PROTOKÓŁ Z PRZEBIEGU ĆWICZENIA

NAZWA I NR ĆW Ćw nr 3 Badanie polaryzacji światła

IMIE I NAZWISKO

PROWADZĄCY

Data wykonania ćwiczenia 2-12-2005

Lasery półprzewodnikowe

Materiałem aktywnym w laserach półprzewodnikowych jest arsenek lub fosforo-arsenek galu. W ciałach tych istnieje większe niż w innych półprzewodnikach prawdopodobieństwo, że elektrony wzbudzone do pasma przewodnictwa mogą z powrotem spaść do pasma walencyjnego z emisją kwantu promieniowania. Następuje ciągła rekombinacja elektronów i dziur, która jest źródłem emisji fotonów.

Do tego celu elektrony muszą być wstrzykiwane do pasma prze­wodnictwa na złączu p-n. Odbywa się to w złączu p-n, wytworzonym np. w arsenku galu, przez przepuszczenie prądu elektrycznego w kierunku łatwym, tj. od p do n. Elektrony przechodzą z obszaru n w kierunku ob­szaru p, spotykają na złączu puste stany w paśmie walencyjnym i rekombinują z emisją fotonów.

Światło emitowane w czystym arsenku galu ma długość fali około 8400 A -9000A, zależną dość silnie od temperatury materiału. Jest to, więc bliska podczerwień. W fosforo-arsenku galu emisja przechodzi w zakres czerwieni, zależnie od zawartości fosforu by rozwinąć akcję laserową na złączu p-n, konieczne jest zastoso­wanie układu zwierciadeł Fabry'ego-Perota. Osobliwością lasera pół­przewodnikowego jest to, że rolę zwierciadeł przejmują tu dwie wypole­rowane ściany kryształu prostopadłe do płaszczyzny złącza.. Wiązka promieniowania laserowego wytwarza się więc w złączu prostopadle do wypolerowanych ścian W niektórych wypadkach funkcję zwierciadeł mogą wypełniać naturalne ściany kryształu, doskonale rów­noległe i gładkie.

Lasery półprzewodnikowe mają wielką wydajność świetlną w stosunku do energii pompowania. Wynosi ona około, 10 % podczas gdy wydajność innych laserów nie przekracza l %

Jeśli do złącza p-n przyłożyć różnicę potencjałów skierowaną od p do n, energia elektronu podwyższa się w obszarze n, a obniża w obszarze p. Wskutek tego wygięcie przerwy energetycznej staje się łagodniejsze i nośniki prądu obu znaków płyną ku obsza­rowi spojenia; jest to tzw. łatwy kierunek płynięcia prądu. W obszarze spojenia ele­ktrony spadają do luk w paśmie walencyjnym. Taka rekombinacja elektronów i dziur w krysztale arsenku galu prowadzi do dostatecznie obfitej emisji fotonów, aby w odpo­wiednich warunkach dać akcję laserową

Fotodioda

Fotodioda jest zbudowana podobnie jak zwykła dioda krzemowa, z tym, że w obudowie znajduje się soczewka płaska lub wypukła, umożliwiająca oświetlenie jednego z obszarów złącza.

Fotodioda pracuje przy polaryzacji w kierunku zaporowym. Przy braku oświetlenia przez fotodiodę płynie niewielki ciemny prąd wsteczny
, tworzą go głównie nośniki mniejszościowe. Przy oświetleniu fotodiody, w pobliżu jej powierzchni są generowane pary nośników dziura - elektron. Obszar ładunku przestrzennego i związana z nim bariera potencjału uniemożliwiają przepływ nośników większościowych, natomiast nośniki mniejszościowe (tj. dziury w obszarze N i elektrony w obszarze P) dyfundują do obszaru ładunku przestrzennego, są przyspieszane i pokonują złącze. Przez złącze płynie dodatkowy prąd fotoelektryczny Ip. Prąd oświetlonego złącza, tzw. prąd jasny IR(e) składa się więc z prądu fotoelektrycznego Ip i prądu ciemnego

(e) = I
-

Rozdzielenie (redystrybucja) nośników ładunku powoduje jednocześnie powstanie dodatkowej różnicy potencjałów, obniżającej istniejącą w złączu barierę potencjału.

Istotną zaletą fotodiod jest również duża częstotliwość pracy. Mogą one przetwarzać sygnały świetlne o częstotliwości do kilkudziesięciu MHz. Fotodiody wykonuje się z krzemu lub z arsenku galu. Czułość widmowa fotodiod krzemowych ma maksimum przy długości fali 700=900 nm, co pokrywa się z maksimum promieniowania fotoemiterów wykonywanych z arsenku galu. Typowe parametry fotodiod są następujące:

• maksymalne napięcie wsteczne
max = 10 - 500 V

• maksymalny prąd ciemny
= 10-100 A

• czułość na moc promieniowania
= 0,3 -1 A/W

• czułość na natężenie oświetlenia
= 10 -100 nA/lx

Fotodiody są stosowane w urządzeniach komutacji optycznej, w układach zdalnego sterowania oraz w szybkich przetwornikach analogowo-cyfrowych. jednak najbardziej typowymi przykładami ich zastosowań są układy pomiarowe wielkości elektrycznych i nieelektrycznych, np. do pomiaru wymiarów, odległości, stężeń i zanieczyszczeń roztworów, częstotliwości i amplitudy drgań, naprężeń itd.

Fotogniwo

Ogniwo fotoelektryczne (fotoogniwo) jest elementem ze złączem PN, w którym pod wpływem promieniowania powstaje napięcie fotoelektryczne Up. Fotoogniwo jest przetwornikiem generacyjnym. Nie wymaga, więc żadnej polaryzacji napięciem zewnętrznym.

Fotoogniwa dzieli się na dwie podgrupy - fotoogniwa pomiarowe i zasilające:

- fotoogniwa pomiarowe pracują jako źródła sygnałów sterowane promieniowaniem i stosowane np. do pomiarów mocy promieniowania emitowanego przez źródła żarowe, lasery, diody elektroluminescencyjne itp.;

- fotoogniwa zasilające są stosowane głównie jako baterie słoneczne.

Parametry ich optymalizuje się w celu otrzymania dużej wyjściowej mocy elektrycznej.

Sprawność przemiany energii fotoogniw krzemowych zawiera się w zakresie 6-15% (teoretycznie do ok. 20%). Oznacza to, że z baterii słonecznej o powierzchni 1 m2 można otrzymać 100 W mocy elektrycznej.

Przykładową budowę oraz podstawowy układ pracy fotoogniwa przedstawia

rysunek poniżej.

Polaryzacja

Słońce lub żarówka, emituje wiele promieni świetlnych. Każdy promień składa się z drgających pól, elektrycznego i magnetycznego. W zwykłym świetle drgania te zachodzą we wszystkich kierunkach. W świetle spolaryzowanym wszystkie promienie drgają w jednej płaszczyźnie. Polaryzację światła można uzyskać przepuszczając światło przez polaryzujący materiał. Przepuszcza on tylko promienie drgające w określonej płaszczyźnie. Odbite światło od gładkiej powierzchni jest częściowo spolaryzowane.

W r. 1808 E.L. Malus stwierdził, że zarówno światło odbite od powierzchni przezroczystego dielektryka, np. szkła, jak i światło przechodzące przez dielektryk ulega polaryzacji

Stopień polaryzacji światła odbitego i światła przechodzącego zależy od kąta padania
promienia świetlnego.

Jeżeli oznaczyć kąt załamania promienia przez
, to zgodnie z prawem za-łamania światła zachodzi zależność

Gdzie n oznacza współczynnik załamania dielektryka. D. Brewster wykrył doświadczalnie ,że światło odbite jest całkowicie spolaryzowane wtedy, gdy promień odbity jest prostopadły do promienia załamanego

Z rysunku widać, że wówczas

Wyliczając stąd kąt
i podstawiając do wzoru otrzymujemy związek

czyli

tg
= n

Kąt padania, określony ostatnim wzorem, nazywa się kątem Brewstera. Promień odbity jest spolaryzowany w płaszczyźnie padania, tj. wektor świetlny

Prawo Malusa, odkryte doświadczalnie w 1812 r. Zgodnie z nim natężenie przechodzącego światła jest proporcjonalne do kwadratu cosinusa kąta
między kierunkami polaryzacji polaryzatora i analizatora. Jeżeli oba kierunki są do siebie równoległe,
= 0, natężenie światła nie ulega zmianie,

Wg prawa Malusa natężenie światła przechodzącego przez analizator jest proporcjonalne do natężenia światła padającego na analizator:

Ia = ka Ip cos 2

Ia - natężenie światła przechodzącego przez analizator

Ip - natężenie światła padającego na analizator

ka - współczynnik przezroczystości analizatora

- kąt między polaryzatorem a analizatorem

W przeprowadzonym ćwiczeniu wartość fotoprądu i jest proporcjonalna do natężenia światła wychodzącego z analizatora :

i = A Ia

gdzie A jest współczynnikiem proporcjonalności.

Na podstawie prawa Malusa można, więc wyznaczyć płaszczyznę drgań polaryzowanego liniowo światła.

Gdy na analizator pada światło, niespolaryzowane lub spolaryzowane kołowo, natężenie I przechodzącego światła nie zmienia się przy obrocie analizatora; jest jednak mniejsze od natężenia Io padającego światła. Korzystając z prawa Malusa można wykazać, że w obu przypadkach natężenie światła maleje dwukrotnie,

I = Io/2

Podwójne załamanie światła

W wielu przezroczystych kryształach występuje zjawisko tzw. Podwójnego załamania światła (dwójłomności). Zostało ono po raz pierwszy zauważone przez E. Bartholina w r. 1669 dla kryształów szpatu islandzkiego (kalcytu, CaCO3) i polega na rozdzieleniu promienia wchodzącego do kryształu na dwa promienie. Przezroczyste kryształy są na ogół ośrodkami optycznie anizotropowymi.

Oznacza to, że ich własności optyczne, m.in. prędkość rozchodzenia się światła, zależą od kierunku w krysztale.

Promień zwyczajny jest spolaryzowany w płaszczyźnie głównej a promień nadzwyczajny w płaszczyźnie prostopadłej do płaszczyzny głównej.

Jeżeli wiązka niespolaryzowanego światła pada na płytkę wycięta z kryształu dwójłomnego, wewnątrz płytki rozszczepia się ona na dwie wiązki światła spolaryzowane liniowo. Kierunki obu promieni można znaleźć na podstawie zasady Huygensa.

Rysunek pokazuje taką konstrukcję dla kryształu optycznie ujemnego przy prostopadłym badaniu światła na jego powierzchni. Przyjęto, że oś optyczna kryształu, zaznaczona przerywaną linią po lewej stronie, leży w płaszczyźnie rysunku. Jeżeli założyć, że w danej chwili czoło fali osiąga powierzchnię kryształu, każdy punkt tej powierzchni (na rysunku | punkty A, B i C) możemy traktować jako źródło dwóch fal elementarnych | zwyczajnej i nadzwyczajnej. Nowe powierzchnie falowe obu fal są płaszczyznami, oznaczonymi na rysunku przerywanymi liniami poziomymi. Kierunki biegu promieni w krysztale wyznaczają punkty styczności elementarnych fal z powierzchniami falowymi (dla promienia zwyczajnego | kierunki AAo, BBo i CCo a dla promienia nadzwyczajnego | kierunki AAe, BBe i CCe). Promień zwyczajny nie zmienia, więc swego kierunku w krysztale a promień nadzwyczajny odchyla się o pewien kąt, w sprzeczności ze zwykłym prawem załamania (dla kąta padania równego zeru kąt załamania powinien też być równy zeru). Po przejściu przez płytkę promień nadzwyczajny jest przesunięty o określoną odległość względem promienia zwyczajnego, przy czym oba promienie są liniowo spolaryzowane

.

W celu zastosowania podwójnie załamującego kryształu jako polaryzatora należy usunąć jeden z wychodzących z kryształu promieni. Najbardziej rozpowszechniony jest pryzmat W. Nicola, zwany krótko nikolem.

Jest to kryształ szpatu islandzkiego, którego podstawy zeszlifowuje się tak, aby tworzyły kąt 68
z krawędziami bocznymi. Następnie przecina się kryształ wzdłuż płaszczyzny prostopadłej do podstaw i skleja z powrotem balsamem kanadyjskim o współczynniku załamania n = 1; 54. Promień światła padający na podstawę pryzmatu rozszczepia się w nim na promień zwyczajny i nadzwyczajny. Ponieważ główne współczynniki załamania szpatu islandzkiego wynoszą no = 1; 66 i ne = 1; 49, promień nadzwyczajny, dla którego ne < n, przechodzi przez warstwę balsamu a promień zwyczajny ulega na tej warstwie całkowitemu odbiciu. Z nikola w poprzednim kierunku wychodzi, więc tylko promień nadzwyczajny, całkowicie spolaryzowany liniowo.

Efektem Pockelsa nazywa się liniowy efekt elektrooptyczny. Aby zaobserwować ten efekt należy przyłożyć linie sił pola elektrycznego do kryształu dwójłomnego równolegle do propagującego się promienia światła.

Największą popularność zdobył obecnie liniowy efekt elektrooptyczny m = 1, nazwany efektem Pockelsa. Występuje on w kryształach odznaczających się w pełni symetryczną strukturą krystalograficzną. Są to wyłącznie kryształy piezoelektryczne (mechaniczne odkształcenie się kryształu pod wpływem przyłączonego pola elektrycznego lub odwrotnie).

 Efektem Pockelsa nazywamy zjawisko, które jest liniowym efektem elektrooptycznym. Polega ono na zmianie współczynnika załamania światła proporcjonalnie do zewnętrznego pola elektrycznego. Występuje tylko w piezokryształach. Gdy wektor natężenia pola elektrycznego rozłożony zostanie na dwie składowe prostopadłe do siebie, to każda ze składowych poruszała się będzie w obszarze o innym współczynniku załamania, a co za tym idzie będzie miała inną prędkość. Jedna z nich będzie przesunięta w fazie względem drugiej. Po ponownym złożeniu fal uzyska się światło o innej polaryzacji niż wejściowa.

 W ośrodkach posiadających symetrię środkową efekt Pockelsa nie występuje. Bardzo ważną właściwością liniowego efektu elektrooptycznego jest mała bezwładność, co pozwala modulować światło w zakresie dużych częstotliwości rzędu kilkudziesięciu gigaherców. Efekt ten opisuje się liniową zależnością między zmianą współczynników indykatrysy optycznej kryształu, a zewnętrznym polem elektrycznym. Zewnętrzne pole elektryczne powoduje obrót i deformacje elipsoidy współczynników załamania. W ogólnym przypadku główne osie elipsoidy nie pokrywają się z pierwotnymi osiami głównymi.

Tabelka nr 1

& kąt [stopień]	I [uA]	I/Io [uA]	cos²&
0	420	646,15	1,000
5	420	646,15	0,992
10	400	615,38	0,970
15	380	584,62	0,933
20	360	553,85	0,883
25	340	523,08	0,821
30	300	461,54	0,750
35	280	430,77	0,671
40	240	369,23	0,587
45	200	307,69	0,500
50	180	276,92	0,413
55	140	215,38	0,329
60	100	153,85	0,250
65	80	123,08	0,179
70	40	61,54	0,117
75	20	30,77	0,067
80	20	30,77	0,030
85	20	30,77	0,008
90	10	15,38	0,000
95	20	30,77	0,008
100	40	61,54	0,030
105	40	61,54	0,067
110	60	92,31	0,117
115	100	153,85	0,179
120	120	184,62	0,250
125	125	192,31	0,329
130	200	307,69	0,413
135	220	338,46	0,500
140	260	400,00	0,587
145	280	430,77	0,671
150	320	492,31	0,750
155	340	523,08	0,821
160	360	553,85	0,883
165	380	584,62	0,933
170	400	615,38	0,970
175	400	615,38	0,992
180	400	615,38	1,000
185	400	615,38	0,992
190	380	584,62	0,970
195	360	553,85	0,933
200	340	523,08	0,883
205	300	461,54	0,821
210	280	430,77	0,750
215	240	369,23	0,671
220	220	338,46	0,587
225	180	276,92	0,500
230	140	215,38	0,413
235	100	153,85	0,329
240	80	123,08	0,250
245	60	92,31	0,179

Tabelka nr 1

& kąt [stopień]	I [uA]	I/Io [uA]	cos²&
250	40	250	0,117
255	20	30,77	0,067
260	10	15,38	0,030
265	10	15,38	0,008
270	10	15,38	0,000
275	20	30,77	0,008
280	20	30,77	0,030
285	40	61,54	0,067
290	80	123,08	0,117
295	100	153,85	0,179
300	140	215,38	0,250
305	160	246,15	0,329
310	200	307,69	0,413
315	240	369,23	0,500
320	280	430,77	0,587
325	300	461,54	0,671
330	320	492,31	0,750
335	340	523,08	0,821
340	360	553,85	0,883
345	380	584,62	0,933
350	400	615,38	0,970
355	400	615,38	0,992
360	400	615,38	1,000

Wykres nr 1

Wykres nr 2

Wykres nr 3

1

---