激光与光电范文

2024-07-27

激光与光电范文（精选4篇）

激光与光电第1篇

在世界光学领域里, 德国企业排行绝对数一数二。来自全德国的60家企业和大学在2008年3月18日至20日聚集上海“德国激光与光电特别展”。在本次特别展上, 德国的许多知名企业到展, 如贺利氏、德国汉诺威激光中心、勒沃尼、肖特等。另一个要提到的就是带有“德国制造”色彩的一系列展出, 产品包括特殊刻录激光仪和控制激光系统。另外, 德国柏林工业大学光学研究所、慕尼黑大学化学教授办公室及慕尼黑工业大学测量和传感技术学院等都带来了最新的应用研究成果。

在德国激光与光电特别展上各企业也推出其最新产品, Alltec公司特别推出其新型5瓦特连续光纤激光雕刻机Alltec LF050, 特别适用于薄板等独立或嵌入式铸造件。来自多特蒙特的Limo Lissotschenko Mikrooptik公司荣获“2007年德国经济创新奖”, 公司以推出的紧凑型、无需维修的高品质线形激光而获此殊荣, 该产品在薄膜太阳能电池的生产过程中可用于在衬底上划线。德国肖特公司 (SCHOTT) 新材料部执行副总裁Johannes Hain博士在接受记者采访时认为, 在世界光学领域德国当属行业领头羊。近几年来中国也迅速发展成为重要的光学元件产品市场, 且发展前景广阔。据专家预计, 今后几年中国市场对高品质光电元件的需求将增长40%。“对我们双方而言都孕育着极大的商机:一方面我们能够借助对市场的充分了解以及和经销商的联络从中国合作伙伴那里学到许多, 另一方面又可以将我们的专业知识和高端技术带入中国市场。我们能够提供的是与各个合作伙伴打造双赢的美好愿景。”

激光与光电第2篇

激光干扰是目前对抗光电探测器的重要手段之一[1]。由于作为卫星“视觉系统”的光电探测器是一种弱光探测系统,且光学系统对激光具有很大的光学增益,因此激光辐照卫星极易造成光电探测系统的干扰和破坏[2,3,4]。利用激光辐照探测器光敏元,探测器将吸收激光能量,当吸收的激光能量超过探测器的饱和阈值时,探测器将暂时失去探测能力。探测器产生光饱和的原因是,当强光照射探测器光敏面时,短时间内,产生大量光生载流子,远远超出了被照射像元势阱的收集能力,于是在电场作用下,光生载流子向邻近的势阱中溢流。随着输入激光能量密度增加,被照射区光生载流子数量越多,邻近势阱饱和后,继续向外围势阱中溢流,探测器输出光斑越来越大,直至探测器失去对目标区域的探测能力[5]。达到探测器饱和所需的激光能量通常很低,因此从技术上较容易实现。

1 激光干扰模型

考虑利用星载激光器对星载光电探测器进行干扰,在计算激光干扰相关数据时忽略大气对激光传输的影响。因此,在激光器与目标距离一定的情况下,要实现对目标探测器的有效干扰,主要是要让激光束经远距离传输后到达目标的激光功率密度超过干扰所需的阈值功率密度,这主要取决于激光器输出功率、激光束质量和跟踪瞄准精度等因素的影响。

1.1 远场激光光斑尺寸估算

设激光发射处距卫星探测器的斜距为L,激光束垂直于卫星探测器表面的光束直径为D,则:

$D \approx L θ (1)$

式中:θ为光束发散角;包括光束衍射发散角θy和激光光源抖动θd的影响;θd与其具体激光发射跟瞄设备结构有关,有:

$\begin{array}{l} θ = [θ_{y}^{2} + θ_{d}^{2}]^{\frac{1}{2}} (2) \\ θ_{y} = 1.22 \frac{λ}{D_{0}} β^{'} (3) \end{array}$

式中:λ为激光波长;D0为激光发射口径;β′为光束质量因子,本文设θd=θy/2。则目标处垂直于探测器表面的激光光斑面积St为:

$S_{t} = \frac{1}{4} π D^{2} = \frac{1}{4} π L^{2} [θ_{y}^{2} + θ_{d}^{2}] (4)$

1.2 探测器表面激光覆盖面积

在激光干扰过程中,由于激光器与目标之间距离较远,使得激光经远程传输后很难入瞳,因此存在瞄准误差,对激光干扰效果造成影响。这个误差用τ1表示,τ1以激光光斑中心与探测器中心之间的距离衡量,单位为m,如图1所示。影响τ1的主要因素主要是激光器自身的定位性能和自适应补充能力,这里假设τ1是一个随机变量,则(τ1)2在区间[0,∞)服从自由度为2的χ2分布[4,5,6]。

当τ1≥(D+D1)/2时,激光瞄准失败,干扰效果为0;

当(D-D1)/2≤τ1≤(D+D1)/2时,探测器表面被激光照射的面积为:

$S = \frac{1}{8} D^{2} (2 δ - \sin 2 δ) + \frac{1}{8} D_{1}^{2} (2 φ - \sin 2 φ) (5)$

式中:δ=arccos(4τ $_{1}^{2}$ +D2-D $_{1}^{2}$ )/4τ1D,φ=arccos[(4τ $_{1}^{2}$ +D $_{1}^{2}$ -D2)/4τ1D1]。

当τ1≤(D-D1)/2时,探测器表面被激光完全覆盖,则覆盖面积为:

$S = \frac{1}{4} π D_{1}^{2}$

式中:S为探测器表面激光覆盖面积;D1为探测器口径。

1.3 探测器表面接收的激光能量

为了合理计算卫星探测器表面接受的激光能量,针对扫描型探测器建立了激光入瞳几何模型,如图2所示。假设激光光束与探测器光学系统镜头法线夹角为α(t),与探测器光学系统旋转中心轴线夹角为α,光学系统轴线与旋转中心夹角为β,探测器扫描速度为ω,各角度定义如图2所示。

根据图2的入瞳几何模型,可知入射到卫星探测器表面的激光能量为:

$Ρ_{1} = 0.9 \frac{Ρ_{0}}{S_{t}} S c o s (α (t)) \cos (α - β) (6)$

式中:P1为卫星探测器表面接收到的激光能量;P0为激光器输出功率;0.9为过程因子。其中:

$\cos (α (t)) = \cos^{2} β + \sin^{2} β \cos ω t (7)$

1.4 探测器光敏面激光功率密度

最后入射到探测器光敏面上的激光能量为:

$Ρ_{2} = 0.838 τ_{2} Ρ_{1} (8)$

式中:P2为光敏面上的激光能量;0.838为分布在Airy斑第一暗环内部的激光能量占入射总能量的百分比[7,8];τ2为光电设备光学系统对入射激光的透过率。

因此,最后到达光敏面上的激光功率密度ρ2为:

$ρ_{2} = Ρ_{2} / S_{φ} (9)$

式中:ρ2为光敏面上的激光功率密度;Sφ为光敏面上激光光斑面积; $S_{φ} = \frac{1}{4} π d_{1}^{2}$ 。d1为光斑直径,d1可通过下式求得[8]:

$\begin{array}{l} d_{1} = f \cdot θ + d_{2} (10) \\ d_{2} = f \cdot \frac{2.44 λ}{D_{1}} (11) \end{array}$

式中:d2为光敏面上理想衍射斑直径;f为光学系统焦距。

2 仿真结果及分析

假设星载激光器与卫星探测器距离L=50 km,输出的激光功率为P0=10 W,波长λ=1.06 μm,激光器发射口径D0=0.02 m,光束质量因子β′=3。目标卫星探测器光学系统口径D1=0.5 m,光学系统等效焦距f=1 m,光学系统透过率τ2=0.55,α=π/12,β=π/24,ω=2π/9。设置仿真时间为探测器扫描周期9 s。由以上模型,得到以下仿真结果。假设τ1≤(D-D1)/2=5.17 m,即激光光斑完全覆盖探测器,仿真结果见图3。

图3为探测器光学系统扫描周期内光敏面接收的功率密度情况。由图可知,在仿真时间内激光光束始终能辐照到探测器光敏面,最低辐照的激光功率密度为21.81 W/cm-2,达到了文献[4]中各种类型HgCdTe探测器的饱和阈值,也就是说,采用天基平台激光器,10 W的激光功率输出就能够使探测器光敏元达到饱和。

3 结语

通过仿真表明,通过星载小功率激光器即可实现对卫星光电探测器的有效干扰,因此,激光干扰的难点主要是卫星运行轨道和目标定位、瞄准等。这也为己方卫星防护设计提供了参考。

摘要：激光干扰是目前对抗光电探测器的重要手段之一。从激光对光电探测器的干扰机理出发,研究了激光远场光斑大小,探测器表面激光覆盖面积,改进了扫描型星载光电探测器激光入瞳模型。为辐照到探测器光敏面的激光功率密度建立了模型,并以1.06μm激光辐照HgCdTe红外探测器为例,通过仿真计算,证明了星载低功率激光器对星载光电探测器干扰的可行性。

关键词：光电探测器,激光干扰,建模,激光远场光斑

参考文献

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[3]王世勇,付有余,郭劲.远场光电探测器系统受激光干扰与损伤效果评估[J].光学技术,2002,28(1):28-35.

[4]高桂清,向进,李勇翔,等.激光对天基红外系统预警卫星光电探测器的干扰效能研究[J].激光与红外,2010,40(2):174-177.

[5]宋振铎,文长江,齐占元.脉冲激光对CCD器件干扰与损伤研究[J].总装炮兵装备技术研究所学报,2010(3):30-34.

[6]王思雯,郭立红.激光对卫星探测器的干扰技术研究[J].光电技术应用,2009,30(4):622-625.

[7]周建民,郭劲,付有余.激光对远程目标光电探测器的干扰技术分析[J].光电技术应用,2004,25(4):326-328.

激光与光电第3篇

在国内外研究的基础上,对光电导天线产生太赫兹波的微观机制进行理论分析和计算,用麦克斯韦方程及其边界条件计算了光电导体的表面电流和近远场的辐射电场,通过计算可以看出近场条件下太赫兹波的辐射强度正比于表面电流,远场条件下太赫兹波的辐射强度正比于触发光脉冲的宽度、功率和偏置电场的强度。对于理论分析的结果,采用时域有限差分方法(FDTD)计算了光电导天线的辐射特性。

1 光电导偶极天线结构和理论分析

1.1 光电导偶极天线结构

半绝缘GaAs材料具有优良的光电性能,是制作光电导天线很理想的基底材料GaAs材料的电阻率可以达到107～108,击穿强度为250 kV/cm;文中以半绝缘GaAs材料制成光电导偶极天线的芯片材料为例,介绍了光电导天线的结构和尺寸参数,给出直观的示意图。半绝缘GaAs材料暗态电阻率ρ=5×107 Ωcm,载流子的浓度为n≈1014 cm-3,载流子的迁移率为μ>5 500 cm2 /(Vs),芯片的厚度为0.6 mm,外形尺寸为6.0 mm×9.0 mm;用电子束蒸渡工艺淀积厚度为900 nm的Au/Ge/Ni合金电极(条形天线),经过退火处理与GaAs芯片材料形成欧姆接触,电极尺寸为6 mm×3 mm,圆角半径为1.1 mm,两电极间隙为3 mm;绝缘保护层采用Si3N4 薄膜材料,其结构如图1所示[6]。

1.2 理论分析

利用GaAs光电导天线产生太赫兹波的理论分析采用“电流源瞬冲模型[7]”。该模型分析认为,光电导体辐射的THz波是光电导体表面的瞬变电流激发产生。根据Maxwell方程,表面电流Js(t)表示为

Js(t)=σs(t)(Eb+Es(t)) (1)

其中,σt为时域表面电导;Eb为偏置电场,Es(t)为光电导体表面辐射电场。由Maxwell方程的边界条件可以得到Js(t)与Es(t)之间的关系式

$E_{s} (t) = - \frac{η_{0}}{1 + \sqrt{ε}} J_{s} (t) (2)$

这里η0表示空气的阻抗,其大小为377;ε为光电导体相对介电常数。进而可以得到表面辐射场与偏置电场之间的关系式

$E_{s} (t) = - \frac{η_{0} σ_{s} (t)}{η_{0} σ_{s} (t) + (1 + \sqrt{ε})} E_{b} (3)$

在远场的情况下,假设是沿着光电导体的轴线探测THz波辐射场,此时的THz辐射场可以表示为

$E_{r - f a r} (t) \approx - \frac{1}{4 π ε_{0} c^{2}} \cdot \frac{A}{z} \cdot \frac{d}{d t} J_{s} (t) (4)$

其中,A是光电导体电极间隙的光照面积;z表示辐射中心到观察点之间的距离。

根据以上的理论分析可以知,在近场条件下THz波的辐射强度正比于表面瞬态电流;在远场条件下THz电磁波强度决定于触发光脉冲的强度。另外,光电导体的偶极芯片是产生THz的电极,同时又具有发射天线的作用,可以通过设计不同金属天线的形状和结构,提高天线的辐射效率。

2 电磁波时域有限差分方法(FDTD)

2.1 FDTD方程

时域有限差分法主要思想是把Maxwell方程在空间和时间上离散化,用中心差商的形式代替连续微商,用差分方程代替一阶微分方程,在时间轴上逐步推进求解,以电场为例给出方程

$\begin{array}{l} E_{x}^{n + 1} (i + 1 / 2, j, k) = \frac{ε_{x} - 0.5 σ_{x} \nabla t}{ε_{x} + 0.5 σ_{x} \nabla t} \\ E_{x}^{n} (i + 1 / 2, i, k) + \frac{\nabla t}{ε_{x} + 0.5 σ_{x} \nabla t} \\ [\begin{array}{l} \frac{Η_{z}^{n} (i + 1 / 2, j + 1 / 2, k) - Η_{z}^{n} (i + 1 / 2, j - 1 / 2, k)}{\nabla y} \\ - \frac{Η_{y}^{n} (i + 1 / 2, j, k + 1 / 2) - Η_{y}^{n} (i + 1 / 2, j, k - 1 / 2)}{\nabla z} \end{array}] (5) \end{array}$

其中,ε0表示真空中的介电常数;μ0表示真空中的磁导率。

对于磁场有类似的形式,只是系数部分会有所不同,将电场公式中的电导率换成磁导率、介电常数换成磁导系数就可以得到磁场的FDTD方程。

2.2 吸收边界条件

常用的吸收边界条件包括Mur吸收边界条件和完全匹配层(PML)吸收边界条件,Mur吸收边界条件适用于计算机性能较差和计算精度不高的情况下,PML吸收边界条件对计算机的要求比较高,计算精度较高。文中采用PML吸收边界条件。

PML吸收边界条件是由特殊的各向异性材料组成,完全匹配层为有耗介质,进入PML层的透射波将迅速衰减,它对于入射波有较好的吸收效果。在FDTD边界外部构造一层虚拟的损耗媒质,使得在各个方向上的入射波在边界上的反射很小,甚至为零。1994年Beernger以此思想构造了一种非物理的吸收媒质,与FDTD网格外部边界相连,其波阻抗具有与外向散射波的入射角和频率均无关。以二维TE情况为例,在PML介质中,Beernger为了引入规定损耗的新自由度,将Hz分裂为两个分量Hzx和Hzy,且Hz=Hzx+Hzy。进而将Maxwell方程改写为

$ε_{0} \frac{\partial E_{x}}{\partial t} + σ_{y} E_{x} = \frac{\partial (Η_{z x} + Η_{z y})}{\partial y} (6)$

$ε_{0} \frac{\partial E_{y}}{\partial t} + σ_{x} E_{y} = \frac{\partial (Η_{z x} + Η_{z y})}{\partial x} (7)$

$μ_{0} \frac{\partial Η_{z x}}{\partial t} + σ_{x}^{*} Η_{z x} = - \frac{\partial E_{y}}{\partial x} (8)$

$μ_{0} \frac{\partial Η_{z y}}{\partial t} + σ_{y}^{*} Η_{z y} = - \frac{\partial E_{x}}{\partial y} (9)$

σ和σ*分别表示自由空间中的电导率和导磁率。当时σx=σy=σ*x=σ*y,式(6)就退化为自由空间中的Maxwell方程,所以可以认为上式描述了一种普遍的情况,自由空间是其中一个特例,在不同条件下的具体推导公式可参阅文献[8]。

2.3 用Matlab程序计算光电导天线辐射特性

(1) 编程中参数的选取。

为了保证解的稳定性和收敛性,离散网格边长取Δx=Δy=Δz=δ=λ/12;时间步长取Δt=δ/2c,其中,c为自由空间的光速,以0.1 THz的电磁波为例,x方向取1.5 cm,y,z的取值与x相同;

(2) 设置激励源。

在计算中采用微分形式的高斯脉冲激励源进行模拟计算 $E_{i} (t) = \frac{t - t_{0}}{τ} \exp [- \frac{4 π (t - t_{0})^{2}}{τ^{2}}]$ ,其中,τ为常数,决定了高斯脉冲的宽度;

(3) 编写Matlab程序进行计算。

用C语言编写计算程序,在Matlab7.0软件中计算,硬件配置为酷睿单核1.6 GHz,内存1 GB,运行时间约为2分20秒,计算结果如图2所示。

用Matlab计算的光电导天线天线的辐射特性图,如图2所示,从图形可以看出天线复变辐射的电磁场分布,可以加深对天线的工作原理的理解,为进一步改进天线的结构提供了物理依据,最终实现提高光电导天线辐射太赫兹波的功率和效率。

3 结束语

通过对光电导天线的理论分析与计算,利用FDTD方法对天线的辐射特性进行了分析,通过建模仿真编写Matlab程序进行具体计算,可以直观看到天线的辐射图形。从以上的结果分析可以看出,FDTD方法在电磁场数值计算中是一种比较实用可行的办法。利用Matlab进行仿真运算,可以更加准确形象的理解场的迭代和在边界区域的吸收情况。在应用FDTD方法时需要注意:在编程的过程中,网格的划分具有重要的作用,一定要慎重处理;另外一个重要的因素是对激励源的模拟,选择合适的的激励源形式以及用适当的方法将激励源加入到FDTD迭代计算中。

摘要：研究了光电导天线产生太赫兹波的辐射特性,利用麦克斯韦方程及其边界条件,计算了近远场的电场强度;采用电磁波时域有限差分方法(FDTD),在Matlab系统软件中,用C语言编写程序计算光电导偶极天线的辐射太赫兹波的空间电磁场分布,并在计算机上以伪彩色图形显示,这种电磁场的可视化结果为天线的设计和改进提供了直观的物理依据。

关键词：THz波,光电导天线,时域有限差分法

参考文献

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[7]许景周,张希成.太赫兹科学与技术[M].北京:北京大学出版社,2007.

激光与光电第4篇

长寿命的半导体激光器和低损耗的石英光纤的成功研制以及相应技术的发展与成熟, 促使了光纤通讯领域的诞生, 并且取得了极其重要的成果。尤其近年来, 数字光纤通信系统正朝着远距离、高速、超高速光纤传输和超大容量等方向发展, 使得光通信系统对光发射和接收器的性能的要求越来越高。同时, 因为光纤末端输出的光信号通常是微弱的, 各种噪声的干扰直接影响有用信号的测量精度, 这就要求光电探测器在所用的光源的发射波长范围内具有快的响应速度、高相应度和小的附加噪声且能处理所需要的数据的足够的带宽。相对于传统的光电探测器, 高速光电二极管探测器由于在响应速度和灵敏度特性上的优势, 使其完全符合在长距离高速数字通信系统中的探测之用[1]。本文正是基于高速光电二极管的上述优势, 设计了一种紧凑型的光电探测器, 并且将其应用于短脉冲激光器光脉冲的探测和诊断领域, 取得了比较理想的结果。

1 设计原理和产品

本文所设计的紧凑型光电探测器其核心部件是高速光电二极管。图1a所示的是光电探测器的电路原理图。其中高速光电二极管的工作模式包括两种, 即光导模式和光伏模式, 在本文的设计方案中, 选择的是光导模式。处于光导模式时, 当光照射在有效探测区域时就会产生光电流, 经过负载转变为输出的电压信号。图1b所示的是基于上述原理设计的最终的紧凑型光电探测器的实物图片, 具体特征和尺寸已经在图片中表示出来。

2 应用及测试结果

利用上述设计的紧凑型光电探测器对短脉冲激光的脉冲脉宽及形状。这里所使用的用于显示信号的仪器为Tektronix公司出品的示波器, 型号为TDS 3054C, 具有500 MHz的带宽和5 GS/s的采样率。注入光信号的激光器为镭宝光电技术有限公司生产的脉冲纳秒Nd:YAG固体激光器。探测时采用的输出波长为532 nm。如图3所示, 为经过示波器所采集到的脉冲光信号的实时形状。可见该注入光信好的脉冲半高宽度约为8 ns, 同时可以非常清楚的观测到这个光脉冲中包含着许多小峰, 而这些代表激光在谐振腔中增益的过程[2]。

3 结束语

本文利用高速光电二极管设计了一种紧凑型光电探测器, 并将该光电探测器应用于脉冲纳秒激光发射的短光脉冲的脉宽和形状诊断。可以非常准确的测量出激光脉冲的脉冲宽度和脉冲形状。该探测器设计简单, 测试性能可靠, 并且体积小巧, 对与高速光电探测领域具有一定的应用价值。

摘要：文章利用高速光电二极管设计了一种紧凑型光电探测器, 并且将这种光电探测其应用到短脉冲激光的激光脉冲形状和脉宽的诊断之中, 准确的测量了短脉冲激光的脉冲形状和脉冲宽度。

关键词：高速光电二极管,光电探测器

参考文献

[1]刘彬, 张秋婵.光电检测前置放大电路的设计[J].燕山大学学报, 2003, 27 (3) :193-196.

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