia termiczne i szokitermiczneSzkła germanowe dla zakresu IR na materiały laserowe, okna laserowe; do współpracy ze szkłami typu BGA iBGG o szerokim zakresie przezroczystości od zakresu widzialnego(~450 nm) do średniej podczerwieni ~5 µm.Odmiana szkła BGA domieszkowana holmem z możliwym przestrajaniem długości fali w obszarze 2,09 µm;możliwe domieszkowanie innymi jonami uczulającymi i ziemiami rzadkimiMM-2 szkło osnowy o wysokim wzmocnieniu dla długości fali 1,54 um dla wzmacniaczy EDWA i EDFAs. Specjalizowanedla zastosowań w telekomunikacji światłowodowej; szkło optymalizowane dla technik wymiany jonowej;używane do produkcji miniaturowych, monolitycznych, wysokiej jakości dzielników mocy optycznej wpaśmie światłowodowym C dla wzmacniaczy EDWAs, EDFAs, wzmacniaczy głównych, przedwzmacniaczyoraz elementów multiplekserów długości fali typu WDM116 ELEKTRONIKA 5/2009

Zjawisko ogniskowania fototermicznego jako jeden z efektówfototermicznych jest wykorzystywane do pomiarów właściwościoptycznych materiałów o bardzo małej absorpcji, jaknp. szkieł laserowych i optycznych. Bez określenia progu soczewkowaniafototermicznego szkło nie może być zastosowanew praktyce w technice laserowej. Za pomocą metodyogniskowania fototermicznego można określić także nieliniowąabsorpcję szkła. Metody pomiarowe z wykorzystaniem fotoogniskowanianazywane są spektroskopią fototermiczną. Zjawiskafototermiczne są silniejsze w szkłach domieszkowanychcząstkami absorbującymi np. metalami i półprzewodnikami.PodsumowanieSzkła odgrywają bardzo istotną rolę w technice laserowej jakooptyczny ośrodek bierny i aktywny. W tab. 2. zebrano opis niektórychgłównych rodzajów szkła laserowego wytwarzanegoprzez czołowych producentów. Lasery na szkle pompowanediodami laserowymi utworzyły nową klasę źródeł światłao dużym stopniu kompaktowości, dużej sprawności i mocypromieniowania. Są stosowane do generacji optycznych impulsówfemtosekundowych. Szkło jest bardzo wygodnym ośrodkiemoptycznym jako materiał osnowy. Można go łatwodomieszkować wieloma rodzajami jonów aktywnych. Możebyć łatwo formowane do praktycznie dowolnej postaci geometrycznejzależnej od warunków zastosowania lasera (w odróżnieniuod laserów na krysztale). Wyłączną i bardzoefektywną domeną szkła są lasery i wzmacniacze światłowodowena szklanych niskostratnych włóknach optycznych.Podstawowe wymagane parametry szkła laserowego sąnastępujące: duży przekrój poprzeczny na absorpcję i emisjędla dwóch częstotliwości f a oraz f e , optymalna wartośćwzmocnienia optycznego, duży czas życia fluorescencji jonówdomieszki aktywatora, dobre właściwości termiczne i termomechaniczne,dobre właściwości termooptyczne i elastooptyczne,dobre właściwości optyczne, a w tym niskie straty,wysoka liniowość optyczna, istnienie efektywnej ścieżki rekombinacjipromienistej jonu aktywatora w szkle.Literatura[1] Yamane M., Asahara Y.: Glasses for photonics. CambridgeUniversity Press, 2000.[2] Agraval G. P.: Nonlinear fiber optics.Academic Press,Boston 1989.[3] Fournier J., Snitzer E.: The nonlinear refractive index ofglasses. IEEE J. on Quantum Electronics, May 1974, vol.10, issue 5, pp. 473-475.[4] Weber M. J.: Handbook of optical materials. CRC Press,New York, 2003.[5] Musikant S., Thompson B.J.: Optical materials. A series ofadvances. vol. 1, Marcel Dekker, New York, 1999.[6] Szwedowski A.: Materiałoznawstwo optyczne i optoelektroniczne.WNT, Warszawa, 1996.[7] Bach H., Neuroth N.: The properties of optical glass.Springer, 2000.[8] Hays G. R., Gaul E. W., Martinez M. D., Ditmire T.: Broadspectrumneodymium-doped laser glasses for highenergychirped-pulse amplification. Applied Optics, vol.46, issue 21, pp. 4813-4819.