第4章光

發(fā)

信

機4.1引言4.2半導體激光器(LD)4.3半導體激光器的主要特性4.4半導體發(fā)光二極管(LED)4.5量子阱激光器4.6激光發(fā)信機電路

4.1引言

從光纖通信系統(tǒng)的模型可知，光發(fā)信機的作用是將電信號變成光信號，然后送入光纖中傳輸出去。

光發(fā)信機的基本組成如圖4-1-1所示。從圖中可知，它與電通信系統(tǒng)發(fā)信機的組成十分相似，不同的是，光發(fā)信機中光源代替了電的振蕩器?？墒芸毓庠丛谡{(diào)制器的作用下，產(chǎn)生出帶有電信號信息的光信號，然后注入到光纖線路中傳輸。因此，光發(fā)信機中關(guān)鍵的技術(shù)問題就是，如何根據(jù)光源的特性，發(fā)揮其性能，使之具有高的調(diào)制速率(或?qū)挼膸?和較大的光功率輸出。圖4-1-1光發(fā)信機框圖光發(fā)信機的光源現(xiàn)在一般都采用半導體激光器(LD)和發(fā)光二極管(LED)。這是因為半導體光源有以下的優(yōu)點：①半導體光源體積小，發(fā)光面積可以與光纖芯徑尺寸相比較，光源和光纖之間有較高的耦合效率；②半導體光源的光譜范圍能與光纖的幾個低損耗、低色散窗口對應(yīng)，如為光通信設(shè)計的LD和LED，光譜范圍為0.8～0.9μm的是用GaAs和AlGaAs，光譜范圍為1.2～1.5μm的是用InGaAsP，都是光纖傳輸?shù)牡蛽p耗窗口；③在音頻到吉赫茲的信號頻率范圍內(nèi)，可以直接進行簡單的強度調(diào)制；④可靠性高，尤其是LD，不僅發(fā)射功率大，耦合效率高、響應(yīng)速度快，而且輸出光的相干性也較好，在一些高速率、大容量的數(shù)字光纖系統(tǒng)中得到了廣泛的應(yīng)用。半導體激光器的出光特性具有門限電流Ith值，如圖4-1-2所示。當激勵電流超過門限值Ith時，激光器內(nèi)部產(chǎn)生受激輻射。此時，因載流子壽命很短，因此允許高的調(diào)制速率，同時，發(fā)射的光譜較窄，—般只有幾埃，所以光譜較純。除此以外，激光器輻射的光束有較好的方向性，便于與光纖端面耦合，可得到較大的光功率輸出。

從圖4-1-2還可知，半導體發(fā)光二極管(LED)的出光特性無門限電流存在。由于自發(fā)載流子壽命的限制(在最佳情況下約為微秒數(shù)量級)，使調(diào)制頻率較低。另外，發(fā)射的光譜寬(一般為100～1400A)，光束發(fā)射角度大，輸出光功率較小，使之不如激光器優(yōu)越。但是，激光器的Ith和輸出光功率受溫度的影響較大，給使用帶來不便，技術(shù)上也比LED的使用復雜和困難一些。。圖4-1-2LD、LED出光特性

4.2半導體激光器(LD)

4.2.1基本概念

1.原子的受激輻射和自發(fā)輻射

原子由原子核和繞原子核旋轉(zhuǎn)的核外電子組成，這些核外電子占據(jù)一定的軌道作旋轉(zhuǎn)運動，其能量是量子化的，即它們滿足以下條件：

2π·r·mV=N·h(N=1，2，3，…)

(4-2-1)其中，h為普朗克常量(h＝6.626×10－32J.S)；r為軌道半徑；mV是旋轉(zhuǎn)動量。當電子在一定的軌道上運動時，原子便具有某一確定的能量，稱為原子的一個能級。原子可以通過與外界交換能量的方法，改變電子占據(jù)軌道的運動狀態(tài)，從而引起原子能級之間的躍遷。當以光為媒介與外界交換能量時，一般來說存在光的自發(fā)輻射、受激吸收和受激輻射三個過程。原子自發(fā)地由高能級E2躍遷到低能級E1時，要發(fā)射一個能量為hf=E2－E1的光子(f為光子的頻率)，這個過程稱為光的自發(fā)輻射。對于大量處于高能級E2的原子來說，當它們向低能級躍遷時，各自獨立地分別自發(fā)發(fā)射一個能量相同，但彼此無關(guān)的光子，這些光子可以有不同的相位和不同的偏振方向，并且每個原子所發(fā)的光子可以沿著所有可能的方向傳播。所以自發(fā)發(fā)射的光是一種非相干的光。

如果存在一個光場，其中一個光子的能量恰好為hf＝

E2－E1，那么在該光場的作用下，原子將會發(fā)生受激吸收和受激輻射過程。處于低能級E1的原子在感應(yīng)光場的作用下，吸收一個光子而躍遷到高能級E2，這個過程稱為光的受激吸收。

處于高能級E2的原子在光場的感應(yīng)下發(fā)射一個與感應(yīng)光子一模一樣的光子，而躍遷到低能級E1，這個過程稱為光的受激輻射。所謂一模一樣，是指發(fā)射的光子與感應(yīng)光子不僅頻率相同，而且相位、偏振方向和傳播方向都相同，所以受激輻射的光是與入射光相干的。自發(fā)輻射和受激輻射存在著兩個明顯的區(qū)別：其一是自發(fā)輻射只存在從高能級E2到低能級E1的過程，從E1到E2的躍遷概率為零；而受激躍遷同時存在著E2到E1的受激輻射和E1到E2的受激吸收兩個過程，在熱平衡下受激吸收概率W12與受激輻射概率W21相等。其二是自發(fā)輻射概率與光場強度無關(guān)，而受激輻射概率與感應(yīng)場的光場強度成正比。因此，對受激輻射，輻射概率可表示為

(W21)st＝(W12)st＝Wst＝B·ρ(f)(4-2-2)

其中，ρ(f)為單位頻率上光場的能量，稱之為能量密度。普朗克求得為

(4-2-3)比例系數(shù)B是決定物質(zhì)原子的性質(zhì)而與輻射場無關(guān)的常數(shù)?？梢詮摹獋€特殊的(處于熱平衡狀態(tài)的黑體輻射場)場中，利用統(tǒng)計物理方法求出B的表達式為

(4-2-4)對于單分子復合物質(zhì)有(4-2-5)則有:(4-2-6)其中，c為真空中的光速；n為介質(zhì)的折射率；γsp為電子自發(fā)輻射概率；τsp是自發(fā)復合壽命(時間)，它表示電子在從能級E2躍遷到能級E1之前，原子停留在激發(fā)態(tài)的平均時間。

因此，可以求得受激輻射概率與自發(fā)輻射概率之比為(4-2-7)其中，T為絕對溫度。由此式可知，在正常情況下，原子受激輻射的概率比自發(fā)輻射概率小得多的。在室溫下，可見光區(qū)受激輻射的概率很小，一般的光源都是自發(fā)輻射所發(fā)的光。

2.光在媒質(zhì)中的吸收和放大

考慮頻率為f、強度為If的單色平面光波通過原子媒質(zhì)傳播的情況。設(shè)該媒質(zhì)每單位體積中有N1個原子處于能級E1，N2個原子處于能級E2，若暫不考慮自發(fā)發(fā)射，那么在單位時間單位體積中有N2·Wst個原子由能級E2受激躍遷到能級E1，有N1·Wst個原子由能級E1受激躍遷到能級E2，因此單位體積內(nèi)發(fā)生的凈光功率為(N2－N1)·Wst·h·f。

這種輻射是相干地(即有確定的相位關(guān)系)疊加在平面光波之上，在沒有任何損耗的情況下，使單位長度中光的強度增加，其增量為

(4-2-8)將光波強度及式(4-2-6)代入上式并加以整理，得由式(4-2-9)得：而可以看出，平面光波通過媒質(zhì)傳播時，其強度沿z呈指數(shù)分布。下面分兩種情況討論上述結(jié)果。(4-2-9)(4-2-10)(4-2-11)

1)光波沿吸收媒質(zhì)傳播

在吸收媒質(zhì)中，N2＜N1，即受激吸收占主要位置，γ(f)＜0，光波經(jīng)過媒質(zhì)時強度按指數(shù)衰減，光波被吸收。

當系統(tǒng)處于熱平衡狀態(tài)時有愛因斯坦公式(4-2-12)可見在熱平衡系統(tǒng)中，N2總是小于N1，故光波總是被吸收。

2)光波沿放大媒質(zhì)傳播

在放大媒質(zhì)中，N2＞N1，即受激輻射占主導地位，此時γ(f)＞0，光波經(jīng)過這種媒質(zhì)時，強度按指數(shù)規(guī)律增大，光波被放大。

這說明，要想得到激光，必須滿足N2＞N1。但是從式(4-2-12)可知，正常條件下，N1比N2要大得多，這是因為電子總是首先占據(jù)低能級的軌道。這樣，N2＞N1，即單位體積中占據(jù)高能級E2的粒子數(shù)(電子數(shù))N2大于占據(jù)低能級的粒子數(shù)N1，這種粒子數(shù)按能級分布的狀態(tài)與常態(tài)的分布(吸收媒質(zhì))狀態(tài)N2＞N1呈相反的趨勢。所以將N2＞N1的分布稱為粒子數(shù)反轉(zhuǎn)分布。具有這種粒子數(shù)反轉(zhuǎn)分布的物質(zhì)為激活物質(zhì)，這種物質(zhì)對一定頻率的光有放大作用。

但是如何才能得到粒子數(shù)反轉(zhuǎn)的分布狀態(tài)呢？這還得從原子的能帶結(jié)構(gòu)談起。

3.能帶結(jié)構(gòu)和載流子的統(tǒng)計分布

在單個原子中，電子的運動軌道是量子化的，即電子只能在原子內(nèi)一些確定的量子態(tài)上運動。當大量原子結(jié)合成晶體后，由于原子間的距離很小，使得每一個原子中的價電子不僅受本原子核及內(nèi)層電子的作用，而且受到其他原子的作用。在本身原子和相鄰原子的共同作用下，價電子不再屬于單個原子，而成為晶體中一些原子所共有，這就叫價電子的共有化運動。晶體中的原子(或離子)是有規(guī)則、周期性地排列的，則作共有化運動的電子在這些周期性排列的原子(或離子)的作用下，其勢能也必將呈現(xiàn)出周期性，而形成一些相差極微的能級，即形成了能帶。如圖4-2-1所示。內(nèi)層電子態(tài)之間交疊較小，原子間的影響弱，分裂成的能帶比較窄，外層電子態(tài)之間的交疊大，能帶分裂比較寬。圖4-2-1晶體中原子的能帶鍺、硅等一些重型的半導體材料，都是典型的共價晶體，在這類晶體中，每個原子最外層價電子和鄰近原子形成共價鍵，整個晶體就是通過這些共價鍵把原子聯(lián)系起來的。在半導體物理中，通常把這種形成化學健的價電子所占據(jù)的能帶稱為價帶；而把上面空著的能帶稱為導帶；導帶和價帶之間稱為禁帶，其寬度為E0

，如圖4-2-2所示。價帶和導帶是較重要的兩個能帶，因為原子的電離、電子與空穴的復合發(fā)光等過程，主要發(fā)生在價帶和導帶之間。圖4-2-2價帶和導帶根據(jù)原子統(tǒng)計學原理，晶體中電子是費米子(自旋量子數(shù)為1/2)，它在各能級上的分布要遵守互不相容原理，即每個電子態(tài)最多只能容納一個電子，它或者被一個電子占據(jù)，或者空著。同時，電子在各能級上的分布，還須服從費米—狄拉克統(tǒng)計分布，即每個能量為E單電子態(tài)，被電子占據(jù)的概率為(4-2-13)式中，Ef為費米能級，單位為電子伏；E的單位也為電子伏。例如，當E=Ef時，W(E)＝1/2，即費米能級Ef被電子占據(jù)的概率和空著的概率相等。當E＜Ef時，W(E)＞1/2，它說明能級E被電子占據(jù)的概率大于空著的概率。當E－Ef<<KT

時，W(E)→1，即能級E幾乎總被電子占據(jù)著。在本征半導體中，價帶幾乎都被電子所占據(jù)。如果E>>Ef+KT，費米分布可簡化成玻爾茲曼分布:(4-2-14)這種情況下，能級E基本上被空穴所占據(jù)。所以，依據(jù)費米能級的位置，能直觀地指示出電子占據(jù)能級的狀態(tài)，即低于Ef的能級多為電子所占據(jù)；反之，則多由空穴占據(jù)。由費米分布可以畫出各種半導體中電子的統(tǒng)計分布，如圖4-2-3所示。圖4-2-3半導體中電子、空穴的分布

4.受激PN結(jié)中粒子數(shù)反轉(zhuǎn)分布的形成

由半導體原理可知，在熱平衡狀態(tài)下，載流子在PN結(jié)中的分布如圖4-2-4所示。其中Ei為內(nèi)建電場，由N區(qū)指向P區(qū)，VD為勢壘高度或叫接觸電位差。

對于圖4-2-5(a)所示P型半導體和N型半導體，當兩者接觸形成PN結(jié)后，在熱平衡狀態(tài)下(無激勵時)，系統(tǒng)中只能有一個費米能級。這就要求P區(qū)、N區(qū)中高低不同的費米能級達到相同的水平，如圖4-2-5(b)所示。電子占據(jù)Ef以下的能級，空穴占據(jù)Ef以上的能級。所以處于熱平衡狀態(tài)下的PN結(jié)半導體，不具有粒子數(shù)反轉(zhuǎn)分布的特性，對光沒有放大作用。圖4-2-4PN結(jié)空間電荷區(qū)的形成圖4-2-5粒子數(shù)反轉(zhuǎn)的形成當PN結(jié)加上正電壓V時，即P加正電壓，N加負電壓，該正向電壓削弱了原來的自建電場，使PN結(jié)勢壘降低，耗盡區(qū)變窄。如果N區(qū)一邊的能帶不動，則P區(qū)能帶應(yīng)下降，下降的數(shù)值為e0·V(V一般只能小于VD)，如圖4-2-5(c)所示。

正向電壓破壞了PN結(jié)原來的平衡，正向電流引起多數(shù)載流子向?qū)Ψ阶⑷?，并在對方區(qū)域中形成濃度逐漸減小的一段擴散長度。使P區(qū)和N區(qū)中少數(shù)載流子比原來平衡時增加了，這些增多的少數(shù)載流子稱為非平衡載流子。非平衡載流子的分布仍可用式(4-2-13)表示，但此時己不能用統(tǒng)一的費米能級來進行描述。受激情況下的費米能級分裂成兩個準費米能級，用準費米能級(Ef)v描述價帶中的載流子分布，用準費米能級(Ef)c描述導帶中載流子的分布。下面先來說明價帶中的準費米能級(Ef)v。對于P區(qū)，空穴是多數(shù)載流子，因此(Ef)v在價帶中的位置主要由空穴來決定，少子(電子)的注入影響不大，所以(Ef)v變化很小，基本和P區(qū)中平衡時的費米能級差不多，即(Ef)v≈EPf

，如圖4-2-5(c)所示。因為耗盡區(qū)此時較窄，不仔細考慮(Ef)v在其中的變化，可認為其與P區(qū)中的(Ef)v一樣，進入N區(qū)以后，由于電子數(shù)目增多，表示1/2占據(jù)概率的(Ef)v必然升高，所以在N區(qū)中的(Ef)v向上傾斜。隨著深入N區(qū)距離的增加，注入空穴的濃度越來越小，而電子的濃度越來越大，最后接近N區(qū)中的正常值。因而隨距離的深入，(Ef)v也越來越高，最后與N區(qū)中多子(電子)濃度決定的(Ef)c相重合。同理，N區(qū)中的(Ef)c主要由電子決定，由于空穴的注入影響很小，所以有類似的關(guān)系(Ef)c＝Enf。當進入P區(qū)以后，由于電子的注入及電子擴散濃度的分布，使(Ef)c的數(shù)值越來越小，最后與EPf趨于一致，如圖4-2-5(c)所示。

從圖4-2-5(c)可知，PN結(jié)加正電壓，且e0V>Eg后，由于(Ef)v在N區(qū)的傾斜，(Ef)c在P區(qū)的傾斜，在PN結(jié)的界面附近，(Ef)v和(Ef)c之間形成一個特殊的區(qū)域，在此區(qū)域中，價帶主要由空穴占據(jù)，而導帶主要由電子占據(jù)，這就形成了粒子數(shù)的反轉(zhuǎn)分布，實現(xiàn)了N2＞N1的條件，使之成為光放大媒質(zhì)。在粒子數(shù)反轉(zhuǎn)區(qū)域(有時也叫增益區(qū))，電子的位能大約比空穴的位能高出Eg。如果該區(qū)中存在一個光場，且光場光子的能量滿足式(4-2-15)，則光的受激輻射大于受激吸收，從而實現(xiàn)了對光的放大。最后還必須強調(diào)一點，光場獲得的能量，是由正向偏置電壓供給的。即正向電壓把N區(qū)中的電子源源不斷地送到提高了的導帶之中，在光場的作用下，又向較低能級的價帶躍遷，與其中的空穴復合，同時放出一個光子，使光場得到能量。4.2.2半導體激光器的工作原理及典型結(jié)構(gòu)

前面主要講述了半導體光的自發(fā)輻射和受激輻射的概念，以及產(chǎn)生受激輻射的條件。但是，此時半導體發(fā)出的光還不能稱為激光，以上光的產(chǎn)生和放大作用只是激光形成的必要條件。關(guān)于激光的產(chǎn)生，通過下面激光器的工作原理加以說明。激光與普通光(非激光)相比較，有以下三個特點：①光譜寬度很窄；②方階性極強；③強度可以達到很高。從前面的分析可知，單由受激輻射產(chǎn)生的光是達不到上述要求的。因為電子從高能帶躍遷到低能帶時，發(fā)出光子的頻率是分布在與能帶寬度相對應(yīng)的范圍內(nèi)，所以不是很單純的。除此以外，發(fā)出光子的方向也是散亂的，不是單一方向的平行光束。上述受激輻射還必須經(jīng)過頻率和方向的選擇，并將經(jīng)選擇后的光反饋回增益區(qū)(又叫激活區(qū))，使之得到放大和增強。對光的選擇和反饋，是靠光學諧振腔來完成的。根據(jù)以上概念，激光器的結(jié)構(gòu)如圖4-2-6所示。半導體激活物質(zhì)的兩端設(shè)置了兩個平行的光學反射鏡，鏡1處產(chǎn)生全反射，鏡2處產(chǎn)生部分反射，可透過部分光能而輸出。這兩個光學反射鏡就組成光學諧振腔(或稱法布里—玻羅腔)，起頻率選擇和光場反饋的作用。

激光建立之初，半導體有源區(qū)內(nèi)所發(fā)生的光以自發(fā)輻射為主，即由高能帶自動往低能帶躍遷時產(chǎn)生的光為主。它們占據(jù)了較寬的波長范圍(300～500)，輻射的方向也很不一致。只有那些沿軸線運動，且波長剛好為光學諧振腔尺寸決定的光子，才會在反射鏡之間來回反射，在來回反射的過程中，使激活物質(zhì)產(chǎn)生受激輻射而放出全同光子，使軸向光場得到不斷放大而加強，同時又激發(fā)起更強的受激輻射。如此反復，使發(fā)生諧振的輻射光場越來越強。當達到光被放大而增加的能量與腔體損耗加輸出光功率相等時，激光器內(nèi)部的光場強度被穩(wěn)定下來，同時相應(yīng)輸出某一強度的光，這個光從端面反射鏡2透射出來，就是激光。圖4-2-6激光器的原理結(jié)構(gòu)從上述激光產(chǎn)生的過程可知，半導體的有源區(qū)對光起放大作用，光學諧振腔起選光頻和反饋的作用。其過程與電的反饋振蕩器的起振過程十分相似。因此，將激光器稱為激光自激振蕩器更為確切一些。

典型的半導體激光器的結(jié)構(gòu)如圖4-2-7所示。其中有源區(qū)由GaAs以及它的多元化合物材料的PN結(jié)構(gòu)成。在z方向的兩個端面上(一般為半導體晶體的自然解理面)，鍍上一層膜作為光學諧振腔的兩個反射鏡。一端為全反射，另一端可以透射一部分光能作為輸出。圖4-2-7半導體激光器的結(jié)構(gòu)依據(jù)構(gòu)成PN結(jié)材料的不同，一般分為單質(zhì)結(jié)和異質(zhì)結(jié)激光器。單質(zhì)結(jié)激光器由同一種半導體材料(GaAs)構(gòu)成，具體結(jié)構(gòu)如圖4-2-8(a)所示。由于使用的是同一種材料，不同摻雜只能使層間的折射率變化很小。因而有源區(qū)內(nèi)對光波的限制作用很弱，光可能向外發(fā)散，從而損耗較大，使這種激光器的某些特性變壞，如閾值電流增大等。

為了加強有源區(qū)對光的限制作用，可采用不同的半導體材料構(gòu)成PN結(jié)，這就是異質(zhì)結(jié)激光器。具體結(jié)構(gòu)如圖4-2-8(b)所示。圖中為雙異質(zhì)結(jié)結(jié)構(gòu)，它由GaAs和鎵鋁砷(GaAlAs)材料構(gòu)成，并利用它們折射率的差異，使光場有效地限制在有源區(qū)內(nèi)，故可降低損耗，使閾值電流減小，提高了器件的效率。圖4-2-8單質(zhì)結(jié)和異質(zhì)結(jié)半導體LD結(jié)構(gòu)圖

4.3半導體激光器的主要特性

4.3.1半導體激光器的光譜特性

1.多模和單模激光器的光譜特性

常用的半導體激光器光譜的形狀如圖4-3-1所示。圖中橫坐標為波長，單位為埃(Ａ)，縱坐標為光的相對強度?？梢钥闯?，在一些分立的波長上，光強出現(xiàn)最大值。這種梳狀的譜線可能占據(jù)幾十埃的波長范圍，每條譜線的寬度一般只有幾埃的量級。以上譜線的特點就是典型的多模激光器的光譜特性。產(chǎn)生這種特性的原因，主要與激光器諧振系統(tǒng)的多諧性有關(guān)。。圖4-3-1半導體LD的光譜例如，如圖4-2-7所示的結(jié)構(gòu)中，若只考慮縱向光場的傳播(光線沿方向z傳播)，要在腔長為L的距離上形成正反饋，使腔內(nèi)的光場得到加強，則來回反射的光線的相位差，必須為2π的整數(shù)倍，即(4-3-1)其中，q=1,2,3,…;λc為腔內(nèi)光線的有效波長。上式即(4-3-2)可見腔內(nèi)存在的光束波長為一系列離散值。相應(yīng)于這些不同波長的光場，在縱向上(z方向)有不同的駐波分布，因而對應(yīng)于不同的光場縱向模式，即腔內(nèi)滿足上述相位條件的模式(縱向)有無窮多個。但是，當再考慮到系統(tǒng)對不同模式的衰減有差異時，只有那些損耗小的有利模式才能建立起振蕩，故存在的模式是有限的。這就是出現(xiàn)梳狀光譜的根本原因。關(guān)于激光器內(nèi)部的模式問題，實際上還要復雜得多。因為前面討論的僅是縱向模式的近似說明，實際上還可能出現(xiàn)橫向模式(即波在x、y方向傳輸形成的)。下面以一種較理想條件下的激光器為例，來分析其模式結(jié)構(gòu)。通過這種分析，一方面了解對模式問題的處理方法，另一方面了解LD或LED的模式結(jié)構(gòu)的確比較復雜，比起無線電通信中常用的信號源來，其譜線寬得多。由此就可以幫助理解光纖通信中，目前為什么主要還是采用簡單的強度調(diào)制、包絡(luò)檢波的方法，而不是電通信中常用的超外差方法(光纖通信中叫相干光通信)。因為在光纖通信中，相干光通信的實現(xiàn)，難度要大得多。如圖4-2-7所示，半導體條形LD，在z方向晶體的兩個平行解理面構(gòu)成諧振腔；在x方向由于各層介質(zhì)折射率不同，光波能量大部分限制在有源區(qū)內(nèi)；在y方向由于條形結(jié)構(gòu)，載流子向條形以外的區(qū)域擴散而使增益在條形中心最大，兩邊逐漸下降。因此LD的結(jié)構(gòu)相當于一個多層介質(zhì)波導諧振腔。

這種LD光學諧振腔的模式通常分成TE模(Ez＝0)和TM模(Hz＝0)兩組互相獨立的模式，其中每一組模式都由三個指數(shù)q、s、m來表征。這些指數(shù)確定了電磁場沿腔中三個主軸作“半個正弦”變化的數(shù)目。所謂縱模(或軸向)，是指m和s不變，只有q(即沿z方向)變化的那些模式。由于縱模之間的間隔一般為幾埃，故縱?；旧蠜Q定了光譜的寬度。橫模指數(shù)m表示沿x方向，s表示沿y方向的“半個正弦”變化數(shù)目。對條形激光器，假設(shè)介電常數(shù)的最大值出現(xiàn)在有源區(qū)的某一點，且沿z方向不變，沿水平(y)方向和垂直(x)方向上的變化均對峰值呈空間對稱，以此峰值點為原點，它就能展開成僅含偶次項的冪級數(shù)，只留下0次項和二次項，則得

(4-3-3)其中，ε0為峰值；x0、y0為介電常數(shù)在x方向和y方向變化的參數(shù)。由于介電常數(shù)隨位置而變，有源區(qū)構(gòu)成的是非均勻光波導，電場的波動方程應(yīng)為(4-3-4)在有源區(qū)里，如果介電常數(shù)隨位置的變化與場隨位置的變化相比緩慢得多，則介電常數(shù)在一個光波長的距離上變化非常小，即。從而式(4-3-4)就簡化成標量波動方程。

下面取標量波動方程為

(4-3-5)其中，算符為橫向拉普拉斯算符；k0=ω·μ·ε0=2πf/α。設(shè)：j(x，y)=X(z)·Y(y)

(4-3-6)將式(4-3-3)、式(4-3-6)代入式(4-3-5)，進行變量分離，得(4-3-7)令式(4-3-7)兩邊都等于常數(shù)D2，則得到

(4-3-8)(4-3-9)為了便于求解上述兩方程，令(4-3-10)(4-3-11)(4-3-12)

(4-3-13)則式(4-3-8)、式(4-3-9)變?yōu)?4-3-14)(4-3-15)利用量子力學中處理簡諧振子的薛定鍔波動方程的方法，可以求解這兩個方程，其解為厄密－高斯函數(shù)(4-3-16)(4-3-17)其中，Hm(ξ)為m階厄密多項式。厄密多項式Hm－1(ξ)可表示為

(4-3-18)由厄密—高斯函數(shù)的性質(zhì)可知，為使式(4-3-14)、式(4-3-15)得到有限解，須使

ρ=2m－1，m＝1,2,3,…；χ=2s－1，s=1,2,3,…將式(4-3-10)、式(4-3-11)的ξ和η代入，得到場解：(4-3-19)

其中，(4-3-20)(4-3-21)(4-3-22)λ為自由空間的光波長，Nms為歸一化常數(shù)，可取(4-3-23)消去式(4-3-12)、式(4-3-13)中的分離常數(shù)D，并代入ρ=2m－1，χ=2s－1，可求出傳播常數(shù)為(4-3-24)對于縱模，諧振條件為

β·l=q·π

(4-3-25)

其中，L為圖(4-2-7)所示的諧振腔長度。將式(4-3-25)中的β作為βms代入式(4-3-24)，解n0、k0的一元二次方程，再代入k0=2πf/c，可求得諧振頻率為

(4-3-26)對于低階模(m、s較小)，其x0、y0較大，則(4-3-27)為了確定模式之間的間隔，對式(4-3-27)微分，可得到(4-3-28)在有源區(qū)，由于半導體激光器發(fā)射的光子能量接近禁帶寬度Eg，折射率隨波長變化很大，應(yīng)考慮折射率的色散，為此，式(4-3-27)中的n0

用考慮色散以后的折射率表示，則可變?yōu)?/p>

(4-3-29)例如，某條寬w=13μm，腔長L=80μm的GaAs激光器，x0=17μm，y0＝1μm，則不同縱模和橫模引起的諧振波長的間隔大約為圖4-3-2為上述條形同質(zhì)激光器的光譜，該激光器有源區(qū)用氧化物隔離，在770K下連續(xù)工作，工作于基垂直橫模(m＝1)。從圖中可知，縱模間隔約1.8A，在每一縱模的模群中，有一簇相隔約0.13A和模式指數(shù)s聯(lián)系的衛(wèi)星線，這些衛(wèi)星線都是由不同的水平橫模所造成的。

由于多模激光器發(fā)光的光譜達幾十埃的寬度，當這樣的光在光纖中傳輸時，必然會增加損耗和色散，故使信號的傳輸距離大大縮短。目前已有一種分布反饋(DFB)半導體激光器，可實現(xiàn)單一模式的光譜特性，譜線寬度約1A，如圖4-3-3(a)所示。使用這種激光器，可改善信號的傳輸性能。。。。圖4-3-2某條形同質(zhì)激光器的光譜特性圖4-3-3分布反饋激光器截面示意圖分布反饋激光器的原理結(jié)構(gòu)如圖4-3-3(b)所示，圖中

P-GaAs和N-Ga1-xAIxAs形成PN結(jié)，P-GaAs為有源層，也起著波導作用。沿有源區(qū)的長度方向有一周期性光柵結(jié)構(gòu)，工作時，器件加上正向電壓，PN結(jié)區(qū)電子—空穴對復合發(fā)光，這些光子將受到有源層表面每一條光柵的反射。由于這種反射在柵條間進行，所以叫分布反射。入射光受到成百上千條光柵的反射，此時柵條間入射光與反射光的方向剛好相反，在一定條件下，它們將發(fā)生相長性干涉，即產(chǎn)生了典型布拉格反射。這種反射提供光反饋，達到某一特定值(閾值)時，即輸出激光。分布反饋激光器與解理面腔激光器截然不同。在解理面腔體器件中，因發(fā)射的光子能量接近禁帶寬度，只要這些光子能滿足諧振條件，就能獲得增益，故其發(fā)射光譜出現(xiàn)多個峰值。然而分布反饋(DFB)激光器是由光柵提供光反饋的，光柵還同時起著選模作用，故其輸出只有一個峰值。

2.注入電流對光譜的影響

圖4-3-4表明了激光器發(fā)射光譜隨注入電流而變化的情況，當注入電流低于某一特定值(閾值)時，發(fā)射光譜是導帶和價帶的自發(fā)輻射譜。

由于導帶和價帶都包含了很多能級，這就使復合發(fā)光的光子能量有一個較寬的能帶范圍，造成自發(fā)輻射譜線較寬，約為300～400Ａ，這種情況下，輻射的不是激光，且相對強度較低。當注入電流大于閾值后，諧振腔里的增益將大于損耗，使自發(fā)發(fā)射譜線中滿足諧振條件的頻率，在諧振腔中振蕩并建立起強的光場。這個強的光場使粒子數(shù)反轉(zhuǎn)分布的能級間產(chǎn)生受激發(fā)射，而其他頻率的光很快衰減，使激光器的光譜特性表現(xiàn)出幾個或一個模式振蕩。。圖4-3-4注入電流對光譜的影響如果激光器工作時沒有進行溫度控制，則當加大注入電流時由于電流的熱效應(yīng)，會使結(jié)溫升高而變窄，使發(fā)射光譜的峰值向長波長方向移動，從而發(fā)射光子的能量下降，使頻率下降，如圖4-3-5所示。因此，實用的半導體激光器發(fā)信機中，內(nèi)部都設(shè)有溫度控制裝置，用以減小溫度對工作波長的影響。圖4-3-5LD光譜隨注入電流增加而漂移4.3.2半導體激光器的出光特性和伏安特性

1．半導體激光器的輸出光功率特性

激光器的出光特性(P-I特性，即輸出光功率特性)如圖

4-1-2所示。其中縱坐標為輸出光功率P，一般以μW或mW為單位，橫坐標為流入激光器的電流I，單位為mA。該曲線明顯的特點是：注入電流大于閾值Ith以后，激光器才能正常發(fā)光，且輸出光功率P隨I近似呈線性增長關(guān)系。

出光功率的閾值特性和激光器的工作原理有關(guān)，下面來說明這一問題。半導體激光器的PN結(jié)加上正向電壓，并使注入電流I由小變大。當電流I較小時，激光器中的初始光場來源于導帶和價帶之間的自發(fā)輻射，頻譜較寬(300～5000Ａ)，而且雜亂無章，由于光學諧振腔的選擇反饋作用，表現(xiàn)出較寬的梳狀光譜(如圖4-3-4所示)。隨著電壓的增加，可在PN結(jié)及其兩側(cè)(由于電子的擴散長度遠大于空穴的擴散長度，所以主要偏向于P區(qū))形成有源區(qū)，即形成粒子數(shù)分布反轉(zhuǎn)的區(qū)域。但是，僅有粒子數(shù)反轉(zhuǎn)和諧振腔還不足以激發(fā)出有用的激光，這是因為光在諧振腔中傳播時存在損耗。例如腔內(nèi)工作物質(zhì)對光的吸收和反射，諧振腔兩個端面的反射率R＜1，部分光透射出去了，都會引起損耗。只有當光在諧振腔中來回一次所得到的增益大于損耗時，才能形成激光振蕩。因此必須滿足閾值條件

。e2(γth－α)·LR1·R2=1

(4-3-30)其中，L為諧振腔的長度；γth為閾值時的增益；α為損耗；R1、R2為兩端的反射率。所以有(4-3-31)另一方面，由式(4-2-11)可知，增益可表示為(4-3-32)其中，g(f)為考慮自發(fā)輻射的自發(fā)輻射增益系數(shù)。閾值條件說明，只有當增益大于損耗時，才能形成譜線尖銳的激光，而增益的增加就是通過加大注入電流。對注入式激光器，反轉(zhuǎn)數(shù)(N2－N1)可以近似地和二極管的電流聯(lián)系起來。如果N2－N1，N1≈0，則在給定的時間內(nèi)，注入到二極管的電子數(shù)在平衡時，應(yīng)等于這段時間內(nèi)所復合掉的數(shù)，即

(4-3-33)其中，ηi為內(nèi)量子效率，表示注入的載流子中由于輻射性復合所占的比例；I/A為注入電流密度。將式(4-3-33)代入式(4-3-32)，得(4-3-34)式(4-3-34)表示激光器有一定的閾值電流密度，只有當注入電流密度達到閾值時，或者說注入電流達到閾值電流時(由于管芯面積A一定)，諧振腔中的增益才能達到閾值增益，激光器才能開始激射。

2．半導體激光器的伏安特性

半導體激光器的基本結(jié)構(gòu)是PN結(jié)，所以它的伏安特性與普通PN結(jié)二極管類似。由于激光器工作于正偏狀態(tài)，所以正向?qū)娮韬苄?。其特性如圖4-3-6所示。從圖中可知，LD無論是直流電阻還是交流電阻，都是較小的。電路設(shè)計時應(yīng)注意這樣的特點，不要因電流過載而損壞器件。

由半導體激光器的出光特性、伏安特性可以看出，輸出光功率通常為毫瓦量級，而注入直流功率為零點幾瓦到幾瓦的量級，所以器件的效率一般只有1%～2%，甚至更低。因此，在應(yīng)用時，通常都要加散熱器。而且一般說來，Ith低的器件有較高的效率。圖4-3-6LD的V-I特性4.3.3半導體激光器的調(diào)制特性

半導體激光器可以通過改變驅(qū)動電流的辦法，對輸出光功率進行調(diào)制。它具有光電轉(zhuǎn)換效率高、響應(yīng)速度快，可以進行直接調(diào)制等優(yōu)點，是光纖通信中理想的載波光源。但是，對半導體激光器進行高碼速調(diào)制時，激光器往往呈現(xiàn)出復雜的動態(tài)特性，圖4-3-7為LD常見的激光器響應(yīng)波形。從圖中可知，激光器輸出光脈沖與電脈沖之間存在一個時間延遲td

，稱之為電光延遲時間，一般為納秒量級，它是限制高速調(diào)制的主要因素之一。同時，當電流脈沖注入激光器以后，在輸出光脈沖的頂部會出現(xiàn)逐漸衰減的振蕩，稱為張馳振蕩。張馳振蕩的頻率一般在幾百兆赫茲到2吉赫茲的范圍。這些現(xiàn)象與激光器有源區(qū)內(nèi)電子的壽命、腔內(nèi)光子的壽命以及驅(qū)動電流初始偏置的大小等因素有關(guān)。圖4-3-7LD常見的響應(yīng)波形

1．電光延遲時間的分析

1)半導體激光器的速率方程組

速率方程是研究半導體激光器瞬態(tài)過程的出發(fā)點，為了簡化分析，便于數(shù)學求解，同時突出諧振腔內(nèi)電子和光子的相互耦合作用，假設(shè)：

(1)激光器在閾值以上單模工作。

(2)注入電流均勻、恒定，即電流密度j為常數(shù)，電子和光子在腔內(nèi)處處均勻,因此可以不考慮梯度場和漂移場的作用。

(3)光子完全被介質(zhì)波導限制在有源層內(nèi)，不考慮側(cè)向光場的泄漏。

(4)不包含噪聲源。在上述條件下，考慮注入電子濃度N(t)和光子密度S(t)的變化速率，得到如下簡化的速率方程(4-3-35(a))(4-3-35(b))其中，N(t)為有源區(qū)電子密度；S(t)為有源區(qū)中光子密度；j為注入電流密度；d為有源區(qū)厚度；Rsp為自發(fā)輻射復合速率；g(N)為增益函數(shù)，它與電子密度N的關(guān)系由有源區(qū)的材料及摻雜情況而定；τph為光子壽命；a為自發(fā)發(fā)射進入該模式的機率。式(4-3-35(a))的物理意義為：有源區(qū)中電子密度的變化速率等于載流子的變化速率、自發(fā)輻射引起載流子的減少速率與受激輻射引起載流子的減少速率的代數(shù)和。式(3-3-35(b))的物理意義為：光子密度的變化速率等于受激輻射引起光子密度的增加速率與光子由于輻射和吸收引起的損失速率、光子自發(fā)發(fā)射進入該模式的速率的代數(shù)和。

2)速率方程的穩(wěn)態(tài)解

對于一般正常工作的激光器，注入恒定電流，經(jīng)過一段瞬態(tài)過程(若干納秒)后，電子密度和光子密度將進入穩(wěn)定狀態(tài)，這時，，上述速率方程變成穩(wěn)態(tài)速率方程，求其解可以確定若干物理量的穩(wěn)態(tài)關(guān)系。

假定有源區(qū)是高摻雜的，因此注入非平衡載流子的自發(fā)復合屬于單分子復合，則：(4-3-36)其中，τsp為自發(fā)復合壽命時間。則有以下穩(wěn)態(tài)速率方程：

(4-3-37(a))(4-3-37(b))其中，和分別表示電子密度和光子密度的穩(wěn)態(tài)值。當注入電流密度小于閾值時，受激復合與自發(fā)復合相比可以忽略，由式(4-3-37(a))可得(4-3-38)(4-3-39)從式(4-3-38)可知，在閾值以下，有源區(qū)里的電子密度隨注入電流的增加而增大，從而使增益函數(shù)g(N)隨注入電流密度增加而增加(從式(4-3-37(a))可知)。

當激光器激射以后，a通常很小，約10－3~10－5的數(shù)量級，因而可以忽略自發(fā)輻射對激光器中該模式的貢獻，由式(4-3-37(b))可得(4-3-40)即激光器達到閾值以后，增益函數(shù)達到飽和，不再隨注入電流而變化。而增益函數(shù)的飽和，說明腔內(nèi)電子密度被固定在Nth的飽和值，因而使自發(fā)輻射率也達到飽和。穩(wěn)態(tài)解的另一結(jié)果是，閾值以上，光子密度與電流之間呈線性關(guān)系，這可以利用a＝0，從式(4-3-37)聯(lián)立求解得到(4-3-41)根據(jù)以上分析結(jié)果，可以畫出理想激光器的出光功率－注入電流曲線(P－I曲線)，如圖4-3-8所示。而某國產(chǎn)激光器的實測出光特性如圖4-3-9所示。圖4-3-8LD理想的P-I曲線圖4-3-9LD的實測P-I曲線

3)速率方程的瞬態(tài)解

激光器的瞬態(tài)解實際上是大信號過程，大信號過程較嚴格的處理應(yīng)使用數(shù)值計算法。但是，為分析問題的方便，這里采用小信號的分析方法。這種方法與實際情況雖然有較大的差別，但是它得到的結(jié)論，還是能對實際現(xiàn)象作出定性的解釋的。

小信號分析假定(4-3-42(a))(4-3-42(b))(4-3-42(c))增益函數(shù)的微擾項可表示為

(4-3-43)因此：(4-3-44)將式(4-3-43)、式(4-3-44)代入速率方程式(4-3-35)，略去ΔN、ΔS的高次項，并利用穩(wěn)態(tài)方程式(4-3-37)可得(4-3-45(a))(4-3-45(b))對雙異質(zhì)結(jié)激光器，g(N)是N的線性函數(shù)，則

g(N)＝a·(N－N′)

(4-3-46)

其中，；N′為零增益時的電子密度，所以：(4-3-47)對式(4-3-45(a))再次求導，并代入式(4-3-45(b))，對式(4-3-45(b)再次求導，并代入式(4-3-45(a))，可以得到ΔN和ΔS形式完全一樣的二階微分方程(4-3-48(a))

(4-3-48(b))上兩式的解具有形式ΔN=(ΔN)0·exp(－σ+jω)t

(4-3-49(a))ΔS=(ΔS)0·exp(－σ+jω)t

(4-3-49(b))其中，(4-3-50)(4-3-51)(ΔN)0、(ΔS)0為由初始條件決定的常數(shù)。

對雙異質(zhì)結(jié)激光器，因為g(N)＝a(N—N′)，在閾值時，有

gth=a(Nth－N′)

(4-3-52)將式(4-3-46)、式(4-3-41)、式(4-3-52)代入式(4-3-50)、式(4-3-51)，得(4-3-53)(4-3-54)當有源區(qū)摻雜濃度較高時，j′<<jth，加之在典型激光器中，光子的壽命τph為10－12s量級，載流子自發(fā)復合壽命τsp為10－9s量級，則可忽略式(4-3-54)中的－σ2，并認為

a＝0，則有

(4-3-55)(4-3-56)

τ0=1/σ表示張馳振蕩的輻度衰減為初始值的1/e的時間,稱之為張馳振蕩的衰減時間。由式(4-3-55)可知，衰減時間與電子自發(fā)復合壽命同一數(shù)量級，并隨注入電流的增加而減少。由式(4-3-56)可知，張馳振蕩的頻率與τsp、τph有關(guān)，并隨注入電流的增加，振蕩頻率增高。實際上這個振蕩頻率即決定了LD的最高調(diào)制速率。

圖4-3-10為某國產(chǎn)GaAs-GaAsAl激光器張馳振蕩的情況，其振蕩行為與上述分析結(jié)果相符。圖4-3-10LD輸出光脈沖

4)光電延遲時間

由于光電延遲過程發(fā)生在閾值到達以前，此時受激復合可以忽略，對單分子復合過程，速率方程可寫為

(4-3-57)(4-3-58)由此方程可得所以：利用穩(wěn)態(tài)關(guān)系式(4-3-39)，上式可簡化成

(4-3-59)上式說明，對激光器進行脈沖調(diào)制時，其電光延遲時間隨注入電流的加大而減小。為了減少電光延遲時間，可以對激光器加直流預偏置電流。這樣，在脈沖到來之前，有源區(qū)里電子的密度已提高到一定的程度，從而當脈沖到來時，電光延遲時間即可大大減小。設(shè)直流預偏置電流密度為j0，則相應(yīng)的預偏置電子濃度N0為(4-3-60)此時電光延遲時間為

(4-3-61)這里的j為預偏置電流密度。與脈沖調(diào)制電流密度jm之和，即j=j0+jm

(4-3-62)利用穩(wěn)態(tài)關(guān)系式(4-3-39)、式(4-3-61)則(4-3-63)由上式可以明顯看出，如果能使j→jth，則td→0，可見對激光器施加直流預偏置電流是縮短延遲時間、提高調(diào)制速率的重要途徑。圖4-3-11表示在不同j值下，td~j0的關(guān)系。圖4-3-11td與j0及jth的關(guān)系圖4-3-12自脈動現(xiàn)象

2．調(diào)制時出現(xiàn)的自脈動現(xiàn)象和碼型效應(yīng)

對于某些激光器，在某些注入電流下(即使在直流工作下也如此)，其輸出光功率會出現(xiàn)持續(xù)的脈動現(xiàn)象。它與張馳振蕩不同，是一種等幅的持續(xù)振蕩，如圖4-3-12所示。自脈動現(xiàn)象作為一種高頻干擾，嚴重地威脅著激光器高速脈沖調(diào)制的性能，是值得研究的問題之一。概括大量的研究結(jié)果，可以得到如下幾點有意義的結(jié)論：

(1)注入直流電流與注入脈沖電流時都有可能產(chǎn)生自脈動現(xiàn)象，即自脈動現(xiàn)象的產(chǎn)生與調(diào)制狀態(tài)無關(guān)，僅與注入的總電流有關(guān)。

(2)當出現(xiàn)自脈動現(xiàn)象時，其脈動頻率大約為幾百兆赫茲到2吉赫茲范圍，而且脈動頻率隨注入電流的增大而增加。

(3)自脈動現(xiàn)象往往和P-I特性曲線的扭折有一定的關(guān)系，自脈動的發(fā)生對應(yīng)著P-I曲線扭折的區(qū)域，如圖4-3-13所示。圖4-3-13自脈動現(xiàn)象的區(qū)域在數(shù)字光纖通信系統(tǒng)中，當以隨機脈沖序列調(diào)制激光器時，由于瞬態(tài)效應(yīng)，會出現(xiàn)所謂的碼型效應(yīng)。當兩個連續(xù)發(fā)生的脈沖調(diào)制激光器時，第二個光脈沖的延遲時間比第一個的小，而第二個光脈沖的幅度比第一個的大，如圖4-3-14所示。圖4-3-14碼型效應(yīng)這是因為當兩個連續(xù)發(fā)生的脈沖調(diào)制激光器時，第一個電流脈沖過去以后，有源區(qū)里的電子只有通過復合才能回到初始值，這需要一個與自發(fā)復合壽命τsp相應(yīng)的時間。如果調(diào)制速率很高，脈沖間隔小于τsp,結(jié)果當?shù)诙€脈沖到來時，前一個脈沖注入的電子并未完全復合而消失，有源區(qū)里的電子密度高于第一個脈沖到來時的值，于是第二個光脈沖的延遲時間減小，輸出幅度增加。碼型效應(yīng)的特點是：脈沖序列中較長的連“0”以后出現(xiàn)的“1”碼，其光脈沖的幅度明顯下降，連“0”數(shù)越多，這種現(xiàn)象越突出，調(diào)制速率越高，碼型效應(yīng)越明顯。

這種碼型效應(yīng)采用適量的“過調(diào)制”，可以得到改善，如圖4-3-14(c)所示。

3．激光器的溫度特性對輸出光脈沖波形的影響

當穩(wěn)定電流I

注入激光器時，一部分電功率將轉(zhuǎn)換為激光功率，還有一部分在結(jié)區(qū)耗散為熱能，這部分熱量將使溫度升高，激光器的閾值電流會隨溫度的變化而變化，其關(guān)系為(4-3-64)其中，Ith為結(jié)溫等于T時的閾值電流；I0為常數(shù)；T0為激光器的特征溫度，它在一定的溫度變化范圍內(nèi)是常數(shù)。閾值電流的變化又將影響輸出光功率，如圖4-3-15所示。圖4-3-15LD的溫度特性當采用脈沖電流調(diào)制激光二極管時，在脈沖持續(xù)期間(即0＜t＜τ期間)，結(jié)溫和閾值電流將隨時間而增加，輸出功率將隨時間而減??；當脈沖過后(即t＞τ)，結(jié)溫和閾值電流將隨時間減小，輸出光功率將隨時間而增加，最后達到I0

注入時的穩(wěn)態(tài)值。如果用連續(xù)脈沖調(diào)制激光器，脈沖寬度足夠?qū)挘捎诮Y(jié)發(fā)熱效應(yīng)，將出現(xiàn)如圖4-3-16所示的調(diào)制失真。

由于結(jié)溫和閾值電流的變化，都反映在輸出光功率的變化上，因此對大多數(shù)的激光發(fā)信機來說，里面都加有自動功率控制電路。圖4-3-16結(jié)發(fā)熱效應(yīng)4.3.4半導體激光器的典型參數(shù)

國內(nèi)一種半導體激光器的典型參數(shù)，如表4-3-1所示。幾種國外LD的特性參數(shù)如表4-3-2所示。

4.4半導體發(fā)光二極管(LED)

4.4.1半導體發(fā)光二極管的結(jié)構(gòu)和原理

發(fā)光二極管有表面輻射光和端面輻射光兩種，如圖4-4-1所示為表面發(fā)光的LED，其核心部位為PN結(jié)部分，它發(fā)光的有源區(qū)，仍為PN結(jié)和兩邊的少子擴散區(qū)所組成。和激光器最大的不同處是，它沒有光學諧振腔。因此，它發(fā)出的光沒有被選擇反饋的問題，不形成振蕩。所以單色性和方向性都很差，能耦合到光纖中輸出的光能不多，其出光功率比較小。圖4-4-1表面發(fā)光LED的結(jié)構(gòu)當LED加上正向電壓后，受到正向注入電流的激勵，破壞了PN結(jié)原來的平衡狀態(tài)。少子向?qū)Ψ綌U散的過程中，在結(jié)區(qū)和兩邊的擴散區(qū)中產(chǎn)生復合而發(fā)出光子，即由處于高能級的電子自動躍遷到低能級時所輻射的光子，它屬于自發(fā)輻射，所以其光譜范圍較寬。隨著注入電流的增加，使處于高能級的電子數(shù)目增多，因而自發(fā)輻射的強度增強，輸出光功率也隨之增加。由于沒有激光器中維持光場振蕩的問題，因此出光特性不存在閾值，而是呈現(xiàn)近似線性的關(guān)系。這一特性在應(yīng)用上是十分可貴的。4.4.2半導體發(fā)光二極管的特性

發(fā)光二極管的特性仍然可以用光譜、出光特性及調(diào)制特性來敘述。下面與激光器特性對照加以說明。

發(fā)光二極管發(fā)出的光是自發(fā)輻射產(chǎn)生的，它屬于熒光而不是激光。它占據(jù)的波長范圍比激光器寬得多。對短波長器件而言(0.85μm的AlGaAsP／GaAs器件)其頻譜有200~

400A的量級；而長波長器件(1.3μm的InGaAsP／InP器件)的頻譜達500~1000A的范圍。因此通常所說的0.85μm波長的器件，是指器件中心波長的位置。典型的光譜如圖4-4-2所示。發(fā)光二極管的光譜也會受到器件溫度的影響，隨著溫度的升高，光譜展寬，中心波長往短的方向移動，其量級大約為幾埃每攝氏度。。。圖4-4-2LED的典型光譜發(fā)光二極管的出光特性和伏安特性如圖4-4-3所示?？梢钥闯觯琍-I特性無閾值Ith

，基本呈線性關(guān)系，這對模擬信號調(diào)制特別有利。但其出光功率較小，一般要比LD低一個數(shù)量級。

發(fā)光二極管仍然是工作于正向偏置條件下的器件，所以伏安特性和LD差不多，如圖4-4-3(b)所示，呈現(xiàn)出小的直流和交流電阻。在設(shè)計驅(qū)動電路時，同樣要注意這個特點，不要因電流過載而燒毀器件。圖4-4-3LED的出光特性和伏安特性

LED也可以用改變驅(qū)動電流的方法來對出光功率進行調(diào)制。調(diào)制的最高頻率(用截止頻率fc描述)將受到器件有源區(qū)內(nèi)少數(shù)載流子壽命的限制，此種限制可以用下面的公式表示：(4-4-1)其中，p(f)為調(diào)制頻率f的輸出光功率；p(0)為低頻時的輸出光功率；τe為有源區(qū)內(nèi)少數(shù)載流子的壽命。從式(4-4-1)中可以看出，當τe一定時，隨f的增加，輸出光功率p(f)將減少。這種性質(zhì)的產(chǎn)生，可以這樣來解釋：當調(diào)制頻率的周期與少數(shù)載流子的壽命能相比較時，由載流子復合發(fā)光的過程跟不上注入電子流的變化速度，致使調(diào)制后的輸出光功率p(f)下降。

當p(f)下降為p(0)的一半時，所對應(yīng)的f被稱為截止頻率fc。圖4-4-4表示的是某一器件的實測調(diào)制特性，該器件的截止頻率fc約為30MHz(對于τ=6.4ns)，可見比激光器低得多。但隨著技術(shù)的不斷改進，將使發(fā)光二極管分別在輸出功率和截止頻率方面有較大的改善。目前有的器件輸出光功率可達10mW量級，有的截止頻率fc可達幾百兆赫茲到吉赫茲。國產(chǎn)LED的參數(shù)見表4-4-1。圖4-4-4LED的調(diào)制特性(實測)

4.5量子阱激光器

4.5.1量子阱激光二極管的能帶圖

具有一個載流子勢阱和兩個勢壘的量子阱LD稱為單量子阱(SQW)LD；具有n個載流子勢阱和(n+1)個勢壘的量子阱LD稱為多量子阱(MQW)LD。如圖4-5-1所示。

圖4-5-1量子阱激光器4.5.2量子阱激光二極管的優(yōu)點

量子阱激光二極管具有以下優(yōu)點：

(1)閾值電流低。由于QW的結(jié)構(gòu)中，態(tài)密度“浴盆”的底部非常平坦，所以很小的注入電流就能獲得很大的增益。這種小電流下的大增益是QWLD最主要的特性之一。如果把載流子限制在面積為10nm×10nm的二維有源區(qū)內(nèi)，制成的量子線激光器有可能獲得低于0.1mA的閾值電流。

(2)高溫工作。由于能高溫工作的激光器備受人們親睞，因此，人們一直追求在較高工作溫度下能正常工作的激光器，量子阱激光器的出現(xiàn)，使這個愿望變成了現(xiàn)實。這種量子阱激光器無需使用帕爾貼電子致冷器，也不需要采用自動功率控制的方法來補償因溫度變化引起器件性能的變化，可以延長器件的使用壽命。我國也于2001年研制出了高速多量子阱激光器。

(3)譜線寬度窄。在F-P型的LD中，由于自發(fā)輻射的影響，LD的輸出譜線都具有一定的寬度。然而在相同的高速率調(diào)制條件下，MQW結(jié)構(gòu)的LD輸出譜線的擴展非常小。圖4-5-2為一般雙異質(zhì)結(jié)LD和MQW-LD在相同的高速調(diào)制條件下，輸出光譜的比較。圖4-5-2高速調(diào)制條件下兩種激光器輸出光譜比較

(4)調(diào)制速率高、微分增益高、波長的可調(diào)諧性等特性使得MQW-LD特別適合應(yīng)用在現(xiàn)代高速數(shù)字通信系統(tǒng)中。

4.6激光發(fā)信機電路

4.6.1模擬調(diào)制電路

模擬調(diào)制就是利用模擬信號作為控制信號，控制光源半導體器件的注入電流，使輸出光功率隨調(diào)制信號線性變化的方法，其調(diào)制原理如圖4-6-1所示。圖中為LED的出光特性，橫軸方向表示模擬信號的驅(qū)動電流波形，縱軸方向表示LED受調(diào)制后呈線性關(guān)系輸出的光功率波形。圖4-6-1LED模擬調(diào)制原理與電通信系統(tǒng)一樣，調(diào)制信號可以是基帶信號(如基帶的高頻信號或視頻的圖像信號等)，亦可以是頻帶信號(如調(diào)制在某一載頻上的聲音或圖像信號)。用頻帶信號調(diào)制時，還可利用頻分的方法，在一根光纖上實現(xiàn)多路信息的傳輸。例如，將三路電視信號分別調(diào)制在中心頻率為30MHz、

50MHz和70MHz的載波上，然后用調(diào)制后的頻帶信號對光源進行調(diào)制，就可以在光路上實現(xiàn)三路傳輸?shù)哪康?。作為模擬調(diào)制光發(fā)信機的光源，原則上講可以是LD或LED。不過對模擬發(fā)信機的基本要求是：光源的輸出功率應(yīng)盡可能準確地隨調(diào)制信號作線性變化，即不發(fā)生信號的失真。由于半導體激光器P-I曲線的閾值特性，以及曲線的線性隨器件的老化或溫度變化而變化，不便于作線性校正等原因，因此用激光器實現(xiàn)模擬調(diào)制比較困難，因而僅在帶寬要求特別寬、功率要求較大的場合采用。相比之下，半導體發(fā)光二極管，盡管其最高工作頻率較低、出光功率不大，但是它的P-I特性線性性能較好，工作可靠，驅(qū)動器電路簡單，因此是實現(xiàn)模擬調(diào)制較為理想的光源。下面關(guān)于模擬驅(qū)動電路的內(nèi)容，都是針對LED而言的。非線性失真一般可以用幅度失真參數(shù)—微分增益(DG)和相位失真參數(shù)—微分相位(DP)來表示。微分增益(DG)可以參考圖4-6-2，定義為

(4-6-1)微分相位(DP)是LED發(fā)射光功率P與驅(qū)動電流I的相位延遲差，定義為DP=[j(I2)－j(I1)]

(4-6-2)其中，I1和I2為LED不同數(shù)值的驅(qū)動電流，一般取I2>I1

。雖然LED的線性比LD好，但仍然不能滿足電視傳輸?shù)囊?。例如短波長的GaAlAs-LED的微分增益(DG)可能高達20%，微分相位(DP)高達8°，而高質(zhì)量的電視傳輸要求DG和DP分別小于1%和1°。這就需要從電路方面進行非線性補償，下面在介紹有關(guān)驅(qū)動電路時，也要介紹一些克服光源非線性的補償電路。

1.簡單電路

圖4-6-2是一個簡單的LED模擬驅(qū)動電路。它把基極輸入電壓的變化轉(zhuǎn)換成集電極電流的變化，直接驅(qū)動LED發(fā)光。電路調(diào)整在甲類狀態(tài)，并使Ic電流的變化范圍與LED的P-I線性特性區(qū)域相對應(yīng)。同時，應(yīng)注意Ic的最大值不要超過LED的允許值。根據(jù)LED的伏安特性可知，它呈現(xiàn)的靜態(tài)和動態(tài)電阻都較小，因此Ic的最大值主要由偏置電阻和Re決定。

圖4-6-3為達林頓晶體管對組成的驅(qū)動器，這種電路由于輸入級為共集組態(tài)，其輸入阻抗高，其模擬調(diào)制信號的頻率可達70MHz。圖4-6-2LED模擬驅(qū)動電路圖4-6-3達林頓管對驅(qū)動電路圖4-6-4為一差分放大驅(qū)動電路，LED的工作點可由參考電壓Vref調(diào)整，其中V2組成的恒流源，可以限制流過LED的最大電流。圖4-6-4差分放大驅(qū)動電路

2．反饋電路

為了克服光源的非線性，可以采用如下反饋校正電路，如圖4-6-5所示。其中，PIN管與LED封裝在一起，作為本地檢測器(關(guān)于PIN管的原理將在第5章討論)，它取得輸出光功率P(c)的γ倍，經(jīng)A1放大后，在A2中與輸入信號相減，來補償光源輸出的非線性。其原理可理解為：本地檢測支路的負反饋作用，減緩了輸出光功率偏離中心值變化的趨勢，分析和實驗證明，輸出的二次諧波減小10倍以上，光源的非線性將得到較好的改善。當然，環(huán)路的時延會對驅(qū)動器的高頻響應(yīng)產(chǎn)生影響。圖4-6-5反饋校正電路

3.預畸變補償方法

預畸變補償方法(或稱為預加重、均衡方法等)是，預先將驅(qū)動電流按一定的規(guī)律畸變，用以抵消LED出光特性的非線性。這是一種常用的有效方法。

例如在模擬電視傳輸系統(tǒng)中，對微分增益要求較高。主干線上微分增益要求在1％以內(nèi)，在支線上，要求在4％以內(nèi)。因而必須改善光源出光特性的非線性，才能滿足要求。圖

4-6-6為一種常用的微分增益預畸變補償電路，圖4-6-7為一種常用的微分相位預畸變補償電路。圖4-6-6微分增益預畸變補償電路圖4-6-7微分相位預畸變補償電路圖4-6-8非線性補償過程其補償原理均是由獨立偏置的二極管－電阻網(wǎng)絡(luò)對電路響應(yīng)的不同部分進行預畸變補償。它們在圖4-6-6和圖4-6-7中分別影響增益響應(yīng)(G=

)和相位響應(yīng)。調(diào)整偏壓Vi，可以使二極管在需要補償?shù)碾娖教帉?，就可以實現(xiàn)電阻Ri對P－I特性中某一點的增益(圖4-6-6)或相位(圖4-6-7)產(chǎn)生影響。支路的依次接入就可以用折線逼近方式，來糾正光源(和電路)的非線性。原則上，增加二極管支路的數(shù)目，合適地調(diào)整它們的偏置，可以將畸變減小到任意低的程度。圖4-6-8為補償過程。其中，曲線①為未補償?shù)腜－I特性，曲線③為預畸變的P－I特性，曲線②為補償后線性良好的P－I特性。

4．模擬脈沖調(diào)制方法

以上方法都是從電路方面想辦法改善光源非線性失真的影響，除此以外，還可以通過變換調(diào)制信號來改善系統(tǒng)的非線性失真。

例如將視頻圖像信號變換成等幅的調(diào)頻脈沖，然后再對光源進行強度調(diào)制。其過程如圖4-6-9所示。由于這種調(diào)制方式的信息包含在頻率變化之中，而驅(qū)動電流的幅度是恒定的，因此就可以避免光源P-I特性的非線性的影響。所以不管是LED還是LD都可以采用這種方式。圖4-6-9PFM調(diào)制框圖與波形除了以上所述脈沖頻率調(diào)制方式(簡寫為PFM-IM方式)外，還可以有脈沖寬度調(diào)制(簡稱PWM-IM)和脈沖間隔調(diào)制(簡稱為PIM-IM)方式等，都能達到消除光源非線性的效果。模擬脈沖調(diào)制方式除了具有上述優(yōu)點以外，還具有其他一些優(yōu)點，例如信號可以再生，在一定程度上能消除噪聲的積累，適合于接力傳輸?shù)取?/p>

模擬脈沖調(diào)制方式的驅(qū)動電流是幅度恒定的脈沖電流，其電路與數(shù)字調(diào)制中的驅(qū)動電路完全一樣，所以留在下面一起討論。4.6.2數(shù)字調(diào)制電路

由于數(shù)字調(diào)制方式中的調(diào)制信號是PCM脈沖，因此光源的P-I特性的非線性不再是主要考慮的問題。而電路的開關(guān)工作速度成為主要問題。即調(diào)制速率是數(shù)字調(diào)制電路首先應(yīng)該考慮的問題。

根據(jù)光源的調(diào)制特性，在較低速率的數(shù)字光發(fā)信機中，多用LED作光源，此時調(diào)制電路也比較簡單。在較高速率的數(shù)字光發(fā)信機中，多采用LD作光源，此時調(diào)制電路就比較復雜。下面分別加以討論。

1．LED光源的驅(qū)動電路

1)簡單驅(qū)動電路

圖4-6-10為一種簡單的共發(fā)射極驅(qū)動電路。圖中C1為加速電容，R2為限流電阻，導通時三極管V1工作于飽和狀態(tài)。

這種電路，其調(diào)制速率受到限制，這是因為為了消除飽和期間儲存在集電極—基極結(jié)中的少數(shù)載流子需要時間。除此以外，由于電路導通、截止時，電流變化大，電源部分需要較好的濾波電路，針對這些缺點，產(chǎn)生了如下的射極耦合驅(qū)動電路。圖4-6-10共發(fā)射極驅(qū)動電路

2)射極耦合驅(qū)動電路

圖4-6-11為射極耦合LED驅(qū)動電路，由于V2、V3是輪流截止和非飽和導通，因而可工作于更高的速率。且射極耦合電路為恒流源，使總電源電流不變，所以電源電流噪聲小。VD1、VD2

為溫度補償二極管，如前所述，LED輸出功率隨溫度上升略有下降，利用硅PN結(jié)電壓的溫度特性，圖中VD1、VD2、V2、V3的導通電壓分別有大約－2.5mV／℃的負溫度特性，所以電路中利用VD1、VD2對V2、V3的溫度特性作綜合補償，使溫度升高時，V2的導通電流(即LED的偏置電流)略有上升來補償LED的功率變化。圖4-6-11射極耦合LED驅(qū)動電路圖4-6-12為與ECL電平兼容的射極耦合LED驅(qū)動電路。該電路可工作在50Mb／s，當選用高速ECL邏輯器件和高速晶體管時，該電路可工作到300Mb／s。圖4-6-12與ECL電平兼容的射極耦合LED驅(qū)動電路

3)低阻抗驅(qū)動電路

圖4-6-13為另一種提高開關(guān)速度的驅(qū)動電路，由于它是由射隨器組成的，驅(qū)動電路中阻抗低，電路對分布電容的充電快，所以可以提高調(diào)制速率。R3、C為匹配補償網(wǎng)絡(luò)，它也是為了提高調(diào)制速率。圖4-6-13低阻抗驅(qū)動電路

4)并聯(lián)驅(qū)動電路

圖4-6-14為并聯(lián)驅(qū)動電路，利用和LED相并聯(lián)工作于開關(guān)狀態(tài)的三極管V，當V導通時提供低阻抗的分流通路，使LED停止發(fā)光。當V斷開時，LED受電流激勵而發(fā)光。在V飽和導通時，射極上稍負的電位(－VE)作用于LED上，使處于截止狀態(tài)的LED盡快地消除導通時儲存的電荷，為下一次導通作準備，故可以改善工作速率。電路中的肖特基結(jié)二極管VD用來限制LED反偏的大小。如果電路不宜加反偏，則可將三極管V的發(fā)射極接地，去掉二極管VD，此時集電集電阻R1和LED的電容決定這種電路的導通特性。圖4-6-14并聯(lián)型LED驅(qū)動電路

5)基于PHILIPS74F5302的LED驅(qū)動電路

圖4-6-15為一個基于PHILIPS74F5302的LED驅(qū)動電路，其中輸入級接收TTL電平的數(shù)據(jù)信號。該輸出電流驅(qū)動電路的設(shè)計仔細考慮了高速數(shù)據(jù)的有關(guān)問題，如其中的線性化電路部分控制著輸出波形相對于輸入波形的延遲時間，以獲得極低的脈沖傳播上升時間延遲tPLH和脈沖下降時間延遲tPHL(見圖4-6-16)。在驅(qū)動器的輸出電路和LED之間添加適當?shù)钠ヅ潆娐芬蕴岣甙l(fā)射機性能，例如盡量減少甚至消除輸出電脈沖的失真。另外，電路中還加有對于輸出脈沖的預充電和預偏置電路，這樣就可以針對所選用的LED以獲得理想的性能，有效地減小輸出脈沖的過沖和長拖尾現(xiàn)象。圖4-6-15基于PHILIPS74F5302的LED驅(qū)動電路圖4-6-16輸出/輸入波形的傳播延遲該集成電路模塊可以用于本地網(wǎng)、城域網(wǎng)、HDTV等應(yīng)用場合。

該集成電路模塊的典型電參數(shù)如表4-6-1所示。

2．LD驅(qū)動器

由于激光器發(fā)射頻譜窄，響應(yīng)速度快，光纖入纖功率大，因此在大容量、高速率的光纖通信系統(tǒng)中，多用LD作光源，其調(diào)制原理如圖4-6-17所示。前面所述LED驅(qū)動器，稍加改動，原則上也適用于LD。

不過與LED相比，LD的調(diào)制要復雜得多，尤其在高速率調(diào)制系統(tǒng)中，驅(qū)動條件(Im和I0)的選擇，驅(qū)動電路的形式和工藝，激光器工作條件的控制等都對調(diào)制性能至關(guān)重要。下面先討論激光器驅(qū)動條件的選擇，激光器的控制，然后討論具體的調(diào)制電路。圖4-6-17LD數(shù)字調(diào)制原理

1)激光器驅(qū)動條件的選擇

對激光器進行高速調(diào)制時，必須適當?shù)剡x擇驅(qū)動電流，一般應(yīng)考慮如下幾個方面的問題：

(1)加大直流驅(qū)動電流使其逼近閾值，可以使光電延遲大大減小，使張馳振蕩受到一定的抑制。

(2)當直流驅(qū)動電流在閾值附近時，較小的調(diào)制脈沖電流幅度就可以得到足夠的輸出光脈沖，I0和I0+Im的值相差不大，這樣可以減小碼型效應(yīng)和結(jié)發(fā)熱效應(yīng)的影響。

(3)加大直流驅(qū)動電流會使激光器的消光比惡化，所謂消光比，是指激光器在全“0”碼時發(fā)射的功率與全“1”碼時發(fā)射的功率之比，即

(4-6-3)

(4)室溫下雙異質(zhì)結(jié)GaAlAs激光器的散粒噪聲效應(yīng)有時表現(xiàn)出復雜的情況。一般說來，低頻噪聲在閾值附近出現(xiàn)最大值，在閾值電流密度處有一個很陡的峰值，而在閾值之上，如果P-I曲線的線性較好，散粒噪聲就會隨電流的升高而降低。

因此，驅(qū)動電流的選擇，要兼顧到光電延遲、張馳振蕩、碼型效應(yīng)、結(jié)發(fā)熱效應(yīng)以及激光器的噪聲、消光比等各方面的情況，根據(jù)具體的系統(tǒng)要求、具體的器件，適當?shù)募右赃x擇。例如，英國亞特蘭大研制的44.7Mb／s光發(fā)信機，激光器的驅(qū)動電流I0為90mA左右(Ith=100mA)；J.Grubor報導的高速數(shù)字光纖通信系統(tǒng)中，激光器的驅(qū)動電流在閾值之上(I0＝118mA,Ith＝108mA);北京郵電大學研制的140Mb／s發(fā)信機，激光器的直流驅(qū)動電流逼近閾值。激光器的串聯(lián)電阻(微分電阻)很低，因此其驅(qū)動電路應(yīng)是高阻恒流源。

調(diào)制電流Im的選擇，應(yīng)根據(jù)所使用激光器的P-I曲線，既要有足夠的輸出光脈沖幅度，又要考慮光源的功耗，即不能太大，也不能太小。如果激光器在某些區(qū)域有自脈動現(xiàn)象發(fā)生，那么選擇Im時，應(yīng)避開自脈動發(fā)生的區(qū)域。

2)激光器的調(diào)制和控制電路

半導體激光器雖然是理想的、適合于高速調(diào)制的光源，但是，由于它對溫度的變化敏感，這個問題不解決，LD就很難付諸實用。所以討論LD的調(diào)制電路，就必須討論LD的控制電路，兩者是聯(lián)系在一起的。溫度的變化和器件的老化給LD帶來的問題主要表現(xiàn)在以下幾個方面：

(1)激光器的閾值