激光发射器（精选3篇）
激光发射器 篇1
随着激光技术的发展,激光诱导产生的等离子体长期以来都是研究激光与物质相互作用的重要课题,并且是一些重要技术的应用基础[1,2,3]。激光与物质的相互作用是一系列的非线性过程,与许多因素密切相关,相互作用的结果不仅依赖于激光的参数,而且与物质的光电特性密不可分[4,5]。文中通过改变激光的能量对Cu等离子体发射光谱的展宽机制进行了研究。
1 等离子体发射光谱的展宽机制
根据波尔(Bohr)频率条件和能级的不连续性,电子在原子能级之间的跃迁产生的电磁辐射,谱线的能量应该是单一的。事实上,谱线并非单一频率,而是具有一定的频率范围,即谱线具有一定的宽度。谱线的轮廓是指谱线的强度按频率的分布值,习惯上把谱线强度峰值的一半处的宽度,即半宽度(FWHM),称为谱线宽度。谱线的宽度与原子结构及光源的温度、场强有关,对于理解原子光谱分析中谱线之间关系的机理是必要的。
谱线线型是研究等离子体的一种重要信息源,就激光诱导等离子体原子发射谱线而言,主要有Lorenz线型和Gauss线型。而谱线展宽是多种物理过程共同作用的结果,最重要的两种展宽机制为Stark展宽和Doppler展宽。
在光学中,由于发光原子相对于检测仪器运动而产生的一种光波频移现象称为Doppler效应。对光源中处于无规则运动状态的大量同类原子的辐射而言,向各个方向以不同速度运动,即使每个原子发射的光的频率相同,检测器接收的光波之间的频率也会有一定差异,从而引起谱线展宽,即多普勒展宽。当发光原子相对于探测器飞来时,则光波频率高于中心频率,即发生兰移;当发光原子相对于探测器远离时,则光波频率低于中心频率,即发生红移。在热平衡下,气体分子的速度分布服从Maxwell分布,通过计算得到Doppler展宽为:
其中,T是绝对温度(单位是K);m是辐射原子的质量(单位是kg);kB是Boltzman常数(单位是JK-1)。为了计算方便,常用原子量M代替质量m ,由M = NAm ,NA是Avogadro常数(单位是mol-1)。这样,展宽可以简化成如下公式
可见,温度愈高,元素原子量愈小,谱线波长愈长时,Doppler展宽愈显著。计算表明,Doppler线型函数属于Gauss线型[6]。
其线型为
其中,m为粒子质量;T为温度;c为真空中光速;k为Boltzman常数。
在激光诱导等离子体中,每个发射原子都要受到周围离子或电子的电场作用。这种相互作用力将对发射原子产生干扰,不仅使谱线轮廓变宽,而且还会使谱线中心移动,这种展宽称为Stark展宽。Stark展宽产生的半高全宽和谱线中心移动(以m为单位)分别是
其中,ne(m-3)是等离子体中的电子密度;ω(m) 是电子碰撞参数;d/ω是线移与宽度的比值,是离子增宽参数。
其线型为
其中,Δλshift为电子碰撞所带来的位移;Δλ1 2为谱线的半高全宽;A0为连续谱的强度;A为谱线的强度;λ0为未碰撞过的原子谱线的中心波长。Stark效应的线型函数是Lorentz线型。
2 实验装置
实验中所建立的实验装置如图1所示。
其中,激光器为Nd:YAG(neodymium-doped yttrium aluminium garnet)激光器,是一种固体激光器,可产生脉冲或连续式的激光,发射的激光波长为1 064 nm;函数信号发生器产生的10 Hz的TTL方波信号用来触发双通道型光谱仪(Ava Spec- 2048FT),光谱仪则把每个方波的上升沿作为该次测量的计时起点,并回应一个同频率的、脉宽为10 μs的窄脉冲信号来触发Nd:YAG激光器;激光器出射的激光经过镀铝反射镜反射后其方向由水平改为竖直,再经过焦距为100 mm的凸透镜聚焦后入射到样品表面,在聚焦部位激发形成等离子体;与水平方向成45°的微型聚焦系统将等离子体的部分辐射光汇聚至全硅光纤内并传至光谱仪中;光谱仪进行分光后投射到阵列CCD上,CCD按预设的延迟时间及积分时间对光谱进行探测,所测光谱数据通过USB线传送至计算机进行处理。其中,在激光出射光路中的反射镜和聚焦透镜间放置了分光镜和焦耳计以便实时监测激光脉冲能量;盛装样品的、内径为40 mm的铝制样品池置于由步进电机驱动的转台上。实验中设置光谱仪的延迟时间为200 ns,积分时间为20 ms,实验样品为标准Cu样品。
3 实验结果及分析
实验时,设置激光的能量分别为119.1、154.6、201.7、256.2 m J⋅ Pulse-1,对Cu样品进行冲击,每次测试100 组数据,步进转台的转速为10 Hz。实验结束后,其光谱图如图2所示。
由图2可见,在500 nm左右,有几条强度比较大的分立谱线,CuⅠ521.8、515.3、510.5 nm三条光谱如图3所示。
选取CuⅠ510.5 nm、521.8 nm处的特征谱线作为研究对象,图4a和图4b分别为其对应不同激光能量的光谱分布曲线。图4a是不同激光能量在CuⅠ510.5 nm左右0.5 nm范围内所对应的激光光谱图,波峰对应的能量值就是其强度。图4b为对应CuⅠ521.8 nm左右1 nm范围内的光谱图。从图中可以看出,图4a近似符合Lorenz线型,图4b近似符合Gauss线型。 由于CuⅠ521.8 nm处对应的光谱强度最高,则在该波段处铜原子跃迁几率最大,发射出光子最强,在激光冲击等离子体产生的高温条件下,此处的展宽为Stark展宽,所以,呈Lorenz线型。对于CuⅠ510.5 nm处,由于该处电子跃迁能级活跃性较差,所以得到的光谱强度比较弱,该处Dopper展宽占主要方面,因此,该处呈现Lorenz线型。
4 结论
阐述了等离子体发射光谱的展宽机制,利用Nd:YAG脉冲激光器烧蚀纯铜样品,并且改变激光能量,获得不同能量下的特征谱线。通过用线型公式对CuⅠ521.8 nm的原子光谱和CuⅠ510.5 nm的原子光谱的线型分析发现,对于铜原子,不同波段对应谱线的展宽机制不同,并且随着激光能量的增加,谱线的强度和半宽高逐渐增大,但谱线峰值处的波长没有变化。
激光发射器 篇2
SE (Selective Emitter) 工艺为制绒-扩散-激光掺杂-周边刻蚀-镀膜-印刷。
1 试验
片源采用156×156多晶硅片, 厚度为180μm, 均分2组, 每组500片。激光掺杂设备采用德国Manz的SE设备, 激光掺杂的激光器, 采用的是固体绿光激光器, 波长532nm, 此种激光器有它独特的优势, 它在晶体硅上的穿透能力在1μm左右, 可以减少对硅片的损伤。实验过程, 一组采用常规生产工艺, 正常生产, 最后进行测试分选;另一组在扩散后, 采用激光掺杂, 然后再进行后续的常规工艺。目的是通过对比, 验证SE工艺是否对多晶电池效率有提升。
2 试验结果与讨论分析
本组实验扩散数据见表1。
激光前常规工艺方阻为73.64欧姆, SE扩散工艺的方阻为86.08, 通过激光掺杂后, SE正银下的方阻达到44.79欧姆。PSG层覆盖在发射极顶部, 这层PSG是在炉管扩散时形成的。在激光掺杂的过程中, PSG层的磷原子, 进入发射极, 增加了发射极的掺杂浓度。即在激光的推进下, 将PSG层中的P原子进一步向接触区推进, 这样就可以提高栅线下边的欧姆接触, 从而提高填充因子。本组实验结果见表2。
从结果上来看, SE在多晶硅中, 开压1毫伏的提升, 电流有22毫安的提升, 填充在激光掺杂后, 较常规工艺有0.66的提升, 最终效率在常规工艺17.05%的基础上, 效率提升0.20%。
2.1 激光后方阻与能量的关系
激光能量在相同频率下的稳定输出趋势及不同频率下能量的变化趋势确定以后, 需要进一步确定不同激光能量下, 激光后方阻的变化情况。因为在激光掺杂的过程中, 如果能量小, 掺杂效果不明显;但是如果能量大, 就会破坏P/N结。所以本组测试主要是确定激光能量的大小, 同时也观察下实验采用的激光工艺, 能量是否合适。此组测试我们采用扩散炉管同一区的、方阻相同的SE扩散硅片, 在每组不同激光参数下打一片, 在保证相同的光斑overlap (叠加程度) 的情况下观察方阻的变化趋势, 具体数据如下图2。
从上图中我们可以看出, 随着频率的增加、激光能量逐渐降低, 激光后方阻逐渐增大, 即方阻的变化和激光能量有很大的关系。同时从上图中也可以看到在180K~205K、250K~265K这两个区间, 方阻的变化缓慢, 是由于激光能量在这两个区间大小不合适造成。所以本组实验的激光频率选在230KHZ是合适的。
2.2 光谱响应测试
以下为光谱响应情况, 见图3
上图中黑色和红色的曲线为SE电池的光谱响应, 蓝色和绿色的为常规电池的光谱响应, 从图中我们可以看出, 在短波区域500nm附近, SE电池的短波响应明显优于常规电池。通过此测试, 也验证了SE电池较常规工艺的电池电流高的原因。
3 结论
激光掺杂制作选择性发射极电池, 操作简便, 易行, 增加的工序少, 仅一道激光掺杂工序, 并且相对于常规工艺, 效率有0.2%的提升。
所以激光掺杂制作选择性发射极电池技术适合工业化生产。
参考文献
[1]P.Oesterlin, U.Jager INNOVAVENT GmbH INDUSTRIALIZATION OFTHE LASER DIFFSUION PROCESS:INNOVATIVE CONCEPTS FOR IN-CREASED PRODUCTION THROUGHPUT.
[2]T.Roder 0.4%ABSOLUTE EFFICIENCY GAIN OF INDUSTRIAL SO-LAR CELLS BY LASER DOPED SELECTIVE EMITTER.
激光发射器 篇3
在钢轨的数控钻孔加工中, 钢轨固定停止在工作台上的位置是任意的, 这样效率较高, 易装卡, 但如何精确找到工件零点是关键, 通常以钢轨的端面为基准点, 以往曾采用激光发射与接收分体式方案, 即在钢轨的一侧安装激光发射管 (S186ELD) , 另一侧安装接收管, 虽然可行, 但精度不高 (受固定发射与接受的支架上下移动影响) , 易受现场环境 (有冷却液) 影响。而采用WT130L-32激光漫反射接发一体式传感器 (配合放大器WI130T-P340) , 可有效提高定位精度, 安装时避开污染区域 (冷却液) 可延长传感器的使用寿命。
2 WL-130L-32和WT130L-32两种激光传感器的不同作用和使用场合, 多用于物体的精确定位和测量
WL-130L-32为镜反射接发一体式激光传感器, 要求反射体必须为厂家提供的专用镜面, 可以达到8m的探测距离, 其它反射体则效果不好或不行。适用目标物体可安装镜面的场合。
WT-130L-32为漫反射接发一体式激光传感器, 它对反射物的要求不高, 一般平面物体均可, 白色反应更加灵敏, 黑色次之, 但在1米以内灵敏度还是可以的, 适用于目标反射物较近的激光定位与测量。
3 WT-130L-32漫反射接发一体式激光传感器的实
际应用调试, 这里主要调整的是放大器WI130T-P340在无信号和有信号时的灵敏度值 (数字值)
无信号时放大器的调整, 这时激光没有被反射, 但环境光线明暗使放大器仍有一定的输出, 这是正常的, 如输出值为30, 可设初始阀值为50, 只有大于50时信号才输出, 以提高抗干扰性。
当激光被反射有信号输出至放大器, 如果数值显示较大100 (或更大) , 这时就有必要提高初始阀值为70左右, 初始阀值高, 抗外界干扰能力强, 具体设置数值视现场环境而定, 如果有效范围外的物体被反射, 可通过提高初始阀值将其滤掉, 因范围内的反射信号数值要远远大于范围以外信号数值。通过修改放大器的探测距离也可有效避免误动作的发生。
4 钢轨实际加工的测量机理
首先我们定义钢轨端头为工件的坐标原点, 钢轨任意停止在工作台上并夹紧固定后, 机床钻台从一侧以1m/min的速度向钢轨端头行进, 当激光传感器自身发出的激光被钢轨反射并接收送到数控系统使钻台停止, 此时坐标点为工件的零点坐标, 它与钻头的中心存在一个固定的偏移值, 通过实际加工测量校对此零点偏移值, 使其符合加工的精度要求, 理论上多次校对修改零点偏移值可使找零的误差趋于零。实际校对工作时2~3次即可满足精度要求 (≤0.01mm) 。
为了提高加工效率和机床加工的灵活性, 钢轨端头的零点寻找不能只局限于一个方向上, 即在两个方向都要可以进行, 这样就存在两个工件原点和偏移值, 理论上这两个偏移值应该是相等的, 但受传感器安装影响实际上不可能做到, 即传感器光线不能完全垂直于移动方向, 传感器光线的倾斜角度将使两个方向的移动找零不一致, 实际安装中尽可能垂直安装, 两个方向的偏移值分别测量存储于不同的零点偏置参数中。
偏移值的测量与校对, 手动大致测量传感器与钻头的距离, 输入到数控参数单元的第一偏置单元, 放置实验钢轨至工作台上, 编程序为从端头100mm处钻一孔后结束, 测量端头与孔中心的距离值, 与给定的100mm的差值, 将其差值与第一偏置单元的值进行加或减处理后, 填入第一偏置单元中, 加 (或减) 差值与传感器安装在钻头的某一侧有关, 也与从哪一方向找零有关, 仔细分析可以确定是加还是减, 简单方法加上差值, 从新编一程序:从端头150mm处钻一孔后结束, 再测量看结果, 如果误差是原来的两倍, 那是加错了, 应该减, 如果误差变的很小, 但没有满足精度要求, 可以继续将其误差再与第一偏置单元值进行加减处理。重复上述过程, 直至误差满足加工要求。另一方向的偏移值的确定与此相同, 确定后输入到第二偏置单元中, 但要注意的是两个偏移值差值不能过大, 这和传感器与目标物的距离有关, 以我们300mm~400mm目标距离, 两个偏移值相差应小于5mm, 否则应调整传感器的安装角度, 使其垂直度好一些, 这样可以适应不同钢轨型号 (目标距离不同) 加工, 为保证两个偏移值不随钢轨型号而变, 实验钢轨应以中号为宜, 过大或过小钢轨都不利于加工精度的提高。
程序加工是以找到的钢轨端点为工件原点并偏移一定的距离 (偏移到钻头中心处) 进行加工的, 在经过一定时间的使用后, 各种因素难免对定位精度产生影响, 因此定期对定位精度进行校对, 可保证机床的加工精度。
从WT130L-32的现场使用效果来看, 该传感器具有体积小, 安装调整方便, 使用寿命比接发分体式长等特点, 检测定位精度完全满足加工要求
参考文献
[1]WT-130L使用说明.