Optoelektronik

  Optoelektronik Harun Aktas FHOOW Emden  

Inhaltsverzeichnis

1.Theoretische  Grundlagen  

1.1  Laserdiode  4

1.1.1  Das Laserprinzip  4

1.1.2  Das aktive Medium  4

1.1.3  Besetzungsinversion  5

1.1.4  Der optische Resonator  7

1.1.5  Elektrooptische Kennlinie  8

1.1.6  Analogmodulation der Laserdiode  9

2.  Fotodetektor  

2.1  Fotodiode mit pn-Übergang  11

2.2  pin-Fotodiode  12

2.3  Kennlinie der Fotodiode mit Gegenspannung (U D 0 , U B 0 )  14

2.4  Kennlinie der Fotodiode ohne Vorspannung (Fotoelement, U D 0 , U B 0 )  15

2.5  Kleinsignalersatzschaltbild des Fotodetektors  16

3.  Versuchsdurchführung  

3.1  Charakterisierung der Laserdiode  19

3.2  Charakterisierung der Fotodetektordiode  19

3.3  Zeitverhalten  19

3.4  Frequenzverhalten  19

3.5  Untersuchung der Abhängigkeit von Spannung und Leistung  19

4.  Auswertung  

4.1  Einleitung  20

4.2  Die Laserdiode  21

4.3  Beschaltungsmöglichkeiten der Fotodiode  24

4.4  Frequenzverhalten des Detektors  25

5.  Fehlereinschätzung  30

6.  Zusammenfassung  31

7.  Quellenverzeichnis  32

8.  Anhang  33

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1. Theoretische Grundlagen

Der vorliegende Versuch hat zum Ziel, einige Grundlagen der Halbleiter- Optoelektronik experimentell zu vertiefen. Dazu werden einerseits eine Laserdiode charakterisiert sowie die Eigenschaften eines Fotodetektors hinsichtlich Schnelligkeit und Empfindlichkeit untersucht.

Die Signalquelle ist eine Halbleiter-Laserdiode im sichtbaren Bereich, deren Arbeitspunkt mittels einer externen Ansteuerung stabilisiert wird. Die Intensitätsmodulation der Laserdiode erfolgt mit Hilfe eines Frequenzgenerators, der den Injektionsstroms direkt am Laserdioden-Controller steuert. Eine Charakterisierung der Laserdiode bezüglich ihrer elektrooptischen Kennlinie ist vor der Untersuchung des Fotodetektors notwendig. Weiterhin soll die Konstanz der Laserausgangsleistung bei den zu untersuchenden Modulationsfrequenzen überprüft werden.

Nach Charakterisierung der Laserdiode werden die dynamischen Eigenschaften einer Si-Fotodiode bei unterschiedlichen Beschaltungen untersucht:

• Fotodiode im Fotoelementbetrieb, d. h. ohne Gegenspannung, bei 2 unterschiedlichen Lastwiderständen

• Fotodiode im Fotodiodenbetrieb, d. h. mit Gegenspannung, bei 2 unterschiedlichen Lastwiderständen

In beiden Fällen sind folgende Untersuchungen durchzuführen:

• Bestimmung des Tiefpassverhaltens

• Bestimmung Sprungantwortfunktion

• Bestimmung der Ansprechempfindlichkeit (Fotostrom als Funktion der Bestrahlungsleistung)

Eine detaillierte Aufgabenbeschreibung findet sich am Ende dieser Anleitung.

Sämtliche Diagramme sollen von Hand parallel zu den Messungen gezeichnet werden. Zur Auftragung des Tiefassverhaltens in ein Bode-Diagramm ist die Verwendung von Papier mit doppel-logarithmischer Einteilung von Vorteil.

Zur Auswertung ist die Benutzung eines Taschenrechners erforderlich.

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1.1 Laserdiode

1.1.1 Das Laserprinzip

Physikalisch gesehen ist ein Laseroszillator eine kohärente Strahlungsquelle im optischen Spektralbereich (10 ^-7 m < λ <10 ^-13 m). Sie ist räumlich kohärent, da sie ihre Leistung nur innerhalb ihres Beugungswinkels abstrahlt. Der Laser besitzt somit die größtmögliche Leistungsdichte aller Strahlungsquellen mit gleicher Senderleistung.

Eine Laserquelle besitzt eine hohe zeitliche Kohärenz, denn sie strahlt ihre Leistung in einem schmalen Wellenlängenbereich ab. Ihre Linienbreite ist im Idealfall (einmodiger Laser, externer Modulator) bestimmt durch die Stabilität der optischen Länge n⋅L des Resonators und das Verhältnis der Häufigkeit der spontanen zu stimulierten Emissionen.

Verstärkungstechnisch gesehen ist ein Laser-Oszillator ein mitgekoppelter optischer Verstärker mit so hoher Verstärkung oder Rückkopplung, dass er mit dem Rauschen seiner spontanen Emissionen als Eingangssignal in Selbsterregung schwingt. Verstärkungstechnisch besteht also kein prinzipieller Unterschied zwischen einem Laser-Oszillator und einem optischen Laserverstärker, der hier jedoch nicht besprochen werden soll.

Prinzipielle Bestandteile eines Lasers sind das aktive Medium, die Pumpquelle und der optische Rückkopplungsresonator.

1.1.2 Das aktive Medium

Eine Laserdiode besitzt als aktives Medium einen in Flussrichtung gepolten pn- Übergang aus einem direkten Halbleiter mit einem für den gewünschten Wellenlängenbereich geeigneten ⋅

Bandabstand W g

rekombinieren diese unter Strahlungsemission (Fotolumineszenz). Dabei überwiegen beim direkten Halbleiter die strahlenden Übergänge die nicht-strahlenden (Abb.1.1).

Verstärkung erfolgt durch stimulierte Emissionen: Ein Photon mit passender Frequenz stimuliert die Rekombination eines Elektron-Loch-Paares, wobei wiederum ein Photon der Energiedifferenz ∆W=h⋅f abgestrahlt wird. Dieses stimulierte Photon besitzt genau die gleiche

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Frequenz, Phase, Ausbreitungs- und Polarisationsrichtung wie das induzierende. Alle von dem Ausgangsphoton ausgelösten Sekundärphotonen interferieren konstruktiv, d. h. ihre Amplituden addieren sich, ihre Leistungsdichten wachsen quadratisch mit der Zahl N der kohärent überlagerten Teilwellen, d. h. N mal stärker als bei inkohärenter Überlagerung wie z.B. bei spontaner Emission.

Die spontanen Emissionen sind unabhängig von äußeren Einflüssen und erfolgen statistisch nach Aussendezeitpunkt, d. h. Phasenlage, Ausbreitungs- und Polarisationsrichtung, und erstrecken sich über den ganzen Frequenzbereich des Lumineszenzübergangs wie bei einer LED. Sie sind nicht steuerbar und daher ungeeignet zur Verstärkung. Die spontanen Emissionen bilden das Rauschen im aktiven Medium.

In Konkurrenz zur stimulierten Emission steht die induzierte Absorption. Ein Resonanzphoton, das auf ein Elektron im Valenzband trifft, kann dieses in das Leitungsband heben, wenn seine Energie ausreicht, um die Bandlücke zu überwinden, d. h. wenn h⋅f≥∆W ^g ist. Es wird absorbiert unter Bildung eines Elektron-Loch-Paares. Die Absorptionen bewirken eine Dämpfung des Signals.

1.1.3 Besetzungsinversion

Verstärkung bedeutet, dass die Rate der stimulierten Emissionen die Rate der Absorptionen übersteigt. Da die Übergangswahrscheinlichkeiten für beide Einzelprozesse gleich sind, bedeutet dies, dass ein auftreffendes Resonanzphoton mehr angeregte als nichtangeregte Zustände antreffen muss. Da im thermischen Gleichgewicht der energetisch höhere Zustand W 2 jeweils stets schwächer besetzt ist als der tiefere Zustand W 1 , bedeutet dies eine Umkehr der "natürlichen" Verhältnisse N 2 1 , eine sogenannte Besetzungsinversion. Die Verstärkung nimmt exponentiell mit der Überbesetzung ∆N= N 2 -N 1 zu.

Der Einfachheit halber soll die Verstärkungsbedingung zunächst für 2 diskrete Energiezustände betrachtet werden, wie sie bei voneinander unabhängigen Atomen, z. B. in Atomgasen, auftreten (Abb.1.2). N 1 und N 2 sind hierin die Anzahl von Atomen im zugehörigen Energiezustand. Besetzungsinversion ist hierbei gleichbedeutend mit N 2 1 .

Im Bändermodell eines Halbleiters bedeutet die Forderung nach Besetzungsinversion, dass sich an der Unterkante des Leitungsbands mehr Elektronen als Löcher (freie Energiezustände) und -am selben Ort- an der Oberkante des Valenzbandes mehr Löcher als Elektronen befinden müssen. Das heißt, dass die Fermi- Niveaus in den Bändern verlaufen müssen. Um das zu erreichen, sind

1. hochdotierte, sogenannte "entartete" Halbleiter erforderlich (n D ≈10 ¹⁸ -10 ¹⁹ cm ^-3 ).

2. Es muss eine ausreichend hohe Flussspannung U F angelegt werden, damit die Raumladungszone mit Elektronen und Löchern überschwemmt wird (Abb.). In diesem Fall ist e⋅U F =h⋅f > W g .

Die spektrale Verstärkungskurve ist daher begrenzt auf diesen Frequenzbereich, also auf Rekombinationen von Elektronen und Löchern jeweils zwischen Fermi- Niveau und Bandkante.

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Abb.1.2: Verstärkungsbedingung in einem 2-Niveau-System

Spontane Emissionen benötigen keine Besetzungsinversion. Daher können auch Elektronen und Löcher außerhalb dieser energetischen Bereiche rekombinieren.

Die Pumpquelle bei einer Laserdiode ist einfach die Quelle des elektrischen Injektionsstroms.

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1.1.4 Der optische Resonator

Der optische Resonator besteht bei modernen Laserdioden aus einem dielektrischen Wellenleiter mit rechteckigem Querschnitt (z. B. aus GaAs für λ≈800 nm), der allseitig von Material mit etwas niedrigerer Brechzahl (GaAlAs) umgeben ist. Diese Struktur wird als indexgeführte Doppelheterostruktur (DHS) bezeichnet (Abb.1.3).

Abb.1.3:

Aufbau eines indexgeführten Lasers in Doppelheterostruktur mit Fabry- Perot- Resonator

Die Abmessungen betragen nur einige µm im Querschnitt, damit der Wellenleiter transversal einmodig ist. Nur die Welle in Ausbreitungsrichtung wird geführt, es bilden sich mehrere Longitudinalmoden aus. Die Endflächen des Resonators werden aus den natürlichen Spaltflächen des Kristalls gebildet. Sie wirken auf Grund des hohen Brechzahlsprungs (n GaAs ≈3.6) als Resonatorspiegel mit einem Reflexionsfaktor von 32%. Dieser sogenannte Fabry- Perot- Resonator erlaubt die Ausbildung von stehenden Wellen bzw. Longitudinalmoden, die folgende Bedingung erfüllen:

m m

c ⋅ = ⁰ m f für die longitudinalen Eigenfrequenzen, bzw.

^m ⋅ ⋅ L n 2 λ ² c λ = ∆ = ∆ . ⁰ bzw f für den Abstand benachbarter Longitudinalmoden.

⋅ ⋅ ⋅ ⋅ L n 2 L n 2

Bei einer typischen Länge des Laserkristalls von L≈0.3 nm ergibt sich bei einer Mittenwellenlänge von λ≈800nm ein Abstand benachbarter longitudinaler Moden von etwa ∆λ≈0.3 nm.

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1.1.5 Elektrooptische Kennlinie

Die elektrooptische Kennlinie des Lasers stellt die Abhängigkeit der optischen Leistung Φ als Funktion des Injektionsstroms I über den pn- Übergang dar (Abb.1.4).

Abb.1.4: Modulationskennlinien bei verschiedenen Temperaturen

Einfache LED zeigen näherungsweise eine lineare Kennlinie Φ~I. Auf Grund ihrer geringen Leistungsdichte, großen Linienbreite und geringer Modulationsgeschwindigkeit lassen sie sich jedoch nur in Systemen mit Lichtwellenleitern großen Kerndurchmessers, z.B. Plastikfasern, geringeren Bitraten und Reichweiten einsetzen.

Laserdioden besitzen Kennlinien mit einem deutlichen Knick an der Laserschwelle. Unterhalb der Schwelle strahlen sie inkohärent in den Halbraum und mit großer Linienbreite verstärkte spontane Emissionen ab, ähnlich wie eine kantenemittierende LED. Erst bei Erreichen einer Mindestpumpleistung entsprechend dem Schwellstrom I th reicht die Verstärkung aus, um alle Verluste im optischen Resonator einschließlich der ausgekoppelten Leistung zu decken. Dann kann ein einzelnes, spontan emittiertes Photon in der "richtigen" Richtung und mit der "richtigen" Frequenz den optischen Resonator zu entdämpften Schwingungen anregen. Die Diode strahlt als Oszillator nur noch innerhalb ihrer Beugungswinkel und in einem oder wenigen Resonatormoden.

Oberhalb der Schwelle bleibt die Überbesetzung und die Verstärkung konstant. Der über die Schwelle hinausgehende Strom wird nur zur Erhöhung der Photonen im Resonator und damit der abgestrahlten Leistung und zur Kompensation der optischen Verluste verwendet. Die Kennlinie steigt daher für I> I th sehr steil linear mit dem Strom an, bis durch die zunehmende Erwärmung der aktiven Zone Gitterstörungen und damit strahlungslose Übergänge zunehmen und der Wirkungsgrad und die Steigung abnehmen (thermische Sättigung).

Mit zunehmender Temperatur und durch Alterung nehmen Gitterstörungen und strahlungslose Übergänge zu, d. h. auch die Laserschwelle I th und damit die gesamte Kennlinie verschieben sich zu höheren Strömen, ihre Steigung nimmt ab.

Aus der Steigung der Kennlinie, die als Modulationssteilheit oder "slope efficiency" s bezeichnet wird, lässt sich der Quantenwirkungsgrad η q der Diode bestimmen.

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