半导体光源的基本原理

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光纤通信的目标是长距离、大容量，针对光纤的损耗和色散，我们希望光源具有功率高、谱宽窄、可靠性高的特点。从光纤通信的意义上来说，将在近红外光谱附近产生电磁场能的发生器称为光源。光源是光发送机的核心部件。通过光源器件，可以将调制信号变换成已调制信号；简单地说，就是借助光源完成电信号到光信号的变换。

由于体积小、重量轻、效率高及耗电少等特点，现代光纤通信系统均使用半导体光源器件。在实际应用中，主要包括两种类型的光源：半导体发光二极管（或简称为发光管）和半导体激光二极管（或简称为激光管或激光器）。为了实现光的调制或电光变换，在实际系统中总是将光源、驱动电路及其辅助电路构成一体，形成所谓的光发送机。因此，光发送机在整个光纤通信系统中具有相当重要的作用，如图3-1所示。

图3-1

光纤通信系统基本构成示意图

本节主要介绍光纤通信系统中所使用的光源结构、基本工作原理及其工作特性；此外，我们还将介绍光调制的基本原理、光发送机的构成、光发送机的工作原理及光发送机的主要技术指标等。

光纤通信对光源的基本要求

一、发光波长与光纤的低衰减窗口相符

石英光纤的衰减—波长特性上有三个低衰耗的“窗口”，即0.85um附近、1.30um附件和1.55um附近，如图3-2所示。因此，光源的发光波长应与这三个低衰耗窗口相符。AlGaAs/GaAs激光二极管和发光二极管（LED）可以工作在850nm左右，InGaAsP/InP激光二极管可以覆盖1.30um和1.55um两个窗口。

图3-2

  石英光纤的衰减窗口

二、足够的光输出功率

在室温下能长时间连续工作的光源，必须按光通信系统设计夫人要求，能提供的光输出功率。以单模光源为例，目前激光而激光能提供500uw到2mw的输出光功率，发光二极管可输出10uw左右的输出光功率。为了适应中等距离（例如10-25km）传输要求，有的厂家研制了输出光功率为100-300uw左右的小功率激光器。

三、可靠性高、寿命长

光纤通信系统一旦接进入网，就必须连续工作，不允许中断，因此要求光源必须可靠性高、寿命长，初期激光二极管的寿命只有几分钟，是无法实用的。现在的激光二极管寿命已达百万小时以上，这对多中继的长途系统来说是非常必要的。例如北京到武汉约1000Km，若平均50Km设一个中继站，单系统运行，则全程不少于40只激光二极管，若每只二极管的平均寿命为100万小时，则从概率统计的角度，每2.5万小时（相当于2.8年）就可能出现一次故障。

四、温度稳定性好

光源的工作波长和输出光功率，都与温度有关，温度变化会使光通信系统工作不稳定甚至中断，因此希望光源有较好的温度特性。目前较好的激光二极管已经不再需要用制冷器和ATC电路来保持工作温度恒定，只需有较好的散热器即可稳定工作。

五、光谱宽度窄

由于光纤有色散特性，使较高速率信号的传输距离受到一定限制。若光源谱线窄，则在同样条件下的无中继传输距离就长。例如，单模155Mb/s系统要求无再生传输全程总色散为300ps/nm，当采用普通单模光纤工作在1.55um窗口时，是一个色散限制系统，这时光纤色散约为18-20ps(km.nm)，如果光源谱宽为1nm，只传输17km左右；若光源谱宽为0.2 nm时，传输距离可大80多km。目前较好的激光二极管谱宽已可做到小于0.1nm。

六、调制特性好

光源调制特性要好，即有较高的调制效率和较高的调制频率，以满足大容量高速率光纤通信系统的需要。

七、与光纤的耦合效率高

光源发出的光最终要耦合进光纤才能进行传输，因此希望光源与光纤有较好的耦合效率，使耦合进入光纤功率大，中继间距加大。目前一般激光二极管的耦合效率为20%-30%，较高水平的耦合效率可超过50%。

八、尺寸小，重量轻

通信用光源必须尺寸小、重量轻，便于安装使用，利于减小设备的重量与体积。

激光产生的物理学基础

一、电磁波产生的历史

传统光学认为，光是一种波，那么如何产生波动呢？声音是一种机械波，机械振动可以产生声音。能用这种方法产生光吗？不可以。因为声音是纵波，而光是电磁波，电磁波属于横波，如图3-3所示。那么电磁波是怎么产生的呢？回顾麦克斯韦方程组，交变的磁场产生电场，交变的电场产生磁场，磁场和电场相互激发辐射形成电磁波，让我们来看一下传统的电磁波的产生方法。

图3-3

  自由空间中电磁波的横波演示

传统电磁波的发生器常用LC振荡电路，如 图3-4所示，即用电感L、电容C组成选频网络的振荡电路，用于产生高频正弦波信号。在这样的发生器里，谐振腔的几何尺寸必须与相应的波长大小同量级。到了光频段，波长是微米量级，因此谐振腔的尺寸只能是微米量级的了，无法实现，那么有没有形成功率高、谱宽窄、可靠性高的“好光”的新理论呢？

这就是爱因斯坦在1917年提出来的光的受激辐射理论，它是基于现代光学，也就是光的量子理论，而不是传统的用麦克斯韦方程组描写的波动理论，它认为光是服从特定概率分布的一种微观粒子，称为光子。也就是光具有波粒二象性，可以认为光的形态是一个粒子，但是它的运动规律是用服从薛定谔方程的几率波来描写的。光子的运动速度就是光波的传播速度：

                                                                                              (3-1)

光子的能量由其振动频率决定：

                                                                                             (3-2)

其中为普朗克常数，反映一个微观自由度的振动频率增加所需要的能量。

不同频率的光子具有不同的能量，而一束单频光的能量只能是（光子）的整数倍。当光与物质相互作用时，光子作为一个整体被吸收或者发射。为了解光与物质的相互作用，我们首先回顾一下原子能级和半导体能带的知识。

图3-4

产生低频电磁波的LC振荡电路

二、孤立原子的能级和半导体的能带

1、孤立原子的能级

原子是由原子核和围绕原子核旋转的电子构成。围绕原子核旋转的电子能量不能任意取值，只能取特定的离散值，这种现象称为电子能量的量子化。这些离散能量值称为原子的能级。如图3-5所示。

图3-5

  原子能级示意图 低的水平线代表低能级，其上的电子所具有的能量低；高的水平线代表高能级，其上的电子所具有的能量高，即水平线高的能量高，水平线低的能量低。

2、半导体的能带

（1）、本征半导体的能带分布

本征半导体就是指没有任何外来杂质的理想半导体。由于半导体本身是固体，原子排列紧密，使得电子轨道相互重叠，从而使半导体中原子的分立能级形成了能带，如图3-6（b）所示。本证半导体的能带分布从上到下依次为导带、（禁带）、价带、满带。

满带：电子填充能带时，总是从能量最低的能带向上填充，能量最低的满带被电子占满不能移动，电子移动形成电流，故满带中的电子不起导电作用。

价带：可能被电子占满，也可能被占据一部分。

禁带：禁止电子在此区域停留，但可以穿越此区域。由于本征半导体是一个统一的热平衡系统，我们知道，对一个物质来说，如果是一个统一的热平衡系统的话，它就有一个费米能级。对本征半导体这种材料，它的费米能级处于导带和价带之间的禁带区域中。

导带：其中的电子具有导电作用（空间大，电子可以自由移动）。

在半导体材料受到激励时，内层完全填满电子的能带的电子填充数量基本不变，也即不影响半导体器件的外部特性；同样情况下，一般外层能带（尤其是价带和导带）电子填充数量会发生较大的变化，将会影响到半导体器件的外部特性。因此，以后我们在有关的分析中只给出半导体的价带、导带及他们之间的禁带，如图3-7（a）所示。我们也可以进一步将能带结构简化为图3-7（b）。

图3-6

  电子共有化与半导体能带形成

图3-7

  半导体能带结构

（2）、P型半导体和N型半导体的形成

如果向本征半导体内掺入不同杂质元素，则相当于给半导体材料提供导电的电子或空穴。将向本征半导体材料掺入提供电子的杂质元素后而形成的半导体材料称为N型半导体，它属于电子导电型；将向本征半导体材料掺入提供空穴的杂质元素后而形成的半导体材料称为P型半导体，它属于空穴导电型。

（3）、P-N结的形成

当P型半导体和N型半导体结合在一起时，即形成P-N结。由于相互间的扩散作用，使得靠近界面的地方，N区剩下带正电的离子，P区剩下带负电的离子，在结区形成空间电荷区。由于空间电荷区的存在，出现了一个由N指向P的电场，称为内建电场。见图3-8。

在内建电场的作用下，电子向P区移动，在结区内，使得P区的电子电位能相对于N区提高。

图3-8  

PN结内建电场示意图

图3-9  PN结内能级变化

作为半导体材料，有三个能带：导带、（禁带）、价带、满带。按图3-9 PN结内能级变化所示，粉色线以上是导带，绿色线以下是价带，再往下是满带，绿色线和粉色线之间的区域是禁带。由于内建电场的作用下， P区的电子电位高于N区，此时的P-N结是一个热平衡系统，会有一个统一的费米能级，就是图中所示的虚线，在N型半导体中，费米能级在粉色线以上，在P型半导体中，费米能级在价带中。

根据费米能级的意义，其指的是物质中粒子分布情况的一个参量，比费米能级高的导带中粒子数少，而比费米能级低的导带中粒子数多，禁带中不存在电子。由此形成了P-N结的能带分布。但是，此时P-N结的能带分布仍然是一个正常的物质分布状态，并没有被激活使之处于粒子数的反转分布状态，所以还不能发激光。

3、费米能级

温度为绝对零度时固体能带中充满电子的最高能级，常用表示。对于固体试样，由于真空能级与表面情况有关，易改变，所以用该能级作为参考能级。电子结合能就是指电子所在能级与费米能级的能量差。

现在假想把所有的费米子从这些量子态上移开。之后再把这些费米子按照一定的规则（例如泡利原理等）填充在各个可供占据的量子能态上，并且这种填充过程中每个费米子都占据最低的可供占据的量子态。最后一个费米子占据着的量子态 即可粗略理解为费米能级。由于电流就是大量载流子（通常是电子）的定向移动的总体结果，能带与费米能级位置关系的不同，是区分物体导电性质的关键标志，见下图3-10。

图3-10

  费米能级示意图

对于金属，绝对零度下，电子占据的最高能级就是费米能级。费米能级的物理意义是，该能级上的一个状态被电子占据的几率是1/2。在半导体物理中，费米能级是个很重要的物理参数，只要知道了它的数值，在一定温度下，电子在各量子态上的统计分布就完全确定了。由于电子自旋是半奇数，因此在热平衡状态下，电子的能量分布服从费米-狄拉克分布，即能量为E的能级被一个电子占据的概率为

                                                                                 (3-3)

其中为电子的费米-狄拉克分布函数，为能量E被电子占据的概率；为玻尔兹曼常数，表征一个微观自由度温度升高一度所需要的能量，；为热力学温度。概率＜1/2，我们说这个能级上的电子数少，概率＞1/2，我们说这个能级上的电子数多。费米统计规律是物质粒子能级分布的基本规律，它反映了物质中的电子按一定规律占据能级：即高能级的粒子数少，低能级的粒子数多。而区分少和多的参量就是费米能级。费米能级不是一个真实存在的能级，它只是反映电子在各能级中分布情况的一个参量，是一个参考标准，它的含义是：比费米能级高的能级，如果绝对温度＞0°，那么这个能级上的粒子数就＜1/2，也就是少数。

和温度，半导体材料的导电类型，杂质的含量以及能量零点的选取有关。n型半导体费米能级靠近导带边，过高掺杂会进入导带。p型半导体费米能级靠近价带边，过高掺杂会进入价带。将半导体中大量电子的集体看成一个热力学系统，可以证明处于热平衡状态下的电子系统有统一的费米能级。

二、光与物质的相互作用

光可以被物质材料吸收，物质材料也可以发光。光的吸收和发射与物质材料内部能量状态的变化有关。在研究光与物质的相互作用时，爱因斯坦在1917年发表的论文《关于辐射的量子理论》中提出存在三种基本过程：自发辐射、受激辐射及受激吸收，见图3-11；大约10年后，英国著名物理学家、剑桥大学教授保罗·狄拉克首次实验证明受激发射的存在。

图3-11

  光与物质相互作用的是三种基本过程

1、自发辐射（Spontaneous Emission）

处于高能级的电子状态是不稳定的，它将自发地从高能级（在半导体晶体中更多是指导带的一个能级）运动（称为跃迁）到低能级（在半导体晶体中更多是指价带的一个能级）与空穴复合，同时释放出一个光子。由于不需要外部激励，所以该过程称为自发辐射。

由于高能级上的电子都是自发地、独立地跃迁到低能级，因此辐射光子的频率、相位及方向是随机的，也就使得自发辐射光具有更宽的光谱范围。半导体发光二极管就是按照这种原理工作的。

根据能量守恒定律，自发辐射光子的能量为：

                                                                              (3-4)      

式中：h为普朗克常数；为光子的频率；E2为高能级能量；E1为低能级能量。

自发辐射主要有三个特点：

① 无外界激励，自发产出；

② 发生自发辐射的高能级不只一个，而可以是一系列高能级，因此，辐射光子的频率亦不同，频率范围很宽，如图3-12；

③ 即使辐射出的光子频率相同，由于是自发、独立的辐射，它们发射的方向和相位也不同，是非相干光。

图3-12

   自发辐射的宽谱特性

2、受激吸收（Stimulated Absorption）

在外来光子激励下，电子吸收外来光子能量而从低能级跃迁到高能级，变成自由电子。这种过程称为受激吸收。半导体光电检测器就是按照这种原理工作的。受激吸收光子能量仍然满足公式（3-4）。

受激吸收的特点包括：

① 在外来光子激发下产生，为受激跃迁；

② 外来光子能量应为电子跃迁的两能级之差。

3、受激辐射（Stimulated Emission）

在外来光子的激励下，半导体中的电子从高能级跃迁到低能级与空穴复合，同时释放出一个与外来光子同频、同相的光子。由于需要外部激励，所以该过程称为受激辐射。

由于高能级上的电子是受到外来光子激励而跃迁到低能级的，因此辐射光子的频率、相位及方向都是与外来光子相同的，也就使得受激辐射光具有较窄的光谱范围。半导体激光二极管就是按照这种原理工作的。受激辐射光子能量仍然满足公式（3-4）。受激辐射的特点包括：

① 受激产生，且外来光子的能量等于跃迁的能级之差，不是任意的，导致发光光谱可以很窄。

② 受激辐射的光子与外来光子不仅频率相同，而且相位、偏振方向、传播方向都相同，称为全同光子。

③ 全同光子的持续叠加激励半导体介质，会使光子数指数增加，使入射光得到放大。

在大部分文献中，基本上均采用了能量守恒原理来表述能级间的电子跃迁情况。这里需要指出的是，能级间的电子跃迁还必须满足动量守恒原理。对此我们不作深究，有兴趣的读者可以查考相关的文献予以了解。

此外，在实际物质中，上述三种现象会同时存在，每种现象的发生都是有一定概率的，其概率分布规律受光与物质相互作用的量子电动力学支配。在唯象上，我们用三个爱因斯坦系数、、来表征两个能级上单个电子发生自发辐射、受激吸收、受激辐射三个过程概率的大小，它们只与介质本身的电磁性质有关，是材料的本征属性。研究发现：

                                                                                         (3-5)

为了使物质材料成为发光物质（即光源），就应该使自发辐射和/或受激辐射占据优势。同样，为了构成光电检测器，就应该使受激吸收占据优势。

三、粒子数反转分布状态

激光器是指能够产生激光的自激振荡器，它的英文是LightAmplification by Stimulated Emission of Radiation，缩写就是“LASER”。要使得激光器放出激光，物质中的受激辐射或自发辐射的概率必须大于受激吸收的概率。由公式(3-5)可知，要想使受激辐射概率大于受激吸收概率，必须使高能级上的电子数多于低能级上的电子数，这就是粒子数反转分布。介质中粒子数的分布状态一般有两种。

1、粒子数正常分布状态

在热平衡状态下，由费米-狄拉克统计公式（3-3）可知，高能级上的电子数要少于低能级上电子数。一般地，我们将这种粒子数的分布状态称之为粒子数正常分布状态。

2、粒子数反转分布状态

粒子数反转（population inversion）是激光产生的前提。由公式（3-5），两能级间受激辐射几率与受激吸收几率与两能级粒子数差成正比。在通常情况下，处于低能级E1的原子数大于处于高能级E2的原子数，这种情况得不到激光。为了得到激光，就必须使高能级E2上的原子数目大于低能级E1上的原子数目，此时受激辐射占主导，使光增强（也叫做光放大）。为了达到这个目的，必须设法把处于基态的原子大量激发到亚稳态E2，处于高能级E2的原子数就可以超过处于低能级E1的原子数。这样就在能级E2和E1之间实现了粒子数的反转，即，称反转粒子数。体系处于粒子数反转状态时，它并不处于热平衡状态。

通常实现粒子数反转要依靠两个以上的能级：低能级的粒子通过比高能级还要高一些的泵浦能级抽运到高能级。一般可以用气体放电的办法来利用具有动能的电子去激发激光材料，称为电激励；也可用脉冲光源来照射光学谐振腔内的介质原子，称为光激励；还有热激励、化学激励等，见图3-13。各种激发方式被形象化地称为泵浦或抽运。为了使激光持续输出，必须不断地“泵浦”以补充高能级的粒子向下跃迁的消耗量。通过相关文献，我们可以知道：在二能级的物质系统中，能级间不会形成粒子数反转分布状态；要在能级间实现粒子数反转分布状态，物质系统中必须存在三个能级或三个以上的能级。为了简便，我们在这里不进行相关的论证。有多种方法可以实现能级之间的粒子数反转分布状态，这些方法包括光激励方法、电激励方法等。在半导体光源器件中，我们通常是利用外加适当的正向电压来实现粒子数反转分布状态的。

图3-13

  粒子数反转一般实现方法

尽管1917年人们就提出了受激辐射的概念，但是直到1958年，美国两位微波领域的科学家汤斯（C. H. Townes）和肖洛（A. I. Schawlaw）才打破了40年的沉寂局面，发表了著名论文《红外与光学激射器》，指出了受激辐射为主的发光的可能性，以及必要条件是实现“粒子数反转”。他们的论文使在光学领域工作的科学家马上兴奋起来，纷纷提出各种实现粒子数反转的实验方案，从此开辟了崭新的激光研究领域。同年苏联科学家巴索夫和普罗霍罗夫发表了《实现三能级粒子数反转和半导体激光器建议》论文。

早在1976年，Kononov等人在研究Al xi离子发射特性时已发现只有在距离靶面一定距离的空间区域才有铝xi离子高能级与低能级之间的粒子数反转。1968年，Baco Br等人用非线性弛豫方程与一元绝热气流方程联立求解的方法，算出了拉瓦尔喷管中的粒子数反转。1992年，有研究小组在钠原子蒸汽中，首先观察到无粒子数反转条件下的光放大讯号,为进一步研究无粒子数反转光放大迈出了重要的另一步。