Для отримання центрів потрібного типу потрібна додаткова, іноді досить складна, фотохімічна і термічна обрoбка. Так, значний інтерес представляють такі різновиди F2 - центрів, як F2+ і F2- - центри. F2 - центр додатковий електрон, що захопив, утворює F2- - центр забарвлення, F2+ - центр є іонізованим центром забарвлення, тобто один електрон, що утримується двома сусідніми аніонними вакансіями. Отримання F2+ і F2- - центрів вимагає проведення поетапної обробки кристалів з метою переважного створення F2 - центрів, а потім їх іонізації або, навпаки, формування умові, сприятливих для електронного прилипання. Використовувані для цього прийоми включення рентгенівського або електронно-променевого опромінювання при гелієвій температурі, опромінювання УФ випромінюванням ближньої або вакуумної області спектру, опромінювання в смузі поглинання F2 - центрів і т.п. Таким чином вдається створити високу (до 1017—1018 см-3) концентрацію центрів необхідного типу.
Збуджені стани центрів забарвлення володіють енергією в 1,5— 3 еВ (видимий спектр). Як вже наголошувалося, смуги поглинання при переходах в ці стани приводять до забарвлення кристалів, специфічного для кожного типу центру. При збудженні в області смуг поглинання центри забарвлення демонструють інтенсивну люмінесценцію в ближній ІЧ області, що володіє широкими спектральними смугами і часом життя 1—1000 нс. На мал. 23.3 показані спектр поглинання електронних центрів забарвлення в КС1 (а), спектр поглинання і люмінесценції F- центрів в КBr (б) і F2+ - центрsв в К F (в). Як ми бачимо, адсорбційно-люмінесцентні спектри центрів забарвлення сильно нагадують спектри органічних фарбників. Схожість особлива помітно у випадку
F2+ і F2- - центрів.
Тут доречно обговорити питання про ширину спектрів поглинання і люмінесценції центрів забарвлення, що помітно перевищує 103 см-1. Знаходячись у вузлах кристалічної решітки, центри забарвлення підпадають під сильний вплив внутрикристаліченого - поля. На відміну від домішкових рідкоземельних іонів 4f - оболонка яких екранована і вплив кристалічного поля на які ослаблений (див. лекції двадцяту і двадцять першу), центри забарвлення безпосередньо пов'язані з гратами. Це призводить до того, що навіть простий з них, власне F2 – центр г з погляду релаксійних характеристик і спектральної ширини смуг поглинання і випромінювання не може розглядатися як вільний квазіатом водню (відповідно, F2 - центр — як вільна квазімолекула водню). Таке наближення, що дозволяє застосовувати до F- центру (F2 - центру) правила відбору, відомі для атома (молекули) водню, і проводити віднесення станів, дає можливість тільки порівняно добре оцінювати силу осциляторів можливих переходів. Разом з тим не можна за бувати, що з боку іонів найближчого оточення (див. мал. 23.1 і 23.2) на електрон, локалізований в області аніонної вакансії, впливають квазіпружні сили. Наявність цих сил приводить до появи у F2 - центра коливальних мір свободи. В результаті електронні рівні енергії центру забарвлення ускладнюються системою коливальних підрівнів, що робить спектр смугастим. Коливальний рух F - центра в твердому тілі носить складний характер. Велике число коливальних мір свободи призводить до того, що потенційна енергія якогось одного електронний-коливального стану є функцією багатьох координат. Тому, як і у разі великих молекул органічних фарбників, для схематичного опису виявляється зручним спрощене ' уявлення в умовному конфігураційному просторі, коли вся сукупність конфігураційних координат замінюється однією умовною координатою.
На мал. 23.4 приведена спрощена конфігураційна діаграма F - центра. Коливальні стани, що заповнюють потенційні ями термів основного і збудженого електронних
станів, по відношенню до релаксації на фононах мають час життя близько 1 пс і перекриваються. В результаті виникають широкі суцільні смуги на електронних переходах поглинання і люмінесценції, показані на мал. 23.3. Цим і пояснюється подібність спектрам поглинання і люмінесценції молекул органічних фарбників в розчинах (див. попередню лекцію). Відмітимо, що час коливальної релаксації 1 —10 пс є характерним для процесів релаксації в середовищі, що конденсує, при сильному зв'язку релаксуючого стану з його оточенням.
Конфігураційна діаграма, зображена па мал. 23.4, ілюструє принцип дії лазера на центрах забарвлення. Цикл оптичного накачування повністю подібний до такого для випадку лазерів на фарбниках. Це ж твердження справедливе і для можливості перебудови частоти випромінювання.
Під дією випромінювання накачування здійснюється перехід із стану 1 в стан 2. Для F- центра цей перехід є переходом 
між станами кисневоподібного атома, якому відповідає найбільша вірогідність і з яким зв'язується виникнення /''-полоси поглинання. Потім в системі коливальних рівнів збудженого електронного стану відбувається без випромінювальний перехід в так званий редагований збуджений стан 3. Перехід центру забарвлення із збудженого електронного стану в основне 3 
4 супроводжується люмінесценцією. Завершується цикл накачування швидким без випромінювального переходом 4 1. Таким чином, даний процес носить чотирьохрівневий характер. Інверсія досягається на переході 3 4, що обумовлене співвідношенням часів життя рівнів 2, 3 і 4. Коливальна релаксація станів 2 і 4 відбувається за 1 пс, тоді як час життя стану 3 по відношенню до люмінесценції па переході 3 4 складає 10 нс. Отже, при не дуже інтенсивному накачуванні на переході 1 2 можливе досягнення інверсії населеності па переході 3 4.
Отже, центри забарвлення в іонних кристалах є перспективним робочим середовищем перебудованих лазерів, що обумовлене можливістю організації чотирьохрівневого режиму збудження, широкосмуговою спектрів поглинання і люмінесценції, значним Стоксовим зрушенням у випромінюванні, великими силами осциляторів і високою концентрацією центрів (1017—1018 см-3). Теоретичний аналіз умов досягнення інверсії, режимів роботи і паразитних ефектів в перебудованих лазерах па центрах забарвлення аналогічний аналізу, розвиненому при розгляді лазерів на органічних фарбниках.
Власне F- центри не є якнайкращими з активних центрів в лазерах даного типу. По-перше, для F- центрів істотні втрати, еквівалентні S — Т- же Т-T — поглинанню в органічних фарбниках. По-друге, через надзвичайно зайвого великого Стокового зрушення хвильова функція релаксованого збудженого стану 3 слабо перекривається з хвильовою функцією не релаксованого основного стану 4, і тому сила осцилятора переходу 3 4 мала (
0,01). Нарешті F- центри недостатньо стабільні як термічно, так і по відношенню до опромінювання в F- полосі.
Якнайкращі результати досягаються за допомогою F2-, F2+, F2-, а також FА- і FВ- - центрів забарвлення. Останні є F- центри, один (у разі FА) або два (у разі FВ) з катіонів найближчого оточення аніонної вакансії яких замінені катіонами гомологічному ряді лужних металів (Li+, К+, Nа+ і т. д.), але так, що іонний радіус приміси менше іонного радіусу катіона основи ЛГК. Ці центри, що відрізняються високою термічною і оптичною стабільністю, утворюються при адитивному фарбуванні ЛГК і додатковому опромінюванні в /^-полосе поглинання первинно отриманих F- центрів при відповідним чином підібраній температурі. Центри цього типу не можуть бути створені в кристалах LiF. На основі кристалів фториду літію якнайкращі результати отримані в лазерах безперервної і імпульсної дії на F2+- центрах в діапазоні довжин хвиль перебудови 0,8—1,1 мкм і на F2- - центрах у діапазоні 1,1—1,3 мкм. Використовується, головним чином, лазерне накачування. Коефіцієнти корисної дії досягають десятків відсотків. Вихідна потужність в безперервному режимі складає 0,1 —1,0 Вт, енергія імпульсної генерації досягає десятків міліджоулів. Як і у разі лазерів на фарбниках. при реалізації режиму синхронізації мод отримана пікосекундна генерація з перебудовою у всій смузі посилення.
У кристалах КСl і RbСl найбільш ефективні FA - і FB -
центри, що забезпечують області перебудови 2,25—2,90 мкм і
2,25—3,30 мкм.
Спектр люмінесценції відомих центрів забарвлення ЛГК перекриває діапазон 0,6—4,0 мкм. За допомогою лазерів на їх основі освоєні діапазони плавної перебудови 0,63—0,73 мкм; 0,8—1,5 мкм; 2,25—3,30 мкм. Центрів забарвлення різного типу багато; їх вибір, подібно до вибору фарбників, повинен проводитися по їх генераційних і експлуатаційних характеристиках відповідно до необхідного діапазону довжин хвиль. Відзначимо тут можливість створення лазерів на центрах забарвлення не тільки ЛГК, але і фторидів лужний-земельних металів, наприклад флюориту Са F2.
Загальним для лазерів на середовищах, що конденсують, є домішковий характер їх активних центрів, занурених в деяку матрицю, — кристал, стекло, рідина. Важливе значення для всіх цих лазерів має чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування, істотну роль грають спектр коливань (фононний спектр) матриці і ступінь екранованості електронного руху в активному центрі, квантування якого дає використовувані в лазері енергетичні стани. Останнє робить істотний вплив на характеристики відповідних лазерів, різко різні у випадках слабкого і сильного зв'язку електронного руху з тим, що коливає.
Дійсно, у разі TR3+- іонів 4f-оболонка, що містить оптичний електрон, сильно екранована, а зв'язок з кристалічним полем слабкий. Отже, слабкий і зв'язок з коливаннями гратки. Через слабкий віброний зв'язок часи життя збуджених станів великі, лінії вузькі, Стоксове зрушення в люмінесценції відсутнє (див. лекцію двадцять першу). Чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування забезпечується системою рівнів вільного іона, положення яких мало міняється при переході від матриці до матриці.
У разі центрів забарвлення і молекул фарбників на електронний рух безпосередньо впливає поле найближчого оточення. Отже, зв'язок з коливаннями грат, стекла, розчинника є сильною. Через сильний зв'язок з коливаннями середовища, що конденсує, часи життя збуджених станів малі, лінії широкі, Стоксові зрушення в люмінесценції значні. Чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування забезпечується швидкою релаксацією по коливальних підрівнях електронних станів, сильно пов'язаних з коливаннями, і виконанням принципу Франка, — Кондона для переходів між електронними термами.
Іони перехідних металів групи заліза — першою по порядку зростання атомного номера елементу перехідної групи в таблиці Менделєєва — містять в незаповнених оболонках Зd -електрони, що не екрануються (див. лекцію дев'ятнадцяту). Отже, при впровадженні в кристалічну матрицю ці іони можуть випробовувати помітний вплив кристалічного поля і тим самим коливань грат. В результаті в спектрі електронних переходів іона виникає коливальна структура. Переходи стають такими, що електронний-коливають, при яких одночасно змінюється не тільки електронна енергія домішкового іона, але і енергія коливальних мод кристала. У спектрах люмінесценції таких кристалів при не дуже сильному віброного зв'язку виявляються як вузькі лінії, відповідні чисто електронним переходам, так і широкі смуги, відповідні віброній структурі спектру станів домішкового центру і обумовлені наявністю електрон - фононний зв'язку.
Інтенсивність і форма віброних смуг визначається характером і силою електрон - фононний зв'язки, або, інакше кажучи, індивідуальними властивостями електронного стану домішкового центру і силою і симетрією електрон – фононного внутрикристалічного поля, а також фононным спектром матриці. Широкі смуги переходів демонструють помітне Стоксове зрушення по відношенню до вузьких ліній чисто електронних переходів. У цій ситуації виникає можливість створення чотирьохрівневого лазера на віброних переходах в широкій смузі частот.
Дійсно, такі лазери з достатньо широкою областю перебудови в ближньому ІЧ діапазоні були реалізовані на іонах V2+, Ni2+ і Со2+, що належать групі заліза, в матрицях MgF2 і ZnF2. На жаль, ці лазери працюють при низьких (азотних) температурах, і згадка про них в нашому курсі була б недоцільною, якби не був відкритий лазер на олександриті, тобто на хромовому хризоберилі ВеА1204: Сг3+, що працює при кімнатних і вищих температурах.
Що належать тій же групі заліза іони хрому добре відомі як домішкові центри активних середовищ твердо тільних лазерів. Досить нагадати, що вперше лазерне випромінювання було отримане на кристалах рубіна, тобто хромового корунду (сапфіра) А1203: Сг3+. Генерація в рубіновому лазері здійснюється, як відомо, при кімнатній температурі по трирівневій, схемі на без фононній лінії, відповідній переходу між збудженим метастабільним станом 2Е і основним станом 4А2 (див. мал. 20.2). При 77 До була також отримана генерація на цьому ж переході на кристалах граната Y3Al5O12. Таким чином, олександрит — це третій кристал услід за рубіном і гранатом, де працюють іони хрому, причому, на відміну від перших два, по чотирьохрівневій схемі.
Опишемо особливості олександритового лазера.
Кристал хризоберилу ВеAl2O4 орторомбічний. Іони А13+ займають два нееквівалентних октаєдричних положення, одне з дзеркальною, інше з інверсійною симетрією. Повна щільність октаєдричних положень А13+ складає 3,5 • 1022 см-3. Подібно до того як рубін — це 
- корунд А1203, частина іонів А13+ якого ізоморфно заміщена іонами Сг3+, так і олександрит — це хризоберил ВеА1204, частина іонів А13+ якого ізоморфно заміщена іонами Сг3+.
Олександрит є високотемпературним (температура плавлення 1870 °С), щільним (3,69 г/см3) і міцним кристалом. Його теплопровідність в два рази перевищує теплопровідність граната і лише удвічі менше, ніж у сапфіра. Він майже ізотропно і помірно розширюється з температурою. Механічні і теплові властивості кристала добре задовольняють лазерним вимогам. Його оптичні властивості також задовільні. Кристали олександрита володіють відмінною оптичною якістю аж до концентрації іонів хрому 0,4—0,5 по відношенню до концентрації А13+. Оптичні втрати в області частот генерації складають 0,003 см-1. Оптична міцність олександрита така ж, як у рубіна. Олександрит є двовісним кристалом з показником заломлення близько 1,75. Кристали завдовжки в декілька сантиметрів вирощуються методом Чохральського (витягуванням з розплаву). Серйозним недоліком олександрита є складність технологічного процесу його приготування, пов'язана з наявністю берилія і його оксиду, що є шкідливими речовинами.
Як в рубіні і в гранаті, іони хрому в олександриті знаходяться в октаїдричному кристалічному оточенні, і віднесення ліній спектру їх поглинання і люмінесценції добре відоме. У люмінесценції характерні дві добре виділені R- лінії і широкі смуги 2T і 4Т. Сила і відносне положення цих переходів міняються від основи до основи в силу вже неодноразово.обговорюваної неекранізованості Зd - електронів іона хрому. На мал. 23.5 приведений спектр люмінесценції олександрита. Звертає на себе увагу наявність разом з широкою смугою вузької лінії, що відрізняє цей спектр і йому подібні спектри іонів перехідних металів від спектрів люмінесценції центрів забарвлення і органічних фарбників. Широка смуга
люмінесценції відповідає вибраним переходам. Випромінювання люмінесценції лінійно поляризоване, вектор Е паралельний осі b кристала. Спектр поглинання однаковий для обох поляризацій і перекриває весь видимий діапазон. З двох нееквівалентних положень Сг3+ в гратках ВеА1204 за випромінювання у віброній смузі відповідальне положення з дзеркальною симетрією.
На мал. 23.6 приведена схема рівнів, точніше, конфігураційна діаграма іонів хрому в олександриті. Широкосмугова люмінесценція і перебудована генерація зобов'язані електронний-коливальному переходу 
Видно, що чотирьохрівневий характер циклу оптичного накачування обумовлений наявністю Стоксове зрушення терма 
. Відмітною особливістю кристалів олександрита є істотно менша в порівнянні з рубіном і гранатом енергетична щілина між станами 2Е і , що становить 800 см-1. Час термалізації усередині цих станів вельми мало (близько 0,1 нс), а їх власні часи життя як цілого складають 1,5 мс,(2Е) і 6 мкс ().. Великий час життя стану 2Е сприяє накопиченню частинок в системі верхніх лазерних рівнів, а малий час життя
стану і, отже, велике значення перетину переходу забезпечує великий коефіцієнт посилення по віброним переходах. Специфічне для олександрита взаємне розташування термів і 2Е приводить до зростання посилення у віброному спектрі з температурою із-за викликаного нагрівом збільшення населеності стану по відношенню до більш нижче лежачому метастабільному стану 2Е, яке накопичує частинки в процесі оптичного накачування.
Таким чином, електронно-фононовий олександритовий лазер може бути описаний моделлю, представленою на мал. 23.7. На цьому малюнку стартовим лазерним рівнем служить мультиплет , який вбирає частинками з накопичувального рівня 2Е. Фінішним рівнем служить один з рівнів еквівалентної коливальної смуги, відповідної діапазону перебудови. Вибір фінішного рівня в межах цієї смуги здійснюється селективним пристроєм настройки лазера, як і у разі лазерів на фарбниках. Фононна релаксація фінішного рівня в основний стан 
відбувається, як це вже наголошувалося, за час 0,1 пс. Ще раз відзначимо, що при оптичному накачуванні збуджені частинки накопичуються на метастабільному рівні 2Е, характерному для іонів Сг3+, і тепловим збудженням через енергетичний зазор в 800 см-1 закидаються на рівень . Підкреслимо, що така своєрідна структура верхнього лазерного стану і накопичення енергії в нім дозволяють здійснити режим добротності, що включається (модульованою), і генерації гігантських імпульсів, що не реалізовується у разі фарбників із-за малого часу життя.
Область перебудови алексаидритового лазера поміщена в межах 700—820 ним. Червона межа досить різка і визначається поглинанням із збуджених станів, аналогічним синглет-синглетному і триплет-триплетному поглинанням в органічних фарбниках. Синій край області перебудови обмежений R- лінією (681 їм) і провалом в спектрі люмінесценції, що виникає при підході до R- лінії з боку довгих хвиль. В області перебудови перетин посилення складає 7 * 10-21 см3 при 300 К і зростає до 2 • 10-20 см2 при 475 К.
Енергетичні характеристики лазера вельми привабливі. При накачуванні ксеноновою лампою-спалахом стрижень діаметром 6 мм і завдовжки 75 мм в режимі одиночних імпульсів випромінює енергію 5—10 Дж, в импульспо-періодичному режимі з частотою проходження 5—100 Гц середня потужність складає 35—70 Вт. У режимі добротності, що включається, отримані гігантські імпульси тривалості 30—200 нс, перебудовані по довжині хвилі випромінювання у всій смузі перебудови 700—820 нм. Олександритовий лазер продемонстрував багаті можливості іона Сг3+, які зовсім не були вичерпані в рубіновому лазері. Оскільки енергія стану сильно залежить від основи, в яку введений іон хрому, слід чекати, що спектроскопічна ситуація, аналогічна випадку олександрита, може мати місце і в інших матрицях, що також може привести до низкопороговой генерації по чотирьохрівневій схемі з перебудовою частоти випромінювання в широкій спектральній області.
Лекція двадцять четверта. НАПІВПРОВІДНИКОВІ ЛАЗЕРИ
Відмітні особливості напівпровідникових лазерів. Зони дозволених станів. Прямозонні і непрямозонні напівпровідники. Рекомбінаційне свічення. Рівень Фермі, квазірівні Фермі. Умова інверсії. Безвипромінювальна рекомбінація. Внутрішній квантовий вихід.
Квантова електроніка є, в основному, електронікою зв'язаних станів, яким відповідають дискретні рівні енергії і відносно вузькі лінії резонансних переходів. Чим більш ізольований від зовнішніх дій електрон активного центру, тим більшою мірою його час життя в зв'язаному стані визначається часом спонтанного розпаду і тим ближче 
ширина лінії резонансного переходу до гранично вузькою. І навпаки, чим більше схильний до зовнішніх дій той електрон, переходи між зв'язаними станами якого / розглядаються як можливі лазерні переходи, тим, взагалі кажучи, ширше відповідні лінії люмінесценції і посилення. Приклади добре відомі. Це вже розглянуті нами лазери на фарбниках, на центрах забарвлення, олександритовий лазер, молекулярні лазери високого тиску і т.п.
До цих пір ми обговорювали лазери, активні центри яких характеризуються наявністю щодо вузьких дискретних рівнів енергії. Проте отримання інверсії можливе і в тих випадках, коли в енергетичному спектрі активних центрів виділяються широкі енергетичні зони дозволених станів, розділені забороненою зоною, що виразно виявляється. Прикладом є напівпровідникові лазери, розгляду яких присвячена ця лекція.
Відмітною особливістю напівпровідникових лазерів є інверсія на переходах між поляганнями в електронних енергетичних зонах напівпровідникового кристала. Ці енергетичні зони виникають унаслідок розщеплювання рівнів енергії валентних електронів атомів, складових кристалічну решітку кристала, в сильному періодичному в просторі внутрішньо кристалічному полі власних атомів кристала. У цьому полі індивідуальні атоми втрачають свої валентні електрони, локалізованність яких зникає. Іншими словами, в сильному періодичному полі валентні електрони атомів напівпровідникового кристала обобществляются. Колективні рухи обобществленных електронів в дозволених енергетичних зонах напівпровідникового кристала забезпечують електропровідність кристала.
Як відомо, носіями струму в напівпровідниках є електрони в зоні провідності і дірки у валентній зоні. Хай за допомогою якої-небудь зовнішньої дії (накачування) створені надмірні по відношенню до рівноважних електрони в зоні провідності н Дірки у валентній зоні. Повернення до рівноваги, тобто рекомбінація надмірних електронів і дірок, може відбуватися випромінюючи па оптичному переході зона — зона (мал. 24.1, а).
Вірогідність випромінювальних переходів зона — зона велика, якщо переходи є прямими, тобто якщо вони можуть бути зображені вертикальній прямій на діаграмі, що показує залежність енергії Е носіїв струму від їх квазіімпульсу р. Річ у тому, що оптичні переходи зона — зона завершуються створенням вільних носіїв струму. Отже, при переході повинен виконуватися закон збереження імпульсу. Зважаючи на трохи імпульсу фотона це означає, що під час переходу квазіімпульс електрона повинен залишитися незмінним. У разі так званих прямо зонних напівпровідників, для яких максимум потенційної кривої, що обмежує валентну зону зверху, п мінімум потенціальною кривою, такою, що обмежує зону провідності знизу, мають місце при одному і тому ж значенні квазіімпульсу р (мал. 24.1, би), вертикальні переходи сполучають стеля валентної зони і дно зони провідності, тобто ті частини обох дозволених зон, які в першу чергу заселяються надмірними носіями струму. В цьому випадку перехід дозволений, і створення нерівноважної заселеної максимально полегшене. Прямозонні напівпровідники сприятливі створенню лазерів. У разі непрямозонного напівпровідника (мал. 24.1, е) носії струму накопичуються в станах з різними значеннями квазіімпульсу, вертикальні переходи неможливо через відсутність рекомбінуючих частинок, а невертикальні (непрямі) переходи сильно заборонені.
Велика вірогідність випромінюючих переходів в прямозоних напівпровідниках і велика щільність полягань в зонах дозволяє набувати виключно високих значень коефіцієнтів посилення, що перевищують в деяких особливо сприятливих випадках 10* см-1. У лазерах на основі твердих діелектриком з домішковими активними центрами, розглянутих в попередніх лекціях і званих зазвичай твердо тільними лазерами, на відміну від напівпровідникових лазерів використовуються переходи між дискретними рівнями енергії ізольованих іонів. Щільність активних частинок і вірогідність переходів в них істотно нижчі, тому для них характерні значно менший коефіцієнти посилення і, отже, помітно великі лінійні розміри активних елементів. Найбільш близькі до напівпровідникових лазери на органічних фарбниках і центрах забарвлення, для яких через інтенсивну взаємодію їх активних центрів з оточенням характерні широкі енергетичні зони, а через високу щільність центрів — великі коефіцієнти посилення, що хоч і не досягають значень, властивих напівпровідниковим лазерам.
Важливою відмінністю напівпровідникових лазерів від решти лазерів на середовищах, що конденсують, є електропровідність напівпровідників, що дозволяє здійснювати їх накачування електричним струмом і тим самим безпосередньо перетворювати електричну енергію в лазерне випромінювання.
Таким чином, напівпровідникові лазери займають в квантовій електроніці особливе місце, відрізняючись від всіх інших лазерів поряд важливих особливостей.
З практичної точки зору найбільш істотні наступні достоїнства напівпровідникових лазерів:
1. Компактність, обумовлена гігантським коефіцієнтом посилення в напівпровідниках.
2. Великою до. п. д., обумовлений високою ефективністю перетворення енергії, що підводиться, в лазерне випромінювання при накачуванні достатньо довершених напівпровідникових монокристалів електричним струмом.
3. Широкий діапазон довжин хвиль генерації, обумовлений можливістю вибору напівпровідникового матеріалу з шириною забороненої зони, відповідної випромінюванню на переходах зона — зона практично в будь-якій точці спектрального інтервалу від 0,3 до 30 мкм.
4. Плавна перебудова довжини хвилі випромінювання, обумовлена залежністю спектрально-оптичних властивостей напівпровідників і перш за все ширина забороненої зони від температури, тиску, магнітного поля і т.п.
Малоінерційність, обумовлена трохи часів релаксації і практично без інерційність створення нерівноважних електронів і дірок при накачуванні електричним струмом, що приводить до можливості модуляції випромінювання зміною струму накачування з частотами, що досягають 10 ГГц.
6. Простота конструкції, обумовлена можливістю накачування постійним струмом і що приводить до сумісності напівпровідникових лазерів з інтегральними схемами напівпровідникової електроніки, пристроями інтегральної оптики і волоконних оптичних ліній зв'язку.
Недоліки напівпровідникових лазерів є, як це часто буває, продовженням їх достоїнств. Малі розміри приводять до низьких значень вихідної потужності або енергії. Крім того, напівпровідникові лазери, як і всі прилади напівпровідникової електроніки, чутливі до перевантажень (руйнуються при потоках оптичного випромінювання в декілька мегават на квадратний сантиметр) і до перегріву, що приводить до різкого підвищення порогу самозбудження і навіть до необоротного руйнування при нагріві зверху деякої характерної для кожного типу лазера температури.
Дата добавления: 2015-11-04; просмотров: 19 | Нарушение авторских прав
| <== предыдущая лекция | | | следующая лекция ==> |