eng
Содержание
Содержание
Содержание 3
Предисловие 8
Глава 1. Общие сведения о физических принципах работы ККЛ 10
1.1.
Физические основы ККЛ 10
1.2.
Основные отличительные особенности ККЛ от биполярных
лазерных диодов. Свойства излучения ИК ККЛ 15
Глава 2. Общие закономерности прохождения лазерного излучения через
атмосферу. Влияние длины волны излучения 18
2.1.
Поглощение. Окна прозрачности атмосферы 18
2.2.
Рассеяние света. Эмпирическая модель Крузе 20
2.3.
Атмосферная турбулентность 22
Глава 3. Квантово-каскадные лазеры в области обороны 25
3.1.
Источники лазерного излучения для функционального
подавления чувствительных элементов инфракрасных
фотоприемных устройств 25
3.1.1.
Газовые лазеры 25
3.1.2.
Параметрические генераторы света 26
3.1.3.
Квантово-каскадные лазеры среднего ИК-диапазона спектра 26
3.1.3.1.
Особенности дизайна гетероструктуры ККЛ для разных
областей длин волн в среднем ИК-диапазоне 26
3.1.3.2.
Пути увеличения мощности излучения ИК ККЛ 28
3.2.
Направленные ИК-системы противодействия 30
3.2.1.
Основные задачи оптико-электронного противодействия 30
3.2.2.
Средства ИК-противодействия 31
3.2.3.
Концепция направленного инфракрасного противодействия
(DIRCM) 32
3.2.4.
Практическая реализация концепции DIRCM на примере
инфракрасных головок самонаведения 34
3.2.5.
Программа CIRCM и пример ее реализации 35
3.3.
Подавление тепловизионных систем наблюдения,
прицеливания и разведки 37
3.3.1.
Особенности подавления тепловизионных средств
наблюдения, прицеливания и разведки (ТПС) 37
3.3.2.
Оценка энергии лазерного излучения для необратимого
подавления ТПС традиционными средствами
(ближний ИК-диапазон) 38
3.3.3.
Функциональное подавление ТПС лазерным излучением 39
3.3.4.
Эффект «ослепления» и его особенности 40
3.3.5.
Оценка величины средней мощности лазера для
инфракрасных систем противодействия 42
3.4.
Выводы 44
Глава 4. Применение инфракрасных квантово-каскадных лазеров
в области безопасности 46
4.1.
Введение 46
4.2.
Общие вопросы, связанные с обнаружением следов взрывчатых
веществ на поверхности удаленных объектов в средневолновом
(MWIR) и длинноволновом (LWIR) инфракрасном диапазонах
спектра 49
4.2.1.
Особенности дистанционного детектирования молекул,
принадлежащих к классу ВВ 49
4.2.2.
Спектральные особенности ( fingerprints) молекул,
принадлежащих к классу ВВ 53
4.2.3.
Проблема интерференции колебательно-вращательных
спектров молекул 54
4.2.4.
Лазеры для дистанционного спектрального анализа 55
4.3.
Лазерная фототермическая спектроскопия 57
4.3.1.
Физические основы и особенности фототермических методов 57
4.3.2.
Standoff лазерная фотоакустическая спектроскопия для
детектирования следов ВВ 59
4.3.3.
Standoff лазерная дефлекционная спектроскопия и примеры ее
применения 63
4.4.
Методы формирования спектральных изображений (Spectral Imaging) 66
4.4.1.
Мульти- и гиперспектральные изображения 66
4.4.2.
Пассивный и активный методы формирования спектральных
изображений 68
4.4.3.
Общие вопросы обработки гиперспектральных данных 71
4.4.3.1.
Особенности систем и методов распознавания в задачах
тематической обработки данных 72
4.4.3.2.
Дифференциация системы распознавания по полноте
исходной информации 74
4.4.4.
Применение активных методов для standoff -детектирования ВВ 75
4.4.4.1.
Формирование гиперспектральных изображений
в рассеянном свете 75
4.4.4.2.
Формирование изображений в спектре теплового
излучения с помощью резонансной ИК фототермической
спектроскопии 84
4.4.4.3.
Гиперспектральные изображения, полученные с помощью
рump-probe фототермической спектроскопии 92
4.4.4.4.
Рамановские гиперспектральные изображения 95
4.5.
Выводы 97
Глава 5. Применение методов терагерцевой спектроскопии и активного
имиджинга в области безопасности 99
5.1.
Введение 99
5.2.
Микроокна прозрачности атмосферы в ТГц-диапазоне частот 102
5.3.
Спектральные особенности взрывчатых веществ в терагерцевом
диапазоне частот 103
5.4.
Основные виды источников и приемников терагерцевого излучения 106
5.5.
Импульсная терагерцевая спектроскопия и активное
формирование спектральных изображений 116
5.5.1.
Введение 116
5.5.2.
Импульсная терагерцевая спектроскопия 117
5.5.3.
Активное формирование спектральных изображений
в терагерцевом диапазоне частот 119
5.6.
Standoff -детектирование взрывчатых веществ с помощью
импульсной терагерцевой спектроскопии и активного имиджинга 120
5.6.1.
Введение 120
5.6.2.
Детектирование ВВ с помощью импульсной терагерцевой
спектроскопии 121
5.6.3.
Детектирование с помощью активных имиджинговых
систем на основе квантово-каскадных лазеров, работающих
в терагерцевом диапазоне частот 126
5.7.
Выводы 134
Глава 6. Досмотровые системы в условиях массового пассажиропотока 136
6.1.
Введение 136
6.2.
Пассивные многоканальные досмотровые системы 136
6.3.
Многоканальная досмотровая система MUTIVIS-EU 138
6.4.
Проблема выбора источника излучения для активной
досмотровой системы 139
6.5.
Фотоприемные устройства для досмотровых систем 142
6.6.
Выводы 144
Глава 7. Применение ККЛ для обеспечения экологической и химической
безопасности 145
7.1.
Введение 145
7.2.
Классификация дистанционных методов зондирования 146
7.3.
Лидарный метод дифференциального поглощения 147
7.4.
Спектральные особенности поглощения ОВ 150
7.5.
Выбор оптимальных длин волн ДП-лидара для обнаружения ОВ
в атмосфере 151
7.6.
Результаты численного моделирования дальности зондирования
СО2-лидара 152
7.7.
Лидары на основе полупроводниковых ККЛ 155
7.8.
Дистанционное детектирование ОВ
на поверхности тел 158
7.9.
Выводы 160
Глава 8. Применение ККЛ для дистанционного обнаружения
наркотических веществ 161
8.1.
Введение 161
8.2.
Физические методы обнаружения наркотических веществ 162
8.3.
Физико-химические методы обнаружения НВ 163
8.3.1.
Введение 163
8.3.2.
Спектрометрия ионной подвижности 164
8.4.
Обоснование выбора методов дистанционного обнаружения НВ 167
8.5.
Тактико-технические характеристики методов и оборудования
для обнаружения наркотиков и психотропных веществ
во внелабораторных условиях 169
8.6.
Выводы 171
Глава 9. Квантово-каскадные лазеры в атмосферных оптических
линиях связи 172
9.1.
Введение 172
9.2.
Выбор длины волны источника излучения для АОЛС 174
9.2.1.
Краткие сведения об источниках излучения
и фотоприемниках, используемых в коммерческих АОЛС 174
9.2.2.
Экспериментальное обоснование выбора длины волны
источника излучения для АОЛС 176
9.3.
Примеры практической реализации АОЛС на базе ККЛ 180
9.3.1.
АОЛС на базе ИК ККЛ 180
9.3.2.
Перспективы и возможные области применения АОЛС на базе
ТГц ККЛ 190
9.4.
Нетрадиционные методы устранения влияния турбулентности
и повышения информационной емкости канала передачи 192
9.5.
Выводы 197
Глава 10. ККЛ в медицине и биологии 200
10.1.
Введение 200
10.2.
Диагностика заболеваний путем анализа состава выдыхаемого
воздуха 202
10.2.1.
Краткий обзор существующих методов 202
10.2.2.
Методы лазерной спектроскопии для анализа выдыхаемого
воздуха 202
10.2.2.1.
Общая характеристика методов лазерной спектроскопии,
используемых при анализе газовой среды 202
10.2.2.2.
Выбор спектрального диапазона 204
10.2.3.
Сравнительные характеристики методов спектрального
анализа высокого разрешения, применяемых для анализа ВВ 205
10.2.3.1.
Диодная лазерная спектроскопия 205
10.2.3.2.
Спектроскопия CRDS 208
10.2.3.3.
Разновидности метода CRDS 209
10.2.3.4.
Фотоакустическая спектроскопия 211
10.2.4.
Коммерческие системы для анализа состава ВВ 213
10.2.5.
Проблемы и перспективы 215
10.3.
Применение ИК ККЛ в хирургии 217
10.3.1.
Лазерный скальпель 217
10.3.2.
Удаление атеросклеротических бляшек 220
10.4.
Формирование изображений срезов биоткани с помощью
квантово-каскадных лазеров для диагностики онкологических
заболеваний 222
10.4.1.
Терагерцевый имиджинг 222
10.4.2.
Микроспектроскопия с применением перестраиваемых
ИК ККЛ 225
10.4.3.
Рump-Рrobe ИК фототермическая микроспектроскопия 227
10.5.
Выводы 230
Заключение 232
Литература 238
Предисловие
Физические принципы работы квантово-каскадных лазеров (ККЛ) существен-
но отличаются от традиционных лазерных диодов, в отличие от которых ККЛ
являются униполярными полупроводниковыми лазерами.
Оптически активная область ККЛ представляет собой периодическую мно-
гослойную наногетероструктуру из тончайших выращенных с исключитель-
ной точностью по толщине и составу тонкопленочных гетеропар из материа-
лов типа А3В5 на подложках фосфида индия (InP) или арсенида галлия (GaАS).
Чередующаяся гетероструктура образует сверхрешетку, которая формирует из-
меняющийся вдоль структуры электрический потенциал. Это, в свою очередь,
означает, что различаются вероятности нахождения электрона в различных по-
зициях по длине сверхрешетки. Такая структура называется одномерной кван-
товой ямой и приводит к расщеплению разрешенной полосы энергий электрона
в зоне проводимости на ряд дискретных энергетических уровней. Существен-
но, что, варьируя толщины слоев, можно путем решения уравнения Шрединге-
ра спроектировать инверсию населенности уровней, которая необходима для
получения лазерного излучения.
Положение энергетических уровней в системе в первую очередь зависит
от толщины слоя, а не состава материала. Поэтому в ККЛ можно настроить
длину волны излучения в широком диапазоне в той же структуре.
Таким образом, в квантовой каскадной структуре фотоны излучаются при
переходе электрона между дискретными энергетическими уровнями в пределах
квантовой ямы. Далее электроны резонансно туннелируют на следующий пе-
риод структуры и процесс повторяется. Этот процесс, при котором происходит
излучение нескольких фотонов при прохождении одного электрона через ак-
тивную среду ККЛ, имеет название «каскадный процесс», что послужило при-
чиной названия лазеров. Квантовая эффективность такого процесса намного
превышает единицу, что приводит к повышению выходной мощности, кото-
рая больше, чем у традиционных полупроводниковых лазерных диодов. К на-
стоящему времени в структурах А3В5 получена генерация на длинах волн от 3
до 200 мкм.
В современных ККЛ один электрон может порождать до 100 фотонов и бо-
лее. При этом период сверхрешетки составляет ~50 нм. А наименьшая ширина
квантовой ямы (ширина отдельного слоя) может быть порядка 1 нм и менее. Та-
ким образом, для производства ККЛ необходимо самое современное техноло-
гическое оборудование, такое как установка молекулярной лучевой (пучковой)
эпитаксии (МЛЭ) или МОС-гидридной эпитаксии, позволяющая наращивать
отдельные монослои с резкими границами с прецизионным контролем in situ
толщины и состава пленок.
Идея создания ККЛ была впервые высказана советскими физиками
Р. Ф. Казариновым и Р. А. Сурисом еще в 1971 году, однако первый эксперимен-
тальный образец появился только в 1994 году (Federico Capasso et all.). В свою
очередь, серийное производство ККЛ началось на фирме Alpes Lasers в Швей-
царии в 1997 году. Так что прошло достаточно времени, чтобы подвести про-
межуточные итоги развития этого направления с точки зрения областей при-
менения ККЛ и обсудить проблемы, стоящие перед этой областью лазерной
техники.
Появление коммерческих ККЛ существенно расширило спектральный ди-
апазон лазеров вплоть до терагерцевой области, что сделало возможным соз-
дание на их основе компактных устройств, способных решать новые задачи в
области обороны, безопасности, экологического мониторинга, атмосферных
оптических линий связи, медицины и биологии, в научных исследованиях и
других областях человеческой деятельности.
Дальнейшее развитие всех портативных информационно-измерительных
комплексов на базе ККЛ непосредственно связано с созданием компактных
энергоэффективных лазеров, обладающих повышенными эксплуатационными
параметрами при комнатной температуре, расширением диапазона длин волн
генерации и области перестройки ККЛ. По-прежнему остается актуальным во-
прос, связанный с созданием недорогих обладающих высокой чувствительно-
стью неохлаждаемых фотоприемных устройств. Предстоит еще большая работа
по созданию новых материалов, в том числе метаматериалов, для разработки
новых лазерных устройств, особенно в ТГц-диа пазоне частот. Наконец, пред-
стоит еще большая работа по созданию устройств формирования и управления
лазерным излучением ККЛ, в частности быстродействующих пространствен-
ных фильтров для средств связи. Развитие перечисленных направлений позво-
лит более эффективно искать новые подходы к созданию систем на базе ККЛ,
основанных на применении современных материалов и технологий, тем самым
расширяя область применения ККЛ.
Целью данной книги являются обобщение и систематизация результа-
тов работ по применению квантово-каскадных лазеров в различных областях
и сферах человеческой деятельности. В книге излагаются наиболее продвину-
тые и перспективные, на наш взгляд, области практического применения ККЛ,
приводятся многочисленные примеры практической реализации разработок,
проводится анализ основных проблем, которые еще требуют своего решения,
а также перспективы развития направлений, связанных с применением ККЛ.
ГЛАВА 1
ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ФИЗИЧЕСКИХ ПРИНЦИПАХ РАБОТЫ ККЛ
1.1. Физические основы ККЛ
Вопросам, связанным с рассмотрением физических принципов работы ККЛ,
посвящено значительное количество монографий, обзоров и оригинальных
статей, к которым можно обратиться для более детального знакомства с физи-
кой квантово-каскадных лазеров [1–16]. Поэтому в настоящем разделе мы лишь
кратко отметим принципиальное отличие ККЛ от традиционных лазерных ди-
одов и акцентируем внимание на уникальных свойствах излучения ККЛ, кото-
рые открывают новые возможности для решения ряда важных проблем в обла-
сти обороны, безопасности, связи, экологического мониторинга и медицины.
Физические принципы, лежащие в основе работы ККЛ, существенно отли-
чаются от принципов работы обычных полупроводниковых лазерных диодов.
В отличие от традиционных полупроводниковых лазеров, в которых генерация
фотона является результатом рекомбинации электрона и дырки (биполярный
диод), в ККЛ используется только один тип носителей заряда (униполярный
лазер) — электроны. При этом излучаемые ККЛ фотоны появляются в резуль-
тате квантовых переходов электрона между энергетическими уровнями внутри
квантовой ямы. В действительности эти уровни не существуют в полупровод-
никовых материалах, из которых состоит так называемая активная область ла-
зера. Они создаются при конструировании активной области из ультратонких
слоев этих материалов, в результате чего она представляет собой набор чере-
дующихся потенциальных барьеров и квантовых ям нанометровой толщины
(сверхрешетка).
Наложение дополнительного периодического потенциала сверхрешетки
на потенциал кристаллического поля вызывает расщепление зоны проводимо-
сти на ряд разрешенных (мини-зона, miniband) и запрещенных подзон (мини-
щель, minigap). Движение электронов в такой структуре происходит в пределах
мини-зоны перпендикулярно к границе раздела слоев. При этом энергия элек-
тронов, локализованных в квантовых ямах, квантуется, а положение уровней
размерного квантования в основном определяется ее шириной и высотой по-
тенциального барьера между соседними ямами, но не зависит от материала
структуры.
В отличие от лазерного диода в ККЛ электрон остается в зоне проводимости
после испускания фотона в результате перехода между энергетическими уровня-
ми в квантовой яме. Поэтому электрон может повторно инжектироваться в иден-
тичную соседнюю активную область, где он испускает другой фотон, и так далее.
Для достижения этой каскадной эмиссии фотонов активные области должны
чередоваться с легированными областями инжекции электронов. Так называе-
мые каскады, в состав которых входят активная область и инжектор, порожда-
ют «энергетическую лестницу», с которой «спускаются» электроны, излучая фо-
тоны на каждой из «ступеней» (то есть в каждом из каскадов). Число каскадов,
необходимое для реализации высокоэффективного ИК ККЛ, — 40 и более [6].
Этот каскадный эффект отвечает за очень высокие мощности излучения кванто-
во-каскадных лазеров по сравнению с традиционными биполярными лазерными
диодами (более 1 Вт), так как его квантовая эффективность намного превышает
единицу. Отсюда и название — квантово-каскадные лазеры.
На рис. 1.2 показана типичная энергетическая диаграмма ККЛ, служащая
для иллюстрации принципа его работы.
Наклон в зоне проводимости обусловлен наличием приложенного электри-
ческого поля. В рассматриваемом примере активная область состоит из двух
одинаковых квантовых ям, характеризующихся наличием трех квантованных
энергетических состояний. Лазерный переход определяется разностью энер-
гий между состояниями 3 и 2, которая зависит, главным образом, от выбран-
ной толщины квантовых ям. Для получения лазерной генерации необходима
инверсия населенностей между уровнями 3 и 2. Это приводит к требованию,
чтобы время жизни 3-го уровня (τ32 ~ 2–5 пс) было существенно больше, чем
время жизни 2-го. Для достижения этой цели самый низкий уровень 1 должен
быть расположен ниже уровня 2 на величину энергии оптического фонона.
Выполнение перечисленных требований обеспечивает быстрое опустошение
уровня 2 за счет взаимодействия электронов с продольными оптическими фо-
нонами, в результате чего электроны оказываются в состоянии 1. Вследствие
резонансного характера этот процесс происходит очень быстро и характеризу-
ется временем релаксации порядка τ21 ~ 0,1–0,2 пс. В свою очередь, электроны
на 3-м уровне имеют существенно большее время жизни из-за относительно
большой величины энергетического зазора между уровнями 3 и 2, поэтому про-
цесс электрон-фононного взаимодействия в этом случае носит нерезонансный
характер, а его вероятность значительно меньше.
Для получения лазерной генерации необходимо также подавить нежела-
тельную утечку электронов за счет туннелирования из состояния 3 в состояния,
формирующие широкий квазиконтинуум. Такая утечка электронов приводит
к уменьшению населенности верхнего 3-го уровня. Для предотвращения этого
процесса перед следующим каскадом проектируется инжектор, представляю-
щий собой сверхрешетку с низкой плотностью электронных состояний, в ко-
торой не существует резонансного электронного состояния, соответствующего
энергии Е3 верхнего уровня в квантовой яме.
Таким образом, инжектор формирует мини-щель, которая блокирует утечку
электронов с верхнего лазерного уровня. При этом сам инжектор «настроен» та-
ким образом, чтобы обеспечивать эффективный транспорт электронов со сво-
его основного уровня на верхний лазерный уровень следующей активной зоны
с помощью процесса, известного как резонансное туннелирование. Вышеопи-
санный транспорт носителей можно рассматривать как своеобразную накачку
ККЛ. Кроме того, как следует из сказанного выше, использование эффектов резонансного туннелирования и проводимости по мини-зоне позволяет связать
активные зоны.
В принципиальном плане ККЛ представляет собой помещенную в волно-
вод многослойную гетероструктуру, поперек которой пропускается электри-
ческий ток (т. е. нормально к слоям). Структура состоит из чередующихся ак-
тивных областей, в которых происходит излучение фотонов, и инжекционных
областей, через которые носители резонансно туннелируют до следующей ак-
тивной области. Такая каскадная конструкция лазера обеспечивает довольно
простой способ увеличения выходной мощности одиночного прибора. Так как,
преодолевая каждый каскад, электрон испускает фотон, то за свой проход через
ККЛ один электрон испускает множество фотонов. Чем больше число каскадов
в ККЛ, тем большее число фотонов испускает один электрон за свой проход.
Следовательно, увеличение числа каскадов должно приводить к увеличению
выходной мощности прибора и снижению порогового тока генерации.
В качестве иллюстрации к сказанному выше на рис. 1.3 представлена кон-
струкция полоскового ИК ККЛ с указанием характерных размеров.
Конечно, существуют и другие, более сложные конструкции активной зоны,
однако их анализ выходит за рамки настоящей монографии. Например, значи-
тельное улучшение характеристик ИК ККЛ (более низкий порог генерации и вы-
сокая мощность излучения при комнатной температуре) было достигнуто за счет
введения в дизайн гетероструктуры ИК ККЛ так называемого двойного фононно-
го резонанса [8]. Активная область такого лазера имеет уже четыре квантовые ямы
и три энергетических состояния, одинаково удаленных друг от друга на величину
энергии оптического фонона вместо рассмотренных выше двух уровней. Такой
дизайн активной области приводит к большей инверсии населенности, пото-
му что электроны более эффективно удаляются из нижнего состояния лазерно-
го перехода. Существенное увеличение мощности и снижение порогового тока
ИК ККЛ достигаются использованием активной области с набором квантовых
ям и барьерных слоев с плавно изменяющимся периодом (chirped superlattices) [9].
В дальнейшем было предложено использовать лазеры с дизайном активной обла-
сти bound-to-continuum, т. е. с излучательным переходом электронов из связанных
состояний в квантовой яме в состояния непрерывного спектра мини-зоны. Такой
дизайн дает возможность изготавливать ИК ККЛ с большими коэффициентами
усиления в более широкой области частот, что имеет существенное значение для
расширения полосы перестройки ИК ККЛ [10].
На сегодняшний день ИК ККЛ являются единственными полупроводни-
ковыми лазерами в среднем инфракрасном диапазоне спектра, которые могут
работать при комнатных температурах. В общем случае ИК ККЛ могут быть
трех типов: лазеры с резонатором Фабри — Перо, работающие в многомодо-
вом режиме, лазеры с распределенной обратной связью (РОС-ККЛ; Distributed
FeedBack Quantum Cascade Laser, DFB-QCL) и лазеры с внешним резонатором
(ВР-ККЛ, QE-QCL). Последние два типа представляют собой одномодовые ис-
точники излучения с возможностью перестройки длины волны генерации, что
делает их особенно привлекательными для спектроскопических исследований.
Что касается терагерцевых квантово-каскадных лазеров (ТГц ККЛ), то в ча-
стотном диапазоне 2–5 ТГц они фактически являются единственным типом
твердотельных источников когерентного электромагнитного излучения с мощ-
ностью излучения в районе милливаттных значений. ТГц ККЛ подразделяются
на прямые (инверсные) и безынверсные, использующие эффект генерации раз-
ностной частоты (ГРЧ, DFG). Последние обладают возможностью перестрой-
ки частоты излучения в достаточно широком интервале значений (1,4–5,9 ТГц)
и работают при комнатной температуре, однако имеют низкую мощность из-
лучения (-0,2 мВт), что затрудняет их применение для большинства практиче-
ски значимых приложений [11]. Прямые (Direct) ТГц ККЛ с резонатором Фа-
бри — Перо работают на фиксированной частоте при криогенных температурах
и генерируют относительно большую мощность излучения, которая может
достигать значений ~100 мВт [12] и более [13]. Область перестройки одномодо-
вого прямого ТГц ККЛ (ТГц ВР-ККЛ) составляет лишь несколько процентов
от центральной линии генерации [14].
На рис. 1.4 представлены энергетическая диаграмма прямого (с инверсной
населенностью) ТГц ККЛ (слева) и его активная область с волноводной струк-
турой. Необходимо отметить, что обычные диэлектрические волноводы, как
в ИК ККЛ, не являются подходящими для терагерцевых лазеров вследствие
больших потерь из-за поглощения на свободных носителях и практических ограничений на толщину эпитаксиального роста. На сегодняшний день при
изготовлении ТГц ККЛ применяют два типа волноводов: плазмонный и метал-
лический. Второй тип волноводов (двойной металлический волновод) обеспе-
чивает более сильную локализацию поля внутри волновода (M-M-волновод).
Кроме того, использование волновода с металлом по обеим сторонам активной
части структуры позволило обеспечить высокое модовое ограничение и полу-
чить резонатор с малыми потерями для терагерцевого лазера.
1.2. Основные отличительные особенности ККЛ от биполярных лазерных диодов. 15
Свойства излучения ИК ККЛ
Для сравнения с традиционными биполярными лазерными диодами (ЛД) ниже
приведены основные отличительные особенности ККЛ:
• униполярные лазеры;
• излучение фотонов в квантово-размерных структурах происходит в ре-
зультате внутризонных переходов электронов (т. е. в пределах одной
зоны, например зоны проводимости);
• каскадный характер излучения фотонов (один электрон порождает N
фотонов, где N — число каскадов или периодов в гетероструктуре ККЛ);
• длина волны генерации не зависит от ширины запрещенной зоны и в ос-
новном определяется шириной квантовой ямы, а не составом материалов
гетеропары;
• мощность (энергия) излучения при прочих равных условиях зависит
от числа каскадов и превышает ее значение для биполярных лазерных
диодов (квантовая эффективность >1);
• ККЛ работают как в области средневолнового (MWIR, Mid-Wave
Infrared) и длинноволнового (LWIR, Long-Wave Infrared) ИК-диапазонов
(3,4–25 мкм), так и в ТГц-области частот (1,5–5 ТГц);
• в области средневолнового (MWIR) ИК-диапазона мощность излучения
коммерческих одиночных ККЛ при комнатной температуре в непрерыв-
ном (CW) режиме генерации на сегодняшний день достигла значений
4 Вт, а в области длинноволнового (LWIR) ИК-диапазона превышает
1 Вт;
• в ТГц-диапазоне частот при комнатной температуре достигнута мощ-
ность излучения в CW-режиме 0,2 мВт, в импульсном — 1 Вт (при крио-
генных температурах);
• в среднем ИК квантово-каскадные лазеры обладают широким диапазо-
ном плавной перестройки — более 900 см-1;
• узкая линия генерации в одномодовом режиме: коммерческие ИК ККЛ —
δλ≤ 100 МГц (CW) иδλ≤ 1 см-1 в импульсном режиме генерации;
• ККЛ представляют собой компактные энергоэффективные (КПД > 10 %)
надежные, стабильные и долговечные полупроводниковые излучатели.
Как отмечалось выше, появление коммерческих ККЛ существенно рас-
ширило спектральный диапазон лазеров вплоть до терагерцевой области, что
сделало возможным создание на их основе компактных устройств, способных
решать новые задачи в различных сферах деятельности. Во многом это обуслов-
лено уникальными свойствами излучения ККЛ, среди которых следует отме-
тить следующие:
• излучение средневолнового (MWIR) и длинноволнового (LWIR) ИК-ди-
апазона, а также терагерцевое (THz, ТГц) излучение неинвазивны, они
не являются ионизирующим излучением и при умеренных интенсивно-
стях не представляют опасности для здоровья человека;
• спектральные характеристики (коэффициенты поглощения и отраже-
ния излучения, диэлектрическая проницаемость и др.) большинства
сложных химических соединений имеют характерные особенности
( fingerprints, отпечатки пальцев) в средневолновом и длинноволновом ин-
фракрасном диапазонах, а также в ТГц-области частот электромагнит-
ного спектра, то есть попадают в область длин волн генерации, характер-
ных для ККЛ. В первую очередь это касается взрывчатых, отравляющих,
наркотических и токсичных веществ промышленного происхождения,
что позволяет не только дистанционно обнаруживать эти вещества,
но и с большой степенью достоверности проводить их идентификацию
даже в многокомпонентной среде;
• в ИК-области квантово-каскадные лазеры обладают широким диапазо-
ном плавной перестройки — более 900 см-1;
• в окнах прозрачности атмосферы 3–5 мкм и 8–12 мкм излучение ИК
ККЛ распространяется с минимальными потерями, определяемыми
молекулярным спектрально-селективным поглощением. То же можно
сказать и об излучении ТГц ККЛ в соответствующих микроокнах про-
зрачности, пропускание которых, однако, сильно зависит от наличия во-
дяных паров в атмосфере;
• терагерцевое излучение существенно меньше подвержено рассеянию
(1/λ4), чем видимое или инфракрасное излучение. Поэтому такие объ-
екты, как сухие ткани, дерево, бумага, пластмассы, керамика, краски,
окрашенное стекло, прозрачны в терагерцевом диапазоне частот (за ис-
ключением металлов и веществ, состоящих из полярных молекул, на-
пример воды).
• в окнах прозрачности атмосферы излучение среднего ИК- и ТГц-диапа-
зона распространяется сквозь туман, дымку, дождь и снег с минималь-
ными потерями;
• по сравнению с видимым или ближним ИК-диапазоном спектра излуче-
ние ККЛ более устойчиво к возмущениям (турбулентности) в атмосфере
в силу большей длины волны;
• малое время жизни электрона (<1 пс) в возбужденном состоянии внутри
квантовых ям ККЛ обеспечивает высокую рабочую частоту и определяет
предельную частоту модуляции до 100 ГГц, что в принципиальном пла-
не делает возможным создание атмосферных оптических линий связи
(АОЛС) с очень высокой пропускной способностью.
В силу перечисленных выше уникальных свойств излучения ККЛ представ-
ляют значительный интерес для атмосферных оптических линий связи [17],
они уже нашли широкое практическое применение в области обороны [18–23],
безопасности [24–31], медицины и биологии [32–37], мониторинга окружающей
среды [38–43], инфракрасной спектроскопии [44–51].
Как уже отмечалось, первая экспериментальная демонстрация работы ККЛ
имела место в 1994 году [1], то есть спустя более двух десятилетий после теорети-
ческого предсказания о возможности реализации таких лазеров [2]. Коммерче-
ский выпуск ККЛ начался в 1997 году фирмой Alpes Lasers в Швейцарии. Сейчас
на рынке присутствует продукция от многих производителей (NanoPlus GmbH,
Alpes Lasers, Fraunhofer IAF, Daylight Solutions Inc., Pranalytica Inc. и других).
Есть все основания полагать, что при дальнейшем совершенствовании
и удешевлении технологии изготовления ККЛ, улучшении их параметров воз-
можные области применения ККЛ не ограничатся перечисленными выше.
Более детально с физическими принципами, положенными в основу рабо-
ты ККЛ, и путями улучшения параметров генерации можно ознакомиться в об-
зорах и оригинальных статьях [52–60].
ГЛАВА 2
Общие закономерности прохождения лазерного излучения через атмосферу.
Влияние длины волны излучения
2.1. Поглощение. Окна прозрачности атмосферы
Прохождение лазерного излучения через атмосферу зависит от длины волны
излучения, состава и состояния атмосферы. Атмосфера состоит из различных
видов молекул газообразных веществ (молекулы воды, кислорода, диоксиды
углерода, азота и др.), аэрозолей (туман, смог и дым, продукты выделения лесов
и растений, пыль, частицы морской соли, частицы почвы, частицы вулкани-
ческого происхождения и микрочастицы иного происхождения), частиц льда
и капель воды. В связи с этим атмосфера вызывает ослабление оптических сиг-
налов за счет поглощения и рассеяния. Для больших расстояний необходимо
учитывать реальное состояние атмосферы и связанные с ним зависимости по-
глощения и рассеяния света от длины волны лазерного излучения, а также на-
личие в ней «окон» прозрачности (рис. 2.1, 2.2).
Из рис. 2.1 следует, что в области MWIR и LWIR можно определить положе-
ние двух окон прозрачности атмосферы: 3,5–5 и 8–14 мкм, пропускание кото-
рых практически не зависит от изменения относительной влажности. Поэтому
для дистанционных применений длины волн ИК ККЛ выбирают из указанных
диапазонов электромагнитного спектра.
В терагерцевом диапазоне существует множество линий поглощения от раз-
личных газов, составляющих атмосферного воздуха, главным образом водяно-
го пара (рис. 2.2). Именно его влияние в значительной степени ограничивает
возможности применения терагерцевого излучения на больших расстояниях, в первую очередь из-за сильной вариации интенсивности линий поглощения
водяных паров при изменении влажности воздуха.
В то же время на расстояниях до нескольких десятков метров, представля-
ющих интерес для ряда задач перспективных применений ТГц ККЛ, имеется
значительное количество окон, в которых отношение сигнала к шуму (SNR) мо-
жет достигать 50 дБ и более. Это означает, что при умеренной влажности на от-
носительно небольших расстояниях (50–100 м) атмосферу в этих окнах можно
считать достаточно прозрачной. Данные, приведенные на рис. 2.2, указывают на существование в атмосфере по крайней мере пяти различных окон пропуска-
ния в терагерцевом диапазоне от 1,4 до 4 ТГц. Для существующих в настоящее
время ТГц ККЛ хорошо подходят окна в области частот 2,11, 2,52, и 3,42 ТГц.
Для применения лазеров в реальных условиях большое значение приобре-
тает также вопрос, связанный с обеспечением лазерной безопасности [63]. Лазе-
ры видимого диапазона спектра и ближнего ИК-диапазона (1064 нм) являются
в этом смысле особенно опасными, так как их излучение эффективно погло-
щается сетчаткой. Кроме того, общим недостатком всех лазеров, излучающих
в УФ- или ИК-диа пазонах, является тот факт, что рефлекторная реакция ми-
гания срабатывает только на видимый свет. На рис. 2.3 показаны рассчитан-
ные значения максимально допустимой дозы облучения (МРЕ) в зависимости
от длины волны лазерного импульса длительностью 6 нс [64].
Как видно, наибольшую опасность для глаз представляют длины волн из-
лучения 532 и 1064 нм. По сравнению с ними УФ-излучение имеет явное пре-
имущество, а наиболее безопасным является излучение с длинами волн вблизи
1540 нм, а также внутри средневолнового и длинноволнового ИК-диапазонов.
Что касается ТГц-излучения, то ввиду малой энергии кванта излучения оно яв-
ляется наиболее безопасным из всех перечисленных.
2.2. Рассеяние света. Эмпирическая модель Крузе
Следует различать три основных типа рассеяния света: рэлеевское, Ми и неселек-
тивное. Тип рассеяния зависит от соотношения между размером рассеивающих
частиц и длиной волны излучения. Рэлеевское рассеяние обусловлено наличием
в атмосфере частиц, размеры которых значительно меньше длины волны света.
При этом интенсивность рассеяния уменьшается с длиной волны как ~λ-4. Рэле-
евское рассеяние существенно в ультрафиолетовом и видимом спектральных диа-
пазонах. При этом оно незначительно в инфракрасном диапазоне. Если размер
частиц сравним с длиной волны излучения или равен ей, наблюдается рассеяние
Mи. Ослабление мощности излучения лазера в тумане обусловлено главным об-
разом поглощением и сильным Ми-рассеянием света взвешенными частицами
воды на пути распространения луча. При размерах частиц, превышающих длину
волны излучения, наблюдается неселективное рассеяние.
Интерес к спектральным диапазонам MWIR и LWIR связан с ожидаемым
уменьшением рассеяния света, особенно при зондировании на большие рассто-
яния. Это обстоятельство приобретает первостепенное значение, например, для
применения лазеров в атмосферных оптических линиях связи (АОЛС). Увеличе-
ние длины волны лазера в таких приложениях обеспечивает АОЛС более высокую
производительность в неблагоприятных погодных условиях, особенно в тумане.
Последние публикации, сравнивающие источники излучения в этих диапазонах c
источниками NIR (Near Infrared) и SWIR (Short-Wave Infrared), содержат для АОЛС
многообещающие результаты при использовании в них ИК ККЛ [17, 65, 66].
Следует отметить, что наличие окон прозрачности в атмосфере для длин
волн в диапазонах SWIR и MWIR (LWIR) обеспечивает практически одина-
ковое поглощение излучения в этих областях спектра (рис. 2.1). Поэтому мож-
но утверждать, что с точки зрения потерь на поглощение преимуществ между
длинами волн в окнах прозрачности этих спектральных диапазонов (1,5–1,8,
3,3–4,2, а также 4,5–5,1 мкм) не существует [67]. Однако в контексте рассеяния
большая длина волны света, как известно, приводит к меньшим потерям в ре-
зультате уменьшения отношения размера неоднородности (капли) к длине вол-
ны в дымке (задымлении) и туманах [68].
Насколько дальность передачи в тумане в среднем ИК-диапазоне превы-
шает ее значение в ближнем инфракрасном диапазоне, можно оценить с помо-
щью эмпирической модели Крузе, которая устанавливает связь атмосферной
видимости V (км), или дальности видимости, с коэффициентом экстинции (за-
тухания) (1/км) в зависимости от длины волны излучения. Атмосферная види-
мость обычно определяется как расстояние, на котором мощность излучения
с длиной волны 550 нм ослабляется до 2 или 5 % от первоначального значе-
ния [69]. В свою очередь, удельное оптическое ослабление атмосферы измеряет-
ся в дБ/км и получается из коэффициента экстинции в соответствии с соотно-
шением A (дБ/км) = 10 log(e) y. Для коэффициента экстинции модель Крузе дает
следующую оценку [66, 68–70]:
см. уравнение в книге (2.1)
где () — коэффициент затухания (экстинция); — длина волны излучения;
q — показатель распределения рассеивающих частиц по размерам (q = 1,6 для
V > 50 км; q = 1,3 для 6 км < V < 50 км; q = 0,585 V1/3 для V < 6 км).
Модель имеет хорошее согласие с экспериментом в широком диапазоне
длин волн, по крайней мере в диапазоне от 0,55 до 6 мкм [68]. Однако, как было
отмечено [69], зависимость коэффициента экстинкции от длины волны в моде-
ли Крузе, вероятно, была установлена из данных, полученных в условиях дым-
ки, а не во время тумана. Поэтому для небольших значений атмосферной ви-
димости (V < 0,5 км) формула (2.1) менее надежна, т. е. возможны случаи, когда
данные вычислений отклоняются от результатов наблюдения [66].
Известно, что туман имеет бимодальное распределение размера капель.
Большинство (>70 %) частиц в нем имеют размер 0,8–4 мкм, а остальные —
5–10 мкм [68]. Излучение в диапазоне MWIR (LWIR) при распространении
в дымке или тумане обладает меньшими потерями вследствие резонансного
рассеяния Ми, чем в случае NIR (SWIR), так как его длина волны в 6–8 раз
больше. Кроме того, известно, что при появлении тумана из дымки мелкие ча-
стицы доминируют по количеству, что способствует более длительному време-
ни безотказной работы MWIR (LWIR) АОЛС в начале неблагоприятных собы-
тий [71]. Частицы тумана находятся (fl oat) в воздухе дольше, чем капли дождя.
Кроме того, они характеризуются размером, меньшим длины волны излучения.
Таким образом, рассеяние из-за осадков (неселективное рассеяние) менее зна-
чимо, чем в случае тумана (рассеяние Mи).
2.3. Атмосферная турбулентность
На распространение лазерного луча сильно влияет также турбулентность атмо-
сферы, т. е. случайные пространственно-временные изменения показателя пре-
ломления, вызванные перемещением воздуха, флуктуациями его температуры и плотности.
Поэтому световые волны, распространяющиеся в атмосфере, испытывают не только по-
глощение и рассеяние, но и флуктуации передаваемой мощности [71–73]. Интенсивность
турбулентных флуктуаций в атмосфере описывается структурной характеристикой
пульсаций показателя преломления воздуха Cn2 [74]. Искажения фронтальной волны мож-
но наблюдать как изменения интенсивности, называемые сцинтилляцией (рис. 2.4).
При турбуленции воздушные вихри могут искривлять оптический путь,
если их размер больше диаметра луча, вызывая блуждание пучка на поверхно-
сти приемного устройства (рис. 2.5).
Основными эффектами, обусловленными турбулентностью атмосферы,
которые существенно ограничивают возможности канала линии связи, явля-
ются сцинтилляции, блуждание и расширение лазерного луча. Сцинтилляция
является наиболее важной для звеньев АОЛС, вызывая колебания интенсив-
ности на поверхности приемника. В то же время блуждание пучка определяет
требования к приборам слежения и наведения системы АОЛС [75]. Этот эффект
наблюдается в виде случайного движения сфокусированного пучка по поверх-
ности фотоприемника. Блуждание пучка также выражается в терминах ло-
кальных флуктуаций интенсивности излучения. Это приводит к увеличению
частоты системных битовых ошибок (BER) и, соответственно, ошибки отсле-
живания. Наконец, расширение светового луча до размеров, превышающих
апертуру приемника, также приводит к ограничению практической эффектив-
ности АОЛС (т. н. геометрические потери).
В последнее время многие исследования показали, что частично когерент-
ные пучки меньше подвержены влиянию турбулентности, чем полностью коге-
рентные пучки. Поэтому использование частично когерентного пучка снижает
флуктуацию интенсивности излучения на приемнике [75, 76]. Для смягчения
таких атмосферных эффектов, как сцинтилляция или блуждание луча, обычно
применяют традиционные методы, такие как адаптивная оптика, методы раз-
несения, усреднение апертуры и антенны быстрого слежения [77, 78].
Как известно, адаптивная оптика предназначена для непрерывного изме-
рения и исправления ошибок волнового фронта, и ее эффективность давно
доказана на практике. Кроме того, влияние турбуленции можно практически
исключить путем разнесения лучей, которое можно осуществить несколькими
способами:
• использование нескольких передатчиков и приемников (пространствен-
ное разнесение);
• использование двойных передаваемых сигналов, разделенных задерж-
кой во времени (временное разнесение);
• использование по крайней мере двух различных длин волн передачи
данных (разнесение по длинам волн).
Разработаны также многочисленные методы точного слежения и автома-
тического сбора информации, которые используют квадрантные детекторы,
сервомоторы, речевые катушки, шаговые двигатели, зеркала, ПЗС-матрицы
и МЭМС [79].
Физические принципы работы квантово-каскадных лазеров (ККЛ) существен-
но отличаются от традиционных лазерных диодов, в отличие от которых ККЛ
являются униполярными полупроводниковыми лазерами.
Оптически активная область ККЛ представляет собой периодическую мно-
гослойную наногетероструктуру из тончайших выращенных с исключитель-
ной точностью по толщине и составу тонкопленочных гетеропар из материа-
лов типа А3В5 на подложках фосфида индия (InP) или арсенида галлия (GaАS).
Чередующаяся гетероструктура образует сверхрешетку, которая формирует из-
меняющийся вдоль структуры электрический потенциал. Это, в свою очередь,
означает, что различаются вероятности нахождения электрона в различных по-
зициях по длине сверхрешетки. Такая структура называется одномерной кван-
товой ямой и приводит к расщеплению разрешенной полосы энергий электрона
в зоне проводимости на ряд дискретных энергетических уровней. Существен-
но, что, варьируя толщины слоев, можно путем решения уравнения Шрединге-
ра спроектировать инверсию населенности уровней, которая необходима для
получения лазерного излучения.
Положение энергетических уровней в системе в первую очередь зависит
от толщины слоя, а не состава материала. Поэтому в ККЛ можно настроить
длину волны излучения в широком диапазоне в той же структуре.
Таким образом, в квантовой каскадной структуре фотоны излучаются при
переходе электрона между дискретными энергетическими уровнями в пределах
квантовой ямы. Далее электроны резонансно туннелируют на следующий пе-
риод структуры и процесс повторяется. Этот процесс, при котором происходит
излучение нескольких фотонов при прохождении одного электрона через ак-
тивную среду ККЛ, имеет название «каскадный процесс», что послужило при-
чиной названия лазеров. Квантовая эффективность такого процесса намного
превышает единицу, что приводит к повышению выходной мощности, кото-
рая больше, чем у традиционных полупроводниковых лазерных диодов. К на-
стоящему времени в структурах А3В5 получена генерация на длинах волн от 3
до 200 мкм.
В современных ККЛ один электрон может порождать до 100 фотонов и бо-
лее. При этом период сверхрешетки составляет ~50 нм. А наименьшая ширина
квантовой ямы (ширина отдельного слоя) может быть порядка 1 нм и менее. Та-
ким образом, для производства ККЛ необходимо самое современное техноло-
гическое оборудование, такое как установка молекулярной лучевой (пучковой)
эпитаксии (МЛЭ) или МОС-гидридной эпитаксии, позволяющая наращивать
отдельные монослои с резкими границами с прецизионным контролем in situ
толщины и состава пленок.
Идея создания ККЛ была впервые высказана советскими физиками
Р. Ф. Казариновым и Р. А. Сурисом еще в 1971 году, однако первый эксперимен-
тальный образец появился только в 1994 году (Federico Capasso et all.). В свою
очередь, серийное производство ККЛ началось на фирме Alpes Lasers в Швей-
царии в 1997 году. Так что прошло достаточно времени, чтобы подвести про-
межуточные итоги развития этого направления с точки зрения областей при-
менения ККЛ и обсудить проблемы, стоящие перед этой областью лазерной
техники.
Появление коммерческих ККЛ существенно расширило спектральный ди-
апазон лазеров вплоть до терагерцевой области, что сделало возможным соз-
дание на их основе компактных устройств, способных решать новые задачи в
области обороны, безопасности, экологического мониторинга, атмосферных
оптических линий связи, медицины и биологии, в научных исследованиях и
других областях человеческой деятельности.
Дальнейшее развитие всех портативных информационно-измерительных
комплексов на базе ККЛ непосредственно связано с созданием компактных
энергоэффективных лазеров, обладающих повышенными эксплуатационными
параметрами при комнатной температуре, расширением диапазона длин волн
генерации и области перестройки ККЛ. По-прежнему остается актуальным во-
прос, связанный с созданием недорогих обладающих высокой чувствительно-
стью неохлаждаемых фотоприемных устройств. Предстоит еще большая работа
по созданию новых материалов, в том числе метаматериалов, для разработки
новых лазерных устройств, особенно в ТГц-диа пазоне частот. Наконец, пред-
стоит еще большая работа по созданию устройств формирования и управления
лазерным излучением ККЛ, в частности быстродействующих пространствен-
ных фильтров для средств связи. Развитие перечисленных направлений позво-
лит более эффективно искать новые подходы к созданию систем на базе ККЛ,
основанных на применении современных материалов и технологий, тем самым
расширяя область применения ККЛ.
Целью данной книги являются обобщение и систематизация результа-
тов работ по применению квантово-каскадных лазеров в различных областях
и сферах человеческой деятельности. В книге излагаются наиболее продвину-
тые и перспективные, на наш взгляд, области практического применения ККЛ,
приводятся многочисленные примеры практической реализации разработок,
проводится анализ основных проблем, которые еще требуют своего решения,
а также перспективы развития направлений, связанных с применением ККЛ.
ГЛАВА 1
ОБЩИЕ СВЕДЕНИЯ О ФИЗИЧЕСКИХ ПРИНЦИПАХ РАБОТЫ ККЛ
1.1. Физические основы ККЛ
Вопросам, связанным с рассмотрением физических принципов работы ККЛ,
посвящено значительное количество монографий, обзоров и оригинальных
статей, к которым можно обратиться для более детального знакомства с физи-
кой квантово-каскадных лазеров [1–16]. Поэтому в настоящем разделе мы лишь
кратко отметим принципиальное отличие ККЛ от традиционных лазерных ди-
одов и акцентируем внимание на уникальных свойствах излучения ККЛ, кото-
рые открывают новые возможности для решения ряда важных проблем в обла-
сти обороны, безопасности, связи, экологического мониторинга и медицины.
Физические принципы, лежащие в основе работы ККЛ, существенно отли-
чаются от принципов работы обычных полупроводниковых лазерных диодов.
В отличие от традиционных полупроводниковых лазеров, в которых генерация
фотона является результатом рекомбинации электрона и дырки (биполярный
диод), в ККЛ используется только один тип носителей заряда (униполярный
лазер) — электроны. При этом излучаемые ККЛ фотоны появляются в резуль-
тате квантовых переходов электрона между энергетическими уровнями внутри
квантовой ямы. В действительности эти уровни не существуют в полупровод-
никовых материалах, из которых состоит так называемая активная область ла-
зера. Они создаются при конструировании активной области из ультратонких
слоев этих материалов, в результате чего она представляет собой набор чере-
дующихся потенциальных барьеров и квантовых ям нанометровой толщины
(сверхрешетка).
Наложение дополнительного периодического потенциала сверхрешетки
на потенциал кристаллического поля вызывает расщепление зоны проводимо-
сти на ряд разрешенных (мини-зона, miniband) и запрещенных подзон (мини-
щель, minigap). Движение электронов в такой структуре происходит в пределах
мини-зоны перпендикулярно к границе раздела слоев. При этом энергия элек-
тронов, локализованных в квантовых ямах, квантуется, а положение уровней
размерного квантования в основном определяется ее шириной и высотой по-
тенциального барьера между соседними ямами, но не зависит от материала
структуры.
В отличие от лазерного диода в ККЛ электрон остается в зоне проводимости
после испускания фотона в результате перехода между энергетическими уровня-
ми в квантовой яме. Поэтому электрон может повторно инжектироваться в иден-
тичную соседнюю активную область, где он испускает другой фотон, и так далее.
Для достижения этой каскадной эмиссии фотонов активные области должны
чередоваться с легированными областями инжекции электронов. Так называе-
мые каскады, в состав которых входят активная область и инжектор, порожда-
ют «энергетическую лестницу», с которой «спускаются» электроны, излучая фо-
тоны на каждой из «ступеней» (то есть в каждом из каскадов). Число каскадов,
необходимое для реализации высокоэффективного ИК ККЛ, — 40 и более [6].
Этот каскадный эффект отвечает за очень высокие мощности излучения кванто-
во-каскадных лазеров по сравнению с традиционными биполярными лазерными
диодами (более 1 Вт), так как его квантовая эффективность намного превышает
единицу. Отсюда и название — квантово-каскадные лазеры.
На рис. 1.2 показана типичная энергетическая диаграмма ККЛ, служащая
для иллюстрации принципа его работы.
Наклон в зоне проводимости обусловлен наличием приложенного электри-
ческого поля. В рассматриваемом примере активная область состоит из двух
одинаковых квантовых ям, характеризующихся наличием трех квантованных
энергетических состояний. Лазерный переход определяется разностью энер-
гий между состояниями 3 и 2, которая зависит, главным образом, от выбран-
ной толщины квантовых ям. Для получения лазерной генерации необходима
инверсия населенностей между уровнями 3 и 2. Это приводит к требованию,
чтобы время жизни 3-го уровня (τ32 ~ 2–5 пс) было существенно больше, чем
время жизни 2-го. Для достижения этой цели самый низкий уровень 1 должен
быть расположен ниже уровня 2 на величину энергии оптического фонона.
Выполнение перечисленных требований обеспечивает быстрое опустошение
уровня 2 за счет взаимодействия электронов с продольными оптическими фо-
нонами, в результате чего электроны оказываются в состоянии 1. Вследствие
резонансного характера этот процесс происходит очень быстро и характеризу-
ется временем релаксации порядка τ21 ~ 0,1–0,2 пс. В свою очередь, электроны
на 3-м уровне имеют существенно большее время жизни из-за относительно
большой величины энергетического зазора между уровнями 3 и 2, поэтому про-
цесс электрон-фононного взаимодействия в этом случае носит нерезонансный
характер, а его вероятность значительно меньше.
Для получения лазерной генерации необходимо также подавить нежела-
тельную утечку электронов за счет туннелирования из состояния 3 в состояния,
формирующие широкий квазиконтинуум. Такая утечка электронов приводит
к уменьшению населенности верхнего 3-го уровня. Для предотвращения этого
процесса перед следующим каскадом проектируется инжектор, представляю-
щий собой сверхрешетку с низкой плотностью электронных состояний, в ко-
торой не существует резонансного электронного состояния, соответствующего
энергии Е3 верхнего уровня в квантовой яме.
Таким образом, инжектор формирует мини-щель, которая блокирует утечку
электронов с верхнего лазерного уровня. При этом сам инжектор «настроен» та-
ким образом, чтобы обеспечивать эффективный транспорт электронов со сво-
его основного уровня на верхний лазерный уровень следующей активной зоны
с помощью процесса, известного как резонансное туннелирование. Вышеопи-
санный транспорт носителей можно рассматривать как своеобразную накачку
ККЛ. Кроме того, как следует из сказанного выше, использование эффектов резонансного туннелирования и проводимости по мини-зоне позволяет связать
активные зоны.
В принципиальном плане ККЛ представляет собой помещенную в волно-
вод многослойную гетероструктуру, поперек которой пропускается электри-
ческий ток (т. е. нормально к слоям). Структура состоит из чередующихся ак-
тивных областей, в которых происходит излучение фотонов, и инжекционных
областей, через которые носители резонансно туннелируют до следующей ак-
тивной области. Такая каскадная конструкция лазера обеспечивает довольно
простой способ увеличения выходной мощности одиночного прибора. Так как,
преодолевая каждый каскад, электрон испускает фотон, то за свой проход через
ККЛ один электрон испускает множество фотонов. Чем больше число каскадов
в ККЛ, тем большее число фотонов испускает один электрон за свой проход.
Следовательно, увеличение числа каскадов должно приводить к увеличению
выходной мощности прибора и снижению порогового тока генерации.
В качестве иллюстрации к сказанному выше на рис. 1.3 представлена кон-
струкция полоскового ИК ККЛ с указанием характерных размеров.
Конечно, существуют и другие, более сложные конструкции активной зоны,
однако их анализ выходит за рамки настоящей монографии. Например, значи-
тельное улучшение характеристик ИК ККЛ (более низкий порог генерации и вы-
сокая мощность излучения при комнатной температуре) было достигнуто за счет
введения в дизайн гетероструктуры ИК ККЛ так называемого двойного фононно-
го резонанса [8]. Активная область такого лазера имеет уже четыре квантовые ямы
и три энергетических состояния, одинаково удаленных друг от друга на величину
энергии оптического фонона вместо рассмотренных выше двух уровней. Такой
дизайн активной области приводит к большей инверсии населенности, пото-
му что электроны более эффективно удаляются из нижнего состояния лазерно-
го перехода. Существенное увеличение мощности и снижение порогового тока
ИК ККЛ достигаются использованием активной области с набором квантовых
ям и барьерных слоев с плавно изменяющимся периодом (chirped superlattices) [9].
В дальнейшем было предложено использовать лазеры с дизайном активной обла-
сти bound-to-continuum, т. е. с излучательным переходом электронов из связанных
состояний в квантовой яме в состояния непрерывного спектра мини-зоны. Такой
дизайн дает возможность изготавливать ИК ККЛ с большими коэффициентами
усиления в более широкой области частот, что имеет существенное значение для
расширения полосы перестройки ИК ККЛ [10].
На сегодняшний день ИК ККЛ являются единственными полупроводни-
ковыми лазерами в среднем инфракрасном диапазоне спектра, которые могут
работать при комнатных температурах. В общем случае ИК ККЛ могут быть
трех типов: лазеры с резонатором Фабри — Перо, работающие в многомодо-
вом режиме, лазеры с распределенной обратной связью (РОС-ККЛ; Distributed
FeedBack Quantum Cascade Laser, DFB-QCL) и лазеры с внешним резонатором
(ВР-ККЛ, QE-QCL). Последние два типа представляют собой одномодовые ис-
точники излучения с возможностью перестройки длины волны генерации, что
делает их особенно привлекательными для спектроскопических исследований.
Что касается терагерцевых квантово-каскадных лазеров (ТГц ККЛ), то в ча-
стотном диапазоне 2–5 ТГц они фактически являются единственным типом
твердотельных источников когерентного электромагнитного излучения с мощ-
ностью излучения в районе милливаттных значений. ТГц ККЛ подразделяются
на прямые (инверсные) и безынверсные, использующие эффект генерации раз-
ностной частоты (ГРЧ, DFG). Последние обладают возможностью перестрой-
ки частоты излучения в достаточно широком интервале значений (1,4–5,9 ТГц)
и работают при комнатной температуре, однако имеют низкую мощность из-
лучения (-0,2 мВт), что затрудняет их применение для большинства практиче-
ски значимых приложений [11]. Прямые (Direct) ТГц ККЛ с резонатором Фа-
бри — Перо работают на фиксированной частоте при криогенных температурах
и генерируют относительно большую мощность излучения, которая может
достигать значений ~100 мВт [12] и более [13]. Область перестройки одномодо-
вого прямого ТГц ККЛ (ТГц ВР-ККЛ) составляет лишь несколько процентов
от центральной линии генерации [14].
На рис. 1.4 представлены энергетическая диаграмма прямого (с инверсной
населенностью) ТГц ККЛ (слева) и его активная область с волноводной струк-
турой. Необходимо отметить, что обычные диэлектрические волноводы, как
в ИК ККЛ, не являются подходящими для терагерцевых лазеров вследствие
больших потерь из-за поглощения на свободных носителях и практических ограничений на толщину эпитаксиального роста. На сегодняшний день при
изготовлении ТГц ККЛ применяют два типа волноводов: плазмонный и метал-
лический. Второй тип волноводов (двойной металлический волновод) обеспе-
чивает более сильную локализацию поля внутри волновода (M-M-волновод).
Кроме того, использование волновода с металлом по обеим сторонам активной
части структуры позволило обеспечить высокое модовое ограничение и полу-
чить резонатор с малыми потерями для терагерцевого лазера.
1.2. Основные отличительные особенности ККЛ от биполярных лазерных диодов. 15
Свойства излучения ИК ККЛ
Для сравнения с традиционными биполярными лазерными диодами (ЛД) ниже
приведены основные отличительные особенности ККЛ:
• униполярные лазеры;
• излучение фотонов в квантово-размерных структурах происходит в ре-
зультате внутризонных переходов электронов (т. е. в пределах одной
зоны, например зоны проводимости);
• каскадный характер излучения фотонов (один электрон порождает N
фотонов, где N — число каскадов или периодов в гетероструктуре ККЛ);
• длина волны генерации не зависит от ширины запрещенной зоны и в ос-
новном определяется шириной квантовой ямы, а не составом материалов
гетеропары;
• мощность (энергия) излучения при прочих равных условиях зависит
от числа каскадов и превышает ее значение для биполярных лазерных
диодов (квантовая эффективность >1);
• ККЛ работают как в области средневолнового (MWIR, Mid-Wave
Infrared) и длинноволнового (LWIR, Long-Wave Infrared) ИК-диапазонов
(3,4–25 мкм), так и в ТГц-области частот (1,5–5 ТГц);
• в области средневолнового (MWIR) ИК-диапазона мощность излучения
коммерческих одиночных ККЛ при комнатной температуре в непрерыв-
ном (CW) режиме генерации на сегодняшний день достигла значений
4 Вт, а в области длинноволнового (LWIR) ИК-диапазона превышает
1 Вт;
• в ТГц-диапазоне частот при комнатной температуре достигнута мощ-
ность излучения в CW-режиме 0,2 мВт, в импульсном — 1 Вт (при крио-
генных температурах);
• в среднем ИК квантово-каскадные лазеры обладают широким диапазо-
ном плавной перестройки — более 900 см-1;
• узкая линия генерации в одномодовом режиме: коммерческие ИК ККЛ —
δλ≤ 100 МГц (CW) иδλ≤ 1 см-1 в импульсном режиме генерации;
• ККЛ представляют собой компактные энергоэффективные (КПД > 10 %)
надежные, стабильные и долговечные полупроводниковые излучатели.
Как отмечалось выше, появление коммерческих ККЛ существенно рас-
ширило спектральный диапазон лазеров вплоть до терагерцевой области, что
сделало возможным создание на их основе компактных устройств, способных
решать новые задачи в различных сферах деятельности. Во многом это обуслов-
лено уникальными свойствами излучения ККЛ, среди которых следует отме-
тить следующие:
• излучение средневолнового (MWIR) и длинноволнового (LWIR) ИК-ди-
апазона, а также терагерцевое (THz, ТГц) излучение неинвазивны, они
не являются ионизирующим излучением и при умеренных интенсивно-
стях не представляют опасности для здоровья человека;
• спектральные характеристики (коэффициенты поглощения и отраже-
ния излучения, диэлектрическая проницаемость и др.) большинства
сложных химических соединений имеют характерные особенности
( fingerprints, отпечатки пальцев) в средневолновом и длинноволновом ин-
фракрасном диапазонах, а также в ТГц-области частот электромагнит-
ного спектра, то есть попадают в область длин волн генерации, характер-
ных для ККЛ. В первую очередь это касается взрывчатых, отравляющих,
наркотических и токсичных веществ промышленного происхождения,
что позволяет не только дистанционно обнаруживать эти вещества,
но и с большой степенью достоверности проводить их идентификацию
даже в многокомпонентной среде;
• в ИК-области квантово-каскадные лазеры обладают широким диапазо-
ном плавной перестройки — более 900 см-1;
• в окнах прозрачности атмосферы 3–5 мкм и 8–12 мкм излучение ИК
ККЛ распространяется с минимальными потерями, определяемыми
молекулярным спектрально-селективным поглощением. То же можно
сказать и об излучении ТГц ККЛ в соответствующих микроокнах про-
зрачности, пропускание которых, однако, сильно зависит от наличия во-
дяных паров в атмосфере;
• терагерцевое излучение существенно меньше подвержено рассеянию
(1/λ4), чем видимое или инфракрасное излучение. Поэтому такие объ-
екты, как сухие ткани, дерево, бумага, пластмассы, керамика, краски,
окрашенное стекло, прозрачны в терагерцевом диапазоне частот (за ис-
ключением металлов и веществ, состоящих из полярных молекул, на-
пример воды).
• в окнах прозрачности атмосферы излучение среднего ИК- и ТГц-диапа-
зона распространяется сквозь туман, дымку, дождь и снег с минималь-
ными потерями;
• по сравнению с видимым или ближним ИК-диапазоном спектра излуче-
ние ККЛ более устойчиво к возмущениям (турбулентности) в атмосфере
в силу большей длины волны;
• малое время жизни электрона (<1 пс) в возбужденном состоянии внутри
квантовых ям ККЛ обеспечивает высокую рабочую частоту и определяет
предельную частоту модуляции до 100 ГГц, что в принципиальном пла-
не делает возможным создание атмосферных оптических линий связи
(АОЛС) с очень высокой пропускной способностью.
В силу перечисленных выше уникальных свойств излучения ККЛ представ-
ляют значительный интерес для атмосферных оптических линий связи [17],
они уже нашли широкое практическое применение в области обороны [18–23],
безопасности [24–31], медицины и биологии [32–37], мониторинга окружающей
среды [38–43], инфракрасной спектроскопии [44–51].
Как уже отмечалось, первая экспериментальная демонстрация работы ККЛ
имела место в 1994 году [1], то есть спустя более двух десятилетий после теорети-
ческого предсказания о возможности реализации таких лазеров [2]. Коммерче-
ский выпуск ККЛ начался в 1997 году фирмой Alpes Lasers в Швейцарии. Сейчас
на рынке присутствует продукция от многих производителей (NanoPlus GmbH,
Alpes Lasers, Fraunhofer IAF, Daylight Solutions Inc., Pranalytica Inc. и других).
Есть все основания полагать, что при дальнейшем совершенствовании
и удешевлении технологии изготовления ККЛ, улучшении их параметров воз-
можные области применения ККЛ не ограничатся перечисленными выше.
Более детально с физическими принципами, положенными в основу рабо-
ты ККЛ, и путями улучшения параметров генерации можно ознакомиться в об-
зорах и оригинальных статьях [52–60].
ГЛАВА 2
Общие закономерности прохождения лазерного излучения через атмосферу.
Влияние длины волны излучения
2.1. Поглощение. Окна прозрачности атмосферы
Прохождение лазерного излучения через атмосферу зависит от длины волны
излучения, состава и состояния атмосферы. Атмосфера состоит из различных
видов молекул газообразных веществ (молекулы воды, кислорода, диоксиды
углерода, азота и др.), аэрозолей (туман, смог и дым, продукты выделения лесов
и растений, пыль, частицы морской соли, частицы почвы, частицы вулкани-
ческого происхождения и микрочастицы иного происхождения), частиц льда
и капель воды. В связи с этим атмосфера вызывает ослабление оптических сиг-
налов за счет поглощения и рассеяния. Для больших расстояний необходимо
учитывать реальное состояние атмосферы и связанные с ним зависимости по-
глощения и рассеяния света от длины волны лазерного излучения, а также на-
личие в ней «окон» прозрачности (рис. 2.1, 2.2).
Из рис. 2.1 следует, что в области MWIR и LWIR можно определить положе-
ние двух окон прозрачности атмосферы: 3,5–5 и 8–14 мкм, пропускание кото-
рых практически не зависит от изменения относительной влажности. Поэтому
для дистанционных применений длины волн ИК ККЛ выбирают из указанных
диапазонов электромагнитного спектра.
В терагерцевом диапазоне существует множество линий поглощения от раз-
личных газов, составляющих атмосферного воздуха, главным образом водяно-
го пара (рис. 2.2). Именно его влияние в значительной степени ограничивает
возможности применения терагерцевого излучения на больших расстояниях, в первую очередь из-за сильной вариации интенсивности линий поглощения
водяных паров при изменении влажности воздуха.
В то же время на расстояниях до нескольких десятков метров, представля-
ющих интерес для ряда задач перспективных применений ТГц ККЛ, имеется
значительное количество окон, в которых отношение сигнала к шуму (SNR) мо-
жет достигать 50 дБ и более. Это означает, что при умеренной влажности на от-
носительно небольших расстояниях (50–100 м) атмосферу в этих окнах можно
считать достаточно прозрачной. Данные, приведенные на рис. 2.2, указывают на существование в атмосфере по крайней мере пяти различных окон пропуска-
ния в терагерцевом диапазоне от 1,4 до 4 ТГц. Для существующих в настоящее
время ТГц ККЛ хорошо подходят окна в области частот 2,11, 2,52, и 3,42 ТГц.
Для применения лазеров в реальных условиях большое значение приобре-
тает также вопрос, связанный с обеспечением лазерной безопасности [63]. Лазе-
ры видимого диапазона спектра и ближнего ИК-диапазона (1064 нм) являются
в этом смысле особенно опасными, так как их излучение эффективно погло-
щается сетчаткой. Кроме того, общим недостатком всех лазеров, излучающих
в УФ- или ИК-диа пазонах, является тот факт, что рефлекторная реакция ми-
гания срабатывает только на видимый свет. На рис. 2.3 показаны рассчитан-
ные значения максимально допустимой дозы облучения (МРЕ) в зависимости
от длины волны лазерного импульса длительностью 6 нс [64].
Как видно, наибольшую опасность для глаз представляют длины волн из-
лучения 532 и 1064 нм. По сравнению с ними УФ-излучение имеет явное пре-
имущество, а наиболее безопасным является излучение с длинами волн вблизи
1540 нм, а также внутри средневолнового и длинноволнового ИК-диапазонов.
Что касается ТГц-излучения, то ввиду малой энергии кванта излучения оно яв-
ляется наиболее безопасным из всех перечисленных.
2.2. Рассеяние света. Эмпирическая модель Крузе
Следует различать три основных типа рассеяния света: рэлеевское, Ми и неселек-
тивное. Тип рассеяния зависит от соотношения между размером рассеивающих
частиц и длиной волны излучения. Рэлеевское рассеяние обусловлено наличием
в атмосфере частиц, размеры которых значительно меньше длины волны света.
При этом интенсивность рассеяния уменьшается с длиной волны как ~λ-4. Рэле-
евское рассеяние существенно в ультрафиолетовом и видимом спектральных диа-
пазонах. При этом оно незначительно в инфракрасном диапазоне. Если размер
частиц сравним с длиной волны излучения или равен ей, наблюдается рассеяние
Mи. Ослабление мощности излучения лазера в тумане обусловлено главным об-
разом поглощением и сильным Ми-рассеянием света взвешенными частицами
воды на пути распространения луча. При размерах частиц, превышающих длину
волны излучения, наблюдается неселективное рассеяние.
Интерес к спектральным диапазонам MWIR и LWIR связан с ожидаемым
уменьшением рассеяния света, особенно при зондировании на большие рассто-
яния. Это обстоятельство приобретает первостепенное значение, например, для
применения лазеров в атмосферных оптических линиях связи (АОЛС). Увеличе-
ние длины волны лазера в таких приложениях обеспечивает АОЛС более высокую
производительность в неблагоприятных погодных условиях, особенно в тумане.
Последние публикации, сравнивающие источники излучения в этих диапазонах c
источниками NIR (Near Infrared) и SWIR (Short-Wave Infrared), содержат для АОЛС
многообещающие результаты при использовании в них ИК ККЛ [17, 65, 66].
Следует отметить, что наличие окон прозрачности в атмосфере для длин
волн в диапазонах SWIR и MWIR (LWIR) обеспечивает практически одина-
ковое поглощение излучения в этих областях спектра (рис. 2.1). Поэтому мож-
но утверждать, что с точки зрения потерь на поглощение преимуществ между
длинами волн в окнах прозрачности этих спектральных диапазонов (1,5–1,8,
3,3–4,2, а также 4,5–5,1 мкм) не существует [67]. Однако в контексте рассеяния
большая длина волны света, как известно, приводит к меньшим потерям в ре-
зультате уменьшения отношения размера неоднородности (капли) к длине вол-
ны в дымке (задымлении) и туманах [68].
Насколько дальность передачи в тумане в среднем ИК-диапазоне превы-
шает ее значение в ближнем инфракрасном диапазоне, можно оценить с помо-
щью эмпирической модели Крузе, которая устанавливает связь атмосферной
видимости V (км), или дальности видимости, с коэффициентом экстинции (за-
тухания) (1/км) в зависимости от длины волны излучения. Атмосферная види-
мость обычно определяется как расстояние, на котором мощность излучения
с длиной волны 550 нм ослабляется до 2 или 5 % от первоначального значе-
ния [69]. В свою очередь, удельное оптическое ослабление атмосферы измеряет-
ся в дБ/км и получается из коэффициента экстинции в соответствии с соотно-
шением A (дБ/км) = 10 log(e) y. Для коэффициента экстинции модель Крузе дает
следующую оценку [66, 68–70]:
см. уравнение в книге (2.1)
где () — коэффициент затухания (экстинция); — длина волны излучения;
q — показатель распределения рассеивающих частиц по размерам (q = 1,6 для
V > 50 км; q = 1,3 для 6 км < V < 50 км; q = 0,585 V1/3 для V < 6 км).
Модель имеет хорошее согласие с экспериментом в широком диапазоне
длин волн, по крайней мере в диапазоне от 0,55 до 6 мкм [68]. Однако, как было
отмечено [69], зависимость коэффициента экстинкции от длины волны в моде-
ли Крузе, вероятно, была установлена из данных, полученных в условиях дым-
ки, а не во время тумана. Поэтому для небольших значений атмосферной ви-
димости (V < 0,5 км) формула (2.1) менее надежна, т. е. возможны случаи, когда
данные вычислений отклоняются от результатов наблюдения [66].
Известно, что туман имеет бимодальное распределение размера капель.
Большинство (>70 %) частиц в нем имеют размер 0,8–4 мкм, а остальные —
5–10 мкм [68]. Излучение в диапазоне MWIR (LWIR) при распространении
в дымке или тумане обладает меньшими потерями вследствие резонансного
рассеяния Ми, чем в случае NIR (SWIR), так как его длина волны в 6–8 раз
больше. Кроме того, известно, что при появлении тумана из дымки мелкие ча-
стицы доминируют по количеству, что способствует более длительному време-
ни безотказной работы MWIR (LWIR) АОЛС в начале неблагоприятных собы-
тий [71]. Частицы тумана находятся (fl oat) в воздухе дольше, чем капли дождя.
Кроме того, они характеризуются размером, меньшим длины волны излучения.
Таким образом, рассеяние из-за осадков (неселективное рассеяние) менее зна-
чимо, чем в случае тумана (рассеяние Mи).
2.3. Атмосферная турбулентность
На распространение лазерного луча сильно влияет также турбулентность атмо-
сферы, т. е. случайные пространственно-временные изменения показателя пре-
ломления, вызванные перемещением воздуха, флуктуациями его температуры и плотности.
Поэтому световые волны, распространяющиеся в атмосфере, испытывают не только по-
глощение и рассеяние, но и флуктуации передаваемой мощности [71–73]. Интенсивность
турбулентных флуктуаций в атмосфере описывается структурной характеристикой
пульсаций показателя преломления воздуха Cn2 [74]. Искажения фронтальной волны мож-
но наблюдать как изменения интенсивности, называемые сцинтилляцией (рис. 2.4).
При турбуленции воздушные вихри могут искривлять оптический путь,
если их размер больше диаметра луча, вызывая блуждание пучка на поверхно-
сти приемного устройства (рис. 2.5).
Основными эффектами, обусловленными турбулентностью атмосферы,
которые существенно ограничивают возможности канала линии связи, явля-
ются сцинтилляции, блуждание и расширение лазерного луча. Сцинтилляция
является наиболее важной для звеньев АОЛС, вызывая колебания интенсив-
ности на поверхности приемника. В то же время блуждание пучка определяет
требования к приборам слежения и наведения системы АОЛС [75]. Этот эффект
наблюдается в виде случайного движения сфокусированного пучка по поверх-
ности фотоприемника. Блуждание пучка также выражается в терминах ло-
кальных флуктуаций интенсивности излучения. Это приводит к увеличению
частоты системных битовых ошибок (BER) и, соответственно, ошибки отсле-
живания. Наконец, расширение светового луча до размеров, превышающих
апертуру приемника, также приводит к ограничению практической эффектив-
ности АОЛС (т. н. геометрические потери).
В последнее время многие исследования показали, что частично когерент-
ные пучки меньше подвержены влиянию турбулентности, чем полностью коге-
рентные пучки. Поэтому использование частично когерентного пучка снижает
флуктуацию интенсивности излучения на приемнике [75, 76]. Для смягчения
таких атмосферных эффектов, как сцинтилляция или блуждание луча, обычно
применяют традиционные методы, такие как адаптивная оптика, методы раз-
несения, усреднение апертуры и антенны быстрого слежения [77, 78].
Как известно, адаптивная оптика предназначена для непрерывного изме-
рения и исправления ошибок волнового фронта, и ее эффективность давно
доказана на практике. Кроме того, влияние турбуленции можно практически
исключить путем разнесения лучей, которое можно осуществить несколькими
способами:
• использование нескольких передатчиков и приемников (пространствен-
ное разнесение);
• использование двойных передаваемых сигналов, разделенных задерж-
кой во времени (временное разнесение);
• использование по крайней мере двух различных длин волн передачи
данных (разнесение по длинам волн).
Разработаны также многочисленные методы точного слежения и автома-
тического сбора информации, которые используют квадрантные детекторы,
сервомоторы, речевые катушки, шаговые двигатели, зеркала, ПЗС-матрицы
и МЭМС [79].