/
Автор: Бутусов М.М.
Теги: физика инженерия оптика приборостроение издательство машиностроение волоконная оптика
Год: 1987
Текст
МАШИНОСТРОЕНИЕ
ПРЕДИСЛОВИЕ
Исследования в области физики твердого тела, кван
товой электроники, радиофизики, оптики, химии
стекла привели в последние два десятилетия к раз-
работке и созданию волоконно-оптических линий
связи и систем передачи информации. Большую
роль в этом сыграли работы советских ученых акаде-
миков Ж. И. Алферова, Н. Г. Басова, Ю. В. Гуля-
ева, Г. Г. Девятых, В. А. Котельникова, А. М. Про-
хорова, М. М. Шульца.
ЦЛрогресс в волоконной оптике наряду с созданием
систем связи привел к появлению нового класса при-
боров — волоконно-оптических функциональных
устройств^-'Часть устройств этого класса, например:
демультиплексоры, направленные ответвители,
разъемные соединители и т. п., уже сейчас являются
обязательными атрибутами волоконно-оптических
систем связи, расширяя их возможности. Другие —
волоконно-оптические датчики физических величин—
находят все более широкое применение в различных
областях науки и техники, таких как гибкие авто-
матизированные производства в машиностроении,
системы управления и контроля в авиации, судостро-
ении, ядерной физике и многих других. Таким об-
разом можно считать, что в настоящее время форми-
руется новая область приборостроения — воло-
конно-оптическое^). ‘
Но если создание волоконной оптики дало толчок
развитию приборостроения, то и дальнейший про-
гресс в волоконной оптике невозможен без развития
специализированных приборов и систем, предназна-
ченных для производства волоконных световодов и
измерения их характеристик. Специфика волокон-
3
но-оптических систем и их быстрое развитие являются причинами
того, что возможности и потребности волоконной оптики остаются
мало известными специалистам других областей науки и техники,
в том числе и приборостроителям.
С историей ..возникновения и развития врдрцонной оптики,
ее^современным состоянием читатель может ознакомиться^ гл^ве 1
данной книги. Авторами предпринята попытка прогнозировать
направления ее дальнейшего развития и указать области наиболее
эффективного применения.
Сведения об основных закономерностях распространения
хвета в оптических волоконных световодах содержит глава 2.
Назначение этой главы двояко: во-первых, ознакомить читателя
с принципами, определяющими процессы распространения света
в световодах (планарных и волоконных), во-вторых, дать основные
определения параметров и характеристик, используемых в сле-
дующих главах, ввести необходимую терминологию. Разумеется,
во многом глава 2 в этой части перекликается с известными публи-
кациями (см., например, работы [53, 55, 91, 359]), однако она
отличается от большинства подобных работ компактностью изло-
жения и наличием физической интерпретации большинства мате-
матических выкладок. При написании и редактировании этой главы
авторы учли опыт преподавания различным контингентам слуша-
телей в разных странах (СССР, Индии, Финляндии, ФРГ). Сле-
дуя основным принципам построения волоконно-оптических функ-
циональных элементов, базирующимся на введении управляемых
нерегулярностей в «идеальную» среду, в главе 2 авторы уделили
внимание анализу «неидеальных» условий работы оптического
волокна, создающих возможность воздействия на параметры рас-
пространяющейся в световоде волны: амплитуду, фазу, поляриза-
цию, частоту.
В главе 3 проводится детальныц_анализ наиболее распростра-
ненного класса волоконно-оптических приборов — датчиков фи-
зических. ВСЛШЩ-Н,. В этой области число публикаций растет очень
быстро, описано более чем 150 различных конструкций волоконно-
оптических микрофонов, гидрофонов, магнитометров, гироскопов,
вольтметров и других устройств. Авторы не ставили себе целью
дать подробный обзор всех выполненных работ, тем более что по
отдельным направлениям такие обзоры имеются (см. библиогра-
фию) и число соответствующих публикаций увеличивается быст-
рыми темпами.
Основными задачами при написании главы 3 были: ввести
обоснованную классификацию обширного семейства волоконно-
оптических__да1ящков^.. изложить принципы функционирования
отдельных классов, указать их основные особенности, предельный
возможности и ограничения; дать примеры наиболее успешных
технических реализаций и очертить перспективы развития этой
области оптического приборостроения.
4
Уровень проработки оптических устройств и приборов, явля-
ющихся неотъемлемыми компонентами действующих и вновь
создаваемых волоконно-оптических систем, а именно: источников
излучения, модуляторов, фильтров, вентилей, соединителей, от-
ветвителей и переключателей, в значительной степени определяет
функциональные возможности и области применения этих систем.
главе 4__показано, что существует три основных направления
развития методов разработки большинства перечисленных уст-
ройств: 1) применение микрооптических элементов (линз или
граданов); 2) использование элементов интегральной оптики,
т. е. полосковых световодов; 3) создание устройств, полностью
интегрированных на оптическом волокне.
В -главе 4 проводится сравнительный анализ возможностей
каждого направления применительно к созданию высокоэффектив-
ных приборов и компонентов для волоконно-оптических систем,
а также кратко рассматриваются технологические аспекты их
изготовления.
В заключение в главе 5 основное внимание уделено второму
аспекту взаимного влияния двух отраслей — волоконной оптики
и приборостроения — созданию приборов и устройств для автома-
тизированных технологических и измерительных установок, ис-
пользуемых при. производстве оптических волокон и кабелей.
В настоящее время ясно, что только применение высокоавтомати-
зированных производств может гарантировать получение оптиче-
ских волокон высокого качества. Отдельные успехи, достигнутые
в научных лабораториях, не могут быть перенесены в массовое
производство, если они не обеспечены автоматическим контролем
и регулированием всех существенных параметров технологиче-
ского процесса. Это же относится и к области измерения парамет-
ров оптического волокна. Наконец, увеличение числа областей
применения ВОСП диктует необходимость резкого расширения
номенклатуры выпускаемых волокон, поскольку повышение эф-
фективности работы волоконно-оптических приборов возможно
только на основе применения волокон, специально разработанные
для конкретной цели. Следовательно, на повестке дня стоит
проблема создания гибких автоматизированных технологических
комплексов, которые можно будет перенастраивать для вы-1
пуска отдельных партий специализированных оптических во-/
локон. Ч
Развитие разделов волоконной оптики, связанных с приборо-
строением, является быстропротекающим и нестационарным про-
цессом, поэтому сделать детальный и панорамный «снимок» та-
кого процесса довольно сложно. Тем не менее авторы надеются,
что опыт научной и педагогической работы, накопленный ими, на-
шел в книге удачное воплощение. Если книга позволит широкому
кругу читателей (научным сотрудникам и инженерам, аспирантам
и студентам) ознакомиться с процессом взаимного проникновения
двух важных отраслей науки и техники — волоконной оптики
5
и приборостроения, будет внесен посильный вклад в ускорение
научно-технического прогресса.
Книга подготовлена интернациональным коллективом авторов,
что, несмотря на очевидные трудности, возникшие в процессе ее
создания, способствовало выработке более объективных критериев
и рекомендаций.
Глава 2 написана профессором Индийского технологического
института (Нью-Дели, Индия) Б. П. Палом (В. Р. Pal). Глава 1
и пп. 3.1—3.5 подготовлены заведующим кафедрой ЛЭИС им.
М. А. Бонч-Бруевича проф. М. М. Бутусовым,, который также
перевел главу 2 и был редактором всей книги. Доцент ЛЭИС
С. Л. Галкин написал пп. 3.6, 4.2, 4.4 и главу 5, доцент ЛИТМО
С. П. Оробинский — пп. 3.7, 4.5, 4.8—4.11. Совместно М. М. Бу-
тусовым и С. П. Оробинским написаны пп. 4.1, 4.6, 4.7,
М. М. Бутусовым и С. Л. Галкиным — п. 4.3.
Авторы выражают искреннюю благодарность за помощь при
подготовке книги и за полезные советы профессору А. К. Гхатаку,
доктору К- Теагараджану (Индийский технологический институт),
доктору Й. Курки («Нокиа», Финляндия), профессору Р. Т. Керс-
тену («Шотт», ФРГ), профессору И. К- Мешковскому (ЛИТМО),
а также инженеру И. М. Самоуковой (ЛЭИС).
ВОЛОКОННАЯ ОПТИКА - ИСТОРИЯ
И ПЕРСПЕКТИВЫ
1.1. История развития и области применения
волоконно-оптических систем передачи (ВОСП)
Использование электромагнитных волн светового
диапазона для связи и передачи информации явля-
ется естественным способом общения человека с ок-
ружающей средой. Известно, что подавляющее ко-
личество информации об окружающем его мире
(свыше 90 %) человек получает с помощью органов
зрения. Поэтому, когда у людей появилась необхо-
димость передавать сигналы на большие расстояния,
одним из оперативных видов связи стала оптиче-
ская. Однако со времен Римской империи, когда
сигналы передавались с помощью огня и дыма,
до начала XIX в. методы оптической связи остава-
лись практически неизменными.
Изобретение оптического телеграфа в 1791 г.
можно считать первой значительной вехой на пути
развития современной оптической связи. Следует
отметить, что оптический телеграф широко исполь-
зовался в течение всего XIX в. в различных странах
Европы. Значительными явлениями стали также
создание Беллом оптического телефона и пионер-
ские работы Столетова в области фотоэффекта, зало-
жившие основы нового направления физики — опто-
электроники.
Достоинством оптических методов связи счита-
лось сочетание быстродействия и направленности,
однако оба эти преимущества не были реализованы
на практике до изобретения лазеров во второй поло-
вине нашего столетия. До известной степени период
между изобретением радио Поповым (1889 г.) и
изобретением лазеров Басовым, Прохоровым, Таун-
7
сом и Мэйманом (1954—1960 гг.) можно считать временем интен-
сивного развития радио- и электросвязи. Оптическая связь в этот
период не могла с ними конкурировать по следующим причинам:
мощность, направленность и скорость модуляции существовав-
ших источников света были сравнительно невелики и делали за-
труднительной оптическую связь даже на расстоянии прямой
видимости при неблагоприятных атмосферных условиях (дождь,
туман, снег, пыль),
малая длина световой волны не позволяла использовать эф-
фекты, благодаря которым осуществляется радиосвязь в длинно-
волновом диапазоне электромагнитных волн, и расстояние между
оптическими передатчиком и приемником по-прежнему, как и
во времена Древнего Рима, в лучшем случае ограничивалось пря-
мой видимостью.
Изобретение лазеров позволило в большой степени снять
первое из двух указанных ограничений, а создание оптических
волокон — второе. Идея волоконно-оптической связи была сфор-
мулирована достаточно давно Хондросом и Дебаем [178], которые
рассматривали распространение радиоволн в диэлектрических
волноводах. Капани [201] полвека спустя применил эту идею
для передачи изображений в оптическом диапазоне волн по жгу-
там оптических волокон. Световые потери в стеклянных волок-
нах, из которых изготовлялись такие жгуты, весьма велики
(>1000 дБ/км), однако для передачи информации о светимости или
освещенности участка изображаемого предмета на расстояние
в несколько метров это не является серьезной помехой. Большое
число работ по использованию жгутов оптических волокон для
передачи изображений, выполненных в 1960—1970 гг. (см.,
например, работу [25]), нашли свое применение в приборострое-
нии. Исчерпывающие сведения о возможностях применения жгу-
товой волоконной оптики для целей наблюдения и контроля даны
в работе [73]. За семь лет, прошедших после опубликования этой
книги, возможности применения жгутов оптических волокон
и волоконно-оптической техники еще более расширились. Однако
основные принципы остались неизменными, и читатель, интересу-
ющийся такими областями волоконной оптики, как передача и
усиление изображений, кодирование и декодирование двумерных
оптических сигналов, наблюдение в скрытых объемах и полостях
(так называемая «эндоскопия»), может получить подробную ин-
формацию из книг [25, 73, 146].
Следующим существенным шагом в развитии волоконной оп-
тики, вызвавшим бурное развитие ее различных областей, считается
обнаружение и устранение причин, вызывавших избыточные по-
тери света в кварцевых волокнах [200]. Во второй половине
1970-х гг. началась разработка основ технологии производства оп-
тических волокон и кабелей с потерями меньше 3 дБ/км 1203].
Одновременно стали развиваться те области электроники и маши-
ностроения, которые обеспечивали создание необходимых компо-
8
Таблица 1.1. Основные вехи в истории развития
оптической связи
1609 г Галилей Телескоп-рефрактор
1626 г Снеллиус ' Законы Снеллиуса
1668 г Ньютон Телескоп-рефлектор
1870 г Тиндалл Изучение световодных свойств водяной струи
1873 г Максвелл Теория электромагнитных волн
1888 I 1 ерц Приложение теории электромагнетизма к опти-
-г" ческим явлениям
1889 г. Попов Изобретение радио
1897 г. Рэлей Теория волноводов
> 1910 г. Хондрос, Дебай Анализ диэлектрического волновода
1930 г. Лэмб Опыты с кварцевым волокном
1951 г. Хэм, Хопкинс, Передача изображений по жгутам
Капани
1954 г. Басов, Прохоров, Теория квантового генератора
Таунс
1958 г Капани Оптический волновод с оболочкой
1960 г Мэйман Рубиновый лазер
1960 г Джаваи Гелиево-неоновый лазер
1962 г — Полупроводниковый лазер
1966 г Као, Хокман Применение волокон для связи
1969 г. Ушида Градиентное волокно
1970 г Капрон, Кек Волокно с потерями 20 дБ/км
1976 г Хоригучи Волокно с потерями 0,47 дБ/км
1979 г Шимада Передача информации без ретрансляции на
расстояние 100 км
1985 г — Когерентная передача информации на расстоя-
ние 150 км
центов волоконно-оптических линий связи — лазеров, полупро-
водниковых фотодетекторов, светоизлучающих диодов, разъемов,
усилителей, ретрансляторов, а также технологического оборудова-
ния и контрольно-измерительной аппаратуры (см., например,
работы [68, 82, 3291).
Сказанное выше дополняет и иллюстрирует хронологическая
табл. 1.1.
Экономические оценки показывают, что производство компо-
нентов для волоконно-оптических линий связи и систем передачи
информации становится крупной промышленной отраслью. Только
в США, по оценкам экспертов, производство этой продукции увели-
чивалось ежегодно примерно в 1,5 раза и к 1984 г. достигло объема
400 млн. дол. Основная доля (более 70 %) всей производимой
в США волоконно-оптической продукции применяется в таких
областях, как связь (свыше 50 % всего объема продукции), про-
мышленные телеметрические системы, кабельное телевидение,
вычислительная техника, военная промышленность, автоматизи-
рованные системы и робототехника. Причем 69 % стоимости про-
изведенной продукции приходится на оптический кабель, 28 % —
на активные компоненты (лазеры, приемники, ретрансляторы),
9
около 3 % — на пассивные компоненты (разъемы и разветвители)
[107].
В других промышленно развитых странах общие объемы про-
изводства волоконно-оптических систем и их компонентов отлича-
ются от показателей, характерных для США, однако тенденции
и соотношения в производстве примерно те же.
Причины бурного развития волоконной оптики и роста капи-
таловложений в исследования и производство в этой области под-
робно рассмотрены в специальной литературе [53, 65, 68, 83,
359], поэтому мы остановимся лишь на основных.
1. Переход из радиодиапазона в световой диапазон электро-
магнитных волн позволяет увеличить несущую частоту в 104—
10е раз и соответственно увеличить объем передаваемой информа-
ции. Скорости передачи у современных волоконно-оптических си-
стем достигают 1—10 Гбит/с, что позволит в принципе по одному
каналу связи передавать такие гигантские массивы информации,
как 2 млн телефонных разговоров или 2 тыс телевизионных про-
грамм одновременно.
2. Использование кварца и пластмасс в качестве основного
сырья для производства волоконно-оптического кабеля взамен
меди и свинца, употребляемых при производстве обычных кабе-
лей, позволяет отказаться от использования металлов, запасы
которых могут исчезнуть уже в первые десятилетия XXI в. Уже
в настоящее время стоимость оптического кабеля значительно мень-
ше, чем радиорелейных кабелей, способных передавать тот же
объем информации. Численные примеры подтверждают, что хотя
цены на оптической кабель зависят от числа и типа применяемых
волокон и защитных оболочек, а также от политики фирмы-изго-
товителя, тем не менее сохраняется устойчивая тенденция к умень-
шению цен и росту объема производства.
3. Доступные в настоящее время скорости модуляции свето-
вого излучения полупроводниковых лазеров и светоизлучающих
диодов, чувствительность и быстродействие фотоприемииков для
связи — полупроводниковых фотодиодов — позволяют стыко-
вать оптоэлектронные приемные и передающие модули со стандарт-
ными системами импульсно-кодовой модуляции на 8, 34, 140
и 560 Мбит/с.
4. Достигнутое на практике снижение потерь в оптических
волокнах до теоретически минимального уровня (~0,2 дБ/км
при длине волны излучения % = 1,3 мкм) позволяет увеличить
расстояния между ретрансляционными пунктами до 30—50 км
и тем самым еще более снизить затраты на строительство линий
связи.
5. Высокое удельное сопротивление материалов, из которых
изготавливается оптическое волокно (и кварц, и полимеры явля-
ются хорошими изоляторами), позволяет сделать линии связи
и передачи информации пассивными, т. е. не требующими специ-
альных электрических развязок при расположении различных
10
частей системы или линии в зонах с различным потенциалом На-
пример, передатчик может располагаться в высоковольтном блоке,
а приемник — в заземленном корпусе
6 Поскольку электромагнитные поля радиодиапазона не
воздействуют на световые сигналы, возможна передача информа-
ции по оптическому волокну в условиях сильных электромагнит-
ных помех (например, вдоль высоковольтных линий). В значитель-
ной степени это относится и к фону различных радиоактивных ис-
точников.
7. Сам принцип волоконно-оптической связи, а также малые
мощности, используемые в оптических излучателях, повышают
скрытность передачи по оптическим волокнам и кабелям.
8 При переходе на волоконно-оптическую базу резко (в 10—
100 раз) уменьшается масса прокладываемых кабелей и трудоем-
кость работ по их прокладке. Кроме того, в бортовых и объекто-
вых системах экономия достигается за счет исключения шин нуле-
вого потенциала [23].
Указанные основные причины, а также множество второсте-
пенных факторов привели к тому, что в 1981—1983 гг производ-
ство основных компонентов волоконно-оптических систем пере-
дачи информации развивалось быстрее, чем такая процветающая
отрасль индустрии, как робототехника (в Японии в 1982—1983 гг.
объем производства роботов возрос на 30 %).
1.2. Перспективы и проблемы
Дальнейший прогресс волоконной оптики в ближай-
шие годы связывают прежде всего с ростом количественных пока-
зателей (число и дальность линий связи, число и разветвленность
систем передачи данных и т. д.). Так, ожидается, что в США вплоть
до 1986 г. среднегодовой прирост производства компонентов для
ВОСП будет составлять 40 % и в 1986 г. объем производства пре-
высит 1,3 млрд долл. Предполагается, что ежегодный прирост
будет составлять 20 % и к концу 1980-х гг. объем производства
достигнет 3,0 млрд долл. [107].
В Японии также предусматривается значительный рост объема
производства оптических волокон и кабелей [125]. Так, в 1982—•
1987 гг. производство градиентного волокна возросло с 22,5
до 430 тыс. км, ступенчатого — с 3,5 тыс. до 16 тыс. км, одномодо-
вого— с 3 тыс. до 120 тыс. км (здесь отмечен рекордный темп
роста —свыше 100 % в год), полимерных волокон, идущих в ос-
новном на изготовление жгутов, — с 350 тыс. до 6 млн км, волокон
из многокомпонентных стекол —с 4 тыс. до 100 тыс. км в год.
Одновременно ожидается рост относительной доли активных
компонентов до 33—37 % и дальнейшее улучшение их харак-
теристик Объем производства и номенклатура пассивных ком-
11
понентов также возрастут и составят около 7 % общего вы-
пуска.
Однако наиболее внушительным будет рост так называемого
«нового поколения» волоконно-оптических приборов. В 1988 г.
по США ожидается объем производства этих приборов около
280 млн долл, в год по сравнению с 20 млн долл, в 1983 г. [2781.
Проанализируем подробно причины столь бурного роста этой
новой области волоконной оптики.
П режде всего, совершенствование технологии производства
традиционных компонентов ВОСП, особенно оптических волокон
и кабелей, за последние семь лет позволило снизить потери света
в них в десятки и сотни раз и приблизить параметры лучших об-
разцов к теоретическому пределу. То же можно сказать об эффек-
тивности лазерных диодов, быстродействии и чувствительности
кремниевых и германиевых фотодиодов.
Поэтому на том пути, который был избран в 1972—1975 гг.,
возможности качественного прогресса уже близки к исчерпанию.
Волоконно-оптические линии связи классического типа, т. е.
построенные по схеме «источник—волокно—приемник», уверенно
завоевывают важное место в системах связи различных стран \
В то же время в последние пять—семь лет в волоконной оп-
тике наметилась новая тенденция, одним из отражений которой
стало появление упомянутого выше нового поколения приборов
Проводя аналогию с электроникой, существующие волоконные
системы связи и передачи информации можно в какой-то степени
уподобить электронным схемам с навесным монтажом, в которых
используются отдельные элементы (резисторы, конденсаторы, полу-
проводниковые приборы), выполненные из различных материалов
и по различной технологии. Возможен ли для волоконной оптики
путь развития, успешно пройденный электроникой,—от навес-
ного монтажа к микросхемам и большим интегральным схемам,
в которых все элементы выполняются на одной физической основе
(подложке из кремния или других материалов)? Представим себе,
что в волоконной оптике произошла аналогичная концептуальная
перестройка и появилась возможность создавать отрезки волокна,
выполняющие различные функции, т. е. осуществляющие генера-
цию, усиление, детектирование, модуляцию, преобразование и
фильтрацию спектра и т. д. Ясно, что при этом возможности воло-
конно-оптических систем, их структурное разнообразие, области
их использования — все это многократно расширяется.
К новому поколению приборов, о котором идет речь, относятся
прежде всего приборы и их компоненты разнообразного назначе-
ния, в которых оптическое волокно является неотъемлемой частью
конструкции. Часть устройств этого типа (разъемы, ответвители)
Качественный скачок в этом направлении возможен за счет разработки
так называемых «когерентных систем», а также применения оптических волокон
для передачи среднего инфракрасного излучения с диапазоном волн X —
= 5-Ь 10 мкм.
12
уже сейчас являются обязательными аттрибугами ВОСП. Однако
в перспективе наибольший интерес представляют приборы для
ввода;^управления и вывода информации из оптической системы,
'т\7е- функциональные волоконно-оптические устройства.
Y Наибольшее развитие среди волоконно-оптических приборов 1
получили датчики физических величин, позволяющие преобразо- I
вать значения характеристик измеряемого физического поля (та- '
ких как напряженность поля, индукция, частота, направление рас-
пространения) в один или несколько параметров световой волны, (
распространяющейся по волокну (амплитуду, фазу, поляриза- /
цию). Прогресс в этой области значителен — волоконно-оптиче-/
ские датчики (ВОД) обладают многими иэ-ныше-неречиеленньне-доХ^
стоинств, характерных для волоконно-оптической техники. Пара-
метры многих ВОД превосходят аналогичные показатели тради- >
ционных приборов, кроме того, волоконные датчики идеально /
стыкуются с телеметрическими системами в волоконном испол-
ненииа и бол ее разработаны в настоящее время ВОД для изме-
ренийакустических полей — микрофоны, гидрофоны (чувствитель- ,
ность этих приборов с 1977—1979 гг. возросла на 100 дБ) и воло- /
конно-оптические гироскопы. Интенсивно разрабатываются дат- (
чики температур, электрического и магнитного полей, линейного
перемещения и ускорения, химического состава, уровня жидкости,
радиоактивного излучения и т. д.
Казалось бы, идея применения оптических волокон в датчиках
физических полей противоречит одному из важных положений,
сформулированных ранее при перечислении основных достоинств
волоконно-оптической связи, а именно — устойчивости к внешним
воздействиям. Однако, как будет показано в гл. 2, эти условия
строго соблюдаются только для так называемого «идеального»
оптического волокна. Всевозможные нерегулярности, вызываемые
внешними воздействиями, в принципе могут быть использованы
для регистрации этого воздействия. На этом, а также на исполь-
зовании разного рода нелинейных эффектов, возникающих при
взаимодействии излучения с веществом волокна, и базируется
принцип действия большинства датчиков.
Очевидно, что дальнейший прогресс в их разработке во многом
зависит от создания специализированных волокон для определен-
ного типа датчиков, например волокон с эллиптической сердцеви-
ной—для поляризационных датчиков давления, волокон с ак-
тивными присадками — для волоконных лазеров и усилителей,
металлизированных магнитометров ц т. д. (сж<
главы 3, 4) .(Ожидаемое резкое увеличение потребности в ВОД,
Oio-виДимому, делает производство таких специализированных во>>
' локон экономически оправданным.
К новому поколению волоконно-оптических приборов относятся
также устройства для систем со спектральным уплотнением. В этих
системах используется способность световых волн различной
длины распространяться по волокну, не оказывая взаимного вли-
13
яния. Ясно, что в таком подходе заложен значительный резерв
повышения информационной емкости системы Для практического
использования спектрального уплотнения необходимы устройства
для объединения и разделения спектральных каналов, для внеш-
ней модуляции оптического излучения и т. п. Для того чтобы эти
системы были безразрывными, целесообразно создание устройств
в волоконном исполнении. Большие надежды связываются с во-
локонными лазерами с полупроводниковой накачкой, известны
проходные детекторы на волокне со светочувствительной оболоч-
кой. Итак, можно считать, что создание функциональных оптиче-
ских устройств различного назначения, интегрированных на во-
локне, является новой перспективной областью оптического при-
боростроения, и развитие этой области позволит создать волоконно-
оптические системы нового поколения.
Не исключается возможность широкого применения таких уст-
ройств в системах связи, можно надеяться, что наибольшую пользу
они принесут в так называемых «локальных сетях» и измеритель-
ных системах, в том числе системах сбора и распределения инфор-
мации индустриального и научного назначения; корабельных,
самолетных и спутниковых коммуникационных системах; гидро-
акустических антенных решетках с ВОД и т. д.
Архитектура локальных сетей, а следовательно, их возмож-
ности в большой степени зависят от функциональных возможностей
составляющих элементов, это перспективное направление приме-
нения волоконной оптики находится на начальной стадии своего
развития, однако уже к настоящему времени накоплен определен-
ный положительный опыт
Например, на установке «Нова», которая разработана в Ли-
верморской лаборатории в США для изучения физических про-
цессов в плазме, создаваемой сфокусированным излучением неоди-
мовых лазеров общей мощностью до 150 000 МВт, проблема управ-
ления экспериментом и измерений существенно осложнялась из-за
помех, наводимых в измерительных цепях в момент генерации ла-
зерной системы. Поскольку общая длина линий измерительной
системы превышает 10 км, экранировка ее весьма затруднительна,
а подчас невозможна. Свыше 50 микро- и мини-ЭВМ, используе-
мых для сбора данных и управления экспериментом, а также боль-
шое число приборов для диагностики плазмы объединены в си-
стему «Нованет» с помощью волоконно-оптических кабелей, что
позволило практически решить проблему защиты от электромагнит-
ных помех. Топология системы достаточно сложна и позволяет
реализовать гибкое управление экспериментом [175].
Другой областью, где применение оптических кабелей позво-
лило достичь впечатляющих результатов в создании и усо-
вершенствовании локальных сетей, является судостроение. За-
мена кабельных и проводных коммуникационных систем волокон-
но-оптическими в судостроении (как впрочем и в авиационной
промышленности) особенно целесообразна там, где помимо уже
14
обсуждавшихся преимуществ достигается существенное снижение-
массы и габаритных размеров систем, т. е. на крупнотоннажных
судах и во всевозможных системах дистанционного управления
автономными подводными аппаратами.
В крупнотоннажном судостроении достигаемая экономия в
массе и габаритных размерах прокладываемых локальных сетей
позволяет многократно дублировать жизненно важные участки,
уменьшить вероятность возникновения пожаров из-за электриче-
ских разрядов, устраняет проблему дрейфа нулевого потенциала,
позволяет упростить дистанционный контроль за исполнитель-
ными силовыми агрегатами с тиристорным управлением и т. д.
[23]. Кроме того, значительно упрощается и удешевляется очень
трудоемкий процесс прокладки корабельных локальных сетей из
оптического кабеля, поскольку тоннели для прокладки кабеля
на судах имеют малые габариты и сложную конфигурацию.
Только за счет упрощения прокладки достигается более чем трид-
цатикратная экономия затрат на монтаж. Очевидно, что с дальней-
шим развитием элементной базы волоконно-оптические системы
передачи информации будут практически вне конкуренции при
создании локальных сетей крупнотоннажных судов.
Дальнейшее развитие подводных исследовательских работ
на больших глубинах невозможно без совершенствования систем
дистанционного управления. Фактором, ограничивающим глубину
погружения, является масса соединительного кабеля. Переход
на волоконно-оптические кабели связи позволил использовать
сэкономленную массу для повышения надежности и достижения
еще больших глубин. Используя современные методы уплотнения,
по одному волоконному кабелю можно организовать двухсторон-
ний обмен всей необходимой телеметрической и телевизионной
информацией с надводным судном. В США, Японии, Канаде и
других странах ведутся исследовательские работы в этом много-
обещающем направлении.
В автоматизированных системах управления промышленным
производством и научным экспериментом, особенно в условиях
повышенной взрывоопасности и воздействия химических веществ,
а также при наличии больших разностей потенциалов и электро-
магнитных полей, применение волоконно-оптических локальных
сетей сбора информации особенно эффективно в сочетании с ВОД.
В зависимости от типа датчика с его помощью можно обеспечить
либо аналоговую (т. е. в оптимальном случае — пропорциональную
измеряемому воздействию), либо пороговую реакцию на исследуе-
мый параметр технологического процесса. Аналоговые датчики
используются для измерения, пороговые — главным образом
в качестве аварийных и решающих устройств.
В настоящее время трудно представить со всей определен-
ностью, какие конкретные структуры локальных волоконно-
оптических сетей будут наиболее эффективными в каждой из
областей их использования.
15
Сравнение локальных сетей с «нервной системой» при оценке
их функций в контроле и регулировании жизнедеятельности слож-
ных промышленных и исследовательских комплексов, представля-
ется весьма реалистичным. Следовательно, по мере усложнения
структуры комплекса должна усложняться и структура локаль-
ной сети, должен совершенствоваться механизм ее работы
Архитектура современных локальных сетей может быть пред-
ставлена одной из трех основных конфигураций — «кольцом»,
«звездой», «шиной», либо их комбинациями
На рис 1.1 представлены возможные варианты построения ло-
кальных сетей, реализуемых в световодном исполнении [285].
Очевидно, что для оптимальной работы шины требуется применение
Рис. 1.1 Базовые конфи-
гурации локальных сетей
а — «шина», б — «звезда»,
в—реализация многократ-
ного разветвления с по-
мощью последовательных
Y-образных разветвите-
лей, г — «кольцо»
ответвителей с различным коэффициентом деления, так как мощ-
ность сигнала падает по длине шины (рис. 1.1, а) В то же время
звездообразная структура требует применения либо одного много-
полюсного разветвителя-объединителя (рис. 1.1, б), либо «дерева»
из последовательности Y-образных разветвителей (рис. 1.1, в)
Кольцевая система в классическом исполнении (рис. 1.1, г)
включает оптоэлектронные терминальные устройства, однако есть
пути преодоления этой трудности с использованием чисго оптиче-
ских компонентов (см. гл. 4).
Второй важной характеристикой локальной сети является
протокол, т. е. порядок обмена информацией между отдельными
элементами сети, и правила, реализующие изменения этого по-
рядка [57]. И здесь применение оптических компонентов может
в ряде случаев упростить ситуацию [55, 146, 234].
Итак, в настоящее время практически сформировалась «прямая»
связь между волоконной оптикой и приборостроением, т е. при-
ложение возможностей волоконной оптики для нужд приборострое-
ния Но не менее важно установить и «обратную» связь, использо-
вав возможности приборостроения для нужд волоконной оптики
Опыт ряда стран показывает, что недостаток специальных
приборов для контроля за ходом технологических процессов и
измерения параметров готовой продукции тормозил производство
основного компонента — оптических волокон и кабелей. Современ-
ные представления о природе возникновения потерь световой
энергии, сужения полосы пропускания и снижения механической
прочности волокон и кабелей накладывают ряд строгих требова-
ний на параметры технологических процессов и соответственно на
16
точность, стабильность и динамический диапазон измерительных
и управляющих приборов. Убедительным примером является сле-
дующий: при производстве заготовки оптического волокна чистота
химических компонентов от ряда примесей должна поддерживаться
на уровне 10-6 от текущего значения в течение всею производ-
ственного цикла, который может длиться 6—8 ч Столь же высоки
требования к механическим и термическим параметрам процессов
изготовления заготовки и вытяжки волокна Следовательно, для
получения волокна высокого качества необходима автоматизация
технологических процессов на базе микропроцессоров и специали-
зированных ЭВМ, работающих в сочетании с высокоточными из-
мерительными и исполнительными устройствами.
Измерение параметров готовой продукции — оптических во-
локон и кабелей — в условиях массового производства также дол-
жно производиться быстро и точно И здесь на повестке дня стоит
вопрос о создании автоматизированных измерительных комплек-
сов Большое значение имеют также методы и приборы контроля
параметров линий и систем в процессе их эксплуатации. —-
Таким образом, дальнейший прогресс волоконной оптики
неразрывно связан с созданием специализированных приборов
и систем для производства основных компонентов и измерения
их параметров. Для создания этих приборов и систем необходимо,
привлечь возможности современного приборостроения.
Подводя итог сказанному, еще раз обратим внимание читателя
на расширяющееся взаимное проникновение волоконной оптики
и приборостроения на современном этапе их развития. Этот про-
цесс обусловлен тем, что, с одной стороны, прогресс волоконной
оптики привел к появлению нового класса оптических приборов
и — в перспективе — волоконно-оптических систем следующего
поколения. С другой стороны, прогресс волоконной оптики немыс-
лим без специализированных технологических комплексов и из-
мерительных систем, оснащенных современными приборами, при-
чем потребность в таких комплексах и требования к ним постоянно
растут.
' 1
г *• . ' ,
РАСПРОСТРАНЕНИЕ СВЕТА
В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДАХ
В этой главе проведен краткий анализ теории рас-
пространения излучения в оптических волокнах
с тем, чтобы облегчить понимание физических явле-
ний, которые будут рассмотрены в последующих
главах, а также для того, чтобы придать всей книге
необходимую законченность.
2.1. Оптические явления при преломлении
на границе раздела двух диэлектрических сред»
Полное внутреннее отражение
Из элементарной оптики известно, что когда хлуч
света распространяется в прозрачной среде с пока-
зателем преломления пх, а затем попадает на гра-
ницу, отделяющую эту среду от другой, имеющей
показатель преломления п2 (n2 < nJ, большая часть
энергии, переносимой лучом, будет передаваться
во вторую среду. Это явление называется рефрак-
цией, или преломлением (рис. 2.1, а). В то же время
небольшая часть энергии отражается от границы
обратно в первую среду (здесь мы полагаем, что
обе среды не поглощают свет). Углы падения 9Х
и преломления 02 связаны соотношением, известным
как закон Снеллиуса,
nx sin 9Х = n2 sin 02, (2.1>
где 9Х всегда меньше 02, если пх > п2, и наоборот.
Чем больше 0Х, тем больше становится 02, пока,
наконец, не наступает момент, когда 02 = 90°, т. е.
преломленный луч скользит вдоль границы раздела
18
/(рис. 2.1, б). Угол падения, при котором 92 = 90°, называется
.критическим углом падения 9С (9С = arcsin n2/nx).
Если 9j и далее продолжает расти и становится больше 9С,
то вся энергия, содержащаяся в падающем луче, отражается об-
ратно в первую среду. Это явление, называемое полным внутрен-
ним отражением, и было использовано при создании оптических
луч отражение луч отражение
Рис. 2 1. Отражение и преломление на диэлектрической
границе раздела а — в докритическом режиме; б — при
критическом угле падения
волокон с так называемым ступенчатым профилем показателя пре-
ломления, в которых происходит волноводное распространение
света.
2.2. Оптическое волокно
Типичное оптическое волокно с оболочкой состоит
из стеклянной или кварцевой сердцевины, диаметр которой
равен 4—100 мкм. Сердцевина окружена стеклянной, кварцевой
или полимерной оболочкой, показатель преломления которой не-
много меньше, чем у сердцевины. Внешний диаметр волокна ра-
вен 100—200 мкм Е
Если луч света, преломившись на границе раздела воздух—
сердцевина на торце волокна, затем попадает на границу сердце-
вина-оболочка под углом, большим критического (рис. 2.2),
происходит полное внутреннее отражение. В связи с цилиндриче-
ской симметрией волокна полное внутреннее отражение этого луча
имеет место и на нижней границе сердцевины, луч оказывается,
таким образом, захваченным сердцевиной. Траектория луча, кана-
лируемого вдоль сердцевины, имеет зигзагообразный характер,
полное внутреннее отражение происходит в каждой точке излома.
-Лучи, изображенные на рис. 2.2, а, всегда пересекают ось волокна,
их называют меридиональными. Легко показать с помощью
1 Стандартное волокно, предназначенное для систем связи, имеет внешний
диаметр 125 мкм.
19
рис. 2.2, а, что закон Снеллиуса [см. формулу (2.1)] требует
выполнения следующего соотношения
sin 9а = п± sin 9' (2.2)
на торце волокна. Поскольку на границе между сердцевиной и
оболочкой имеет место полное внутреннее отражение, должно
выполняться неравенство
9' < л/2 — 9С. (2.3)
Рис. 2.2. Траектории меридиональных (а) и косых (б) лучей
в оптическом волокне
Следовательно, необходимым условием того, чтобы луч рас-
пространялся внутри сердцевины волокна и не попал в оболочку,
является следующее:
цвозд sin 9а = sin 9а = ns sin (л/2 — arcsin n2/nf) = ]/ п1 2 — n2. (2.4)
Ha основании рис. 2.2, а можно также утверждать, что все
лучи, которые попадают на торец сердцевины волокна внутри
конуса, образующая которого составляет угол 9а с осью волокна,
будут распространяться вдоль волокна и выйдут из его выходного
торца практически без потерь х. Угол 9а называется приемным
углом волокна для меридиональных лучей. Уравнение (2.4) опре-
деляет важный параметр волокна, называемый числовой аперту-
рой NA по аналогии с числовой апертурой линзы или объектива,
и является, как мы увидим позднее, очень полезной величиной,
так как позволяет оценить количество световой энергии, которую
можно ввести от источника света в волокно. Эта величина без-
размерная и зависит только от показателей преломления п1 и л2.
Обычно оболочку изготовляют из плавленого кварца SiO2, имею-
щего показатель' преломления для видимого и ближнего инфра-
красного диапазонов п2 & 1,46, а по соображениям технологиче-
ского и прикладного порядка относительная разница показателей
преломления А обычно не должна превышать 1 %, т. е.
А*=^ («1 — п2)/п1 < 0,01.
1 Мы полагаем здесь, что волокно сделано из абсолютно прозрачных ма-
териалов.
20
Следовательно,
NA — ]/(«! + »г) («1 — »г) ni V2Д. (2.5>
Обычно числовая апертура для волокон, применяемых в си-
стемах оптической связи, находится в пределах 0,1—0,2, что
соответствует приемным углам 9а к, 5,74-11,5°. Однако в волок-
нах, не предназначенных для устройств дальней связи, числовая
апертура может быть и больше 0,5; т. е. 0а 30°.
Все сказанное выше относилось только к меридиональным лу-
чам, т. е. таким, которые лежат в одной плоскости с осью волокна.
Кроме меридиональных существуют лучи, которые распростра-
няются внутри сердцевины, не пересекая ось волокна. Такие
лучи называются косыми, они распространяются таким образом,
что их траектории не лежат в одной плоскости, в отличие от мери-
диональных лучей (рис. 2.2, б). Детальное рассмотрение косых
лучей не входит в задачи данной книги. Скажем только, что часть
этих лучей, как выясняется, постоянно теряет энергию по мере
распространения вдоль волокна. Во всех случаях, когда длина
волокна достаточно велика (километр и более), вклад этой части
косых лучей в перенос энергии минимален. В то же время на ма-
лых расстояниях, измеряемых метрами, косые лучи могут перено-
сить (в зависимости от условий ввода излучения) достаточно боль-
шую часть общей мощности. Читателям, интересующимся деталями
этой проблемы, рекомендуем обратиться к работе [344], где под-
робно описаны методы расчета траекторий косых лучей в волок-
нах.
2.3. Электромагнитная теория распространения
излучения в оптических волноводах
Известно, что наиболее правильные результаты при
описании любого оптического явления можно получить, применив
математический аппарат волновой оптики, т. е. анализ распро-
странения электромагнитных волн. В п. 2.2 мы показали, что ос-
новной механизм, обеспечивающий волноводное распространение
в оптических волокнах, может быть полностью описан в рамках
полного внутреннего отражения лучей.
Следует отметить, что оптико-геометрический подход оказывает-
ется полезным до тех пор, пока диаметр сердцевины волокна 2а
и величина А не становятся меньше некоторых значений. Чтобы
представить себе примерные значения а и А, при которых геоме-
трическая интерпретация достаточно правильна, оба эти параме-
тра, а также длину волны распространяющегося излучения А
объединяют в один общий параметр, называемый нормализованной
частотой, или V-параметром, который определяется как
V =-^-ап1/2А. (2.6)
21
Если V 10, геометрический подход, основанный на лучевом
приближении, дает точные результаты при рассмотрении боль-
шинства явлений распространения излучения в волокне [154].
При V < 10 геометрическая оптика уже не может использоваться
при анализе свойств оптических волокон и требуется полный
электромагнитный анализ, основанный на положениях волновой
•оптики.
В качественном приближении можно рассуждать так: если
диаметр сердцевины сравним с длиной волны света, тогда опти-
ческое волокно можно рассматривать только как волновод, работа-
Рис. 2.3. Сечение пленочного волновода, однородное в плоскости уг:
а — геометрическая структура волновода; б — схематическое пред-
ставление компонента Еу ТЕ-моды, показывающее падающую, отра-
женную в затухающую волны в различных областях волновода
nf
Вё1^
-0
х=й
I
тощий на оптических частотах, аналогично тому, как рассматри-
ваются металлические волноводы для СВЧ диапазона. С другой
стороны, некоторые результаты, полученные с помощью волновой
теории, могут быть сведены к результатам геометрического рас-
чета, если предположить, что Л -> 0.
Хорошо известно, что ограниченный оптический пучок диа-
метром D, распространяющийся в однородной среде, характеризу-
ется дифракционной расходимостью
Д0 ~ W. (2.7)
Однако при распространении по волокну, в котором и сердцевина,
и оболочка однородны, большинство лучей, формирующих пу-
чок, совершает многократные полные внутренние отражения,
тем самым влияние дифракционной расходимости существенно огра-
раничивается и пучок продолжает сохранять свое поперечное се-
чение [78].
На практике самым простым примером оптического волновода
является пленочный (рис. 2.3). Пленочный волновод представляет
собой двумерную структуру, состоящую из однородной пленки
толщиной в несколько микрометров с показателем преломления nf,
не ограниченную в направлении у. Эта пленка нанесена на под-
ложку с показателем преломления ns (ns < nz). Сверху над плен-
кой расположен материал покрытия с показателем преломления
22
n„ < ns. Таким образом, планарная геометрия структуры такова,
что она бесконечна в направлении плоскости уг и имеет толщину d
в направлении х.
Планарная структура интересует нас прежде всего потому,
что на ее примере с помощью простых вычислений можно выявить
основные особенности явления волноводного распространения
света. Физические особенности волноводного распространения
в оптических волокнах, характеризующихся цилиндрической сим-
метрией, для анализа которых требуются громоздкие вычисления,
могут быть в общих чертах предсказаны на основе результатов,
полученных при рассмотрении планарной структуры. Пленочные
и несколько более сложные полосковые структуры (в которых вол-
новод ограничен в направлениях х и у), имеют также важное
практическое значение при разработке интегрально-оптических
устройств. Некоторые оптические датчики, создаваемые в настоя-
щее время, основаны на применении интегрально-оптических
структур.
Проблема распространения электромагнитной волны в опти-
ческом волноводе требует решения (с учетом граничных условий)
известных уравнений Максвелла, которые в системе МКС имеют
вид [78]:
V х Е - % ; (2-8)
vx Н = (2.9)
V-D = 0; (2.Ю)
V«B =0, (2.П)
совместно с материальными уравнениями, определяющими свойства
среды, в которой происходило распространение:
J = оЕ; (2.12)
, D = 8E; (2.13)
В = цН, (2.14)
где Е и Н — напряженность электрического и магнитного полей
соответственно; D и В — электрическая и магнитная индук-
ция; J — плотность тока; о, 8 и ц — проводимость, диэлектри-
ческая и магнитная проницаемость рассматриваемой среды.
Уравнения Максвелла (2.8)—(2.11), хотя и являются дифферен-
циальными уравнениями первого порядка, образуют систему свя-
занных дифференциальных уравнений, решение которой с учетом
граничных условий иногда представляет существенные трудности.
Эти трудности можно преодолеть, если записать так называемое
«волновое» уравнение, которое является уравнением второго поряд-
ка с разделяющимися переменными и решение которого в зави-
23
•симости от граничных условий, т. е. от свойств среды, дает харак-
теристики волноводного распространения в достаточно простой
форме.
Чтобы вывести волновое уравнение, соответствующее диэлект-
рической пленочной структуре (см. рис. 2.3), мы должны поло-
жить, что ст = О и — поскольку среда немагнитная — р. = р0
{р.о — магнитная проницаемость свободного пространства). При-
менив к выражению (2.8) оператор ротора, мы получим
-V2E+V(V-E) = -p08^-. (2.15)
Подставляя в формулу (2.15) уравнение (2.ПЗ) и используя вектор-
ное тождество '
V-(eE) = Vs Е-J-sV-E, , . (2.16)
мы преобразуем ее к виду
V2E+v(^-E)~p08^1 = 0. • (2.17)
• Аналогично можно получить уравнение для вектора Н
V^H+-1-Ve X(Vx Н) -- ц()8^- = 0. (2.18)
Уравнения (2.17) и (2.18) известны как векторные волновые урав-
нения. Если мы предположим, что 8 = 8 (х, у), т. е. свойства
среды не меняются вдоль направления распространения волны,
то решение уравнения (2.17) можно записать в такой форме:
В, (х, у, г) = Et (х, у) е< j = х, у, г, (2.19)
где направление распространения выбрано вдоль оси г, а ₽ назы-
вается постоянной распространения.
Аналогичным образом можно предположить, что решение
для магнитного поля имеет форму
Hi (х, у, г) = Hi (х, у) <<*>*—₽z); j — Xj yt 2- (2.20)
Уравнения (2.18) и (2.20) описывают плоские волны, являю-
щиеся решениями волновых уравнений для данного значения
постоянной распространения р, значения которой, в свою очередь,
определяются параметрами волновода. На самом же деле, гранич-
ные условия, накладываемые параметрами волновода, допускают
существование только определенных дискретных значений (3.
Поперечные распределения поля Et (х, у) и Ht (х, </), соответству-
ющие этим значениям [3, называются в соответствии с применяе-
мой терминологией модами волновода. Волноводная мода определя-
ется как некоторое особое распределение поля, которое распро-
страняется вдоль волновода с сохранением определенного состоя-
ния поляризации, постоянной групповой скоростью vrp (ц,р =
= da'dfi) и без изменения структуры своего первоначального по-
24
перечного распределения. В зависимости от геометрии и физиче-
ских характеристик волновода последний может поддерживать
распространение нескольких мод или только одной моды. В пер-
вом случае волновод называется многомодовым, во втором — одно-
модовым. На практике в большинстве случаев полное выражение
для поля в волноводе, возбуждаемом оптическим пучком, может
быть представлено в виде суммы мод, которые распространяются
внутри волновода (так называемые направляемые волноводные
моды) и континуума излучательных, т. е. не направляемых волно-
водом, мод.
Ниже мы рассмотрим планарные волноводы, в которых ди-
электрическая постоянная считается зависящей только от одной
координаты, т. е. е = е (х). В этом случае зависимость электри-
ческого и магнитного полей от координаты у выражается в форме
ехр (±Ш), (2.21)
где у — положительная константа, что непосредственно вытекает
из формул (2.17) и (2.18). В пленочном волноводе, геометрия
которого позволяет считать его размеры бесконечными в плоскости
уг (см. рис. 2.3), мы можем без потери общности положить у = 0.
Это означает, что волна распространяется вдоль оси г. Таким об-
разом, решения выражений (2.17) и (2.18) надо искать в форме
Et (х, у, г) = Et (х) е' I = х, у, г; (2.22)
Ht (х, у, г) = Н, (х) е> i — х, у, г. (2.23)
Для того чтобы получить точное выражение для £г, непосред-
ственно накладывая граничные условия на уравнение (2.17),
мы используем иную процедуру, допускающую более ясную
физическую трактовку. Подставляя решение в форме выражений
(2.22) и (2.23) в уравнения Максвелла (2.8) и (2.9) и выписывая х,
у, z — составляющие результирующих уравнений, получаем сле-
дующую систему уравнений:
= — /ощ0Дж; (2.24)
дЕу/дх = —j(i)y0Hz; (2.25)
-/0#х-^г==М(х)£а; ' (2.26)
j$Hy = (х) Ех; , (2.27)
дНу/дх = /сое (х) f2; (2.28)
-/Ж - = -]<^0Ну. (2.29)
Уравнения (2.24)—(2.29) показывают, что начальные макс-
велловские уравнения распадаются на две группы. Одна содержит
компоненты Еу, Нх и Hz, связанные с помощью формул (2.24)—
(2.26). Другая группа — выражения (2.27)—(2.29) — связывает
25
компоненты Ех, Ez и Ну. Первая группа уравнений определяет
поперечные электрические ТД-моды, у которых продольный ком-
понент электрического поля Ez равен 0. Вторая группа соответ-
ственно описывает поперечные магнитные Т/И-моды {Нг = 0).
Далее из формул (2.24)—(2.26) видно, что для описания ТЕ-
мод достаточно знать единственный не нулевой компонент электри-
ческого поля, т. е. Еи, так как Нх и Нг однозначно определяются
с помощью этих уравнений. Аналогично знания Ех достаточно для
однозначного описания 7714-мод.
Дифференцируя выражение (2.25) и исключая Нх и Нг из
уравнений (2.24) и (2.26), мы получаем волновое уравнение для
компонента Еу в виде
4^+^ = 0, (2.30)
где
k* = У Еип2 (х) - р2. (2.31)
Величина k в формуле (2.31) есть поперечная составляющая вол-
> нового вектора k = knn в волноводе, а его продольная составляю-
щая равна р. Уравнение (2.30) называется скалярным волновым
уравнением, решением которого являются 7£-моды пленочного
планарного волновода х. Решения выражения (2.30) для покры-
тия, пленки и подложки имеют вид:
Еу = Ae-Vc* (х > d, покрытие); (2.32)
Еу = Be~ikix )- Се.’к!х (0 х d, пленка); (2.33)
Еу = DeW (х < 0, подложка). (2.34)
Здесь А, В, С, D — константы;
Ye = V Р2 — kin;; (2.35)
kf = /kin] — р2 ; (2.36)
Ys = /Р2 - k^nl . (2.37)
Из общих соображений поле направляемойфолны должно спа-
дать до малых значений в подложке и в покрытии, а в пленке мо-
жет иметь осциллирующий характер. Следовательно, параметры
Ye, Ys и должны быть положительными. Поэтому для направля-
емой моды постоянная распространения Р должна удовлетворять
соотношению
konc < kons < р < kon,. (2.38)
1 Для нахождения поля 7’.И-мод надо решить уравнение
_ dlEx л_ d Г 1 d t”2 W) р 1 . Г „2 (Y\
dx* dx L n2 dx + W ‘
'х = 0.
26
Теперь, чтобы найти точные значения, которые может иметь
Р в интервале (2.38), надо наложить граничные условия, а именно:
тангенциальные компоненты Еу и Нги их производные для ТЕ-
мод непрерывны на границах х = 0 и х — d (см. рис. 2.3), т. е.
Esy |х=0 — Efy |x=o! Ejv |x=d = Ey
Hsz |x—0 = Hfz |л:=о; H ]z = H cz |x=-d,
dEsy I dEfy I . dEfy I __ dEty I I (2.39)
dx |x;o dx |x=o’ dx |x=rf dx |x=d’
dHsz I _ dHfz I . dHlz I dHcz I
dx |x—0 dx |x—o’ dx |л:=г/ dx |x=d’
Здесь индексы c, f, s при компонентах Еу и Hz соответствуют
значениям этих полей в покрытии, пленке и подложке.
Учет граничных условий приводит к системе четырех урав-
нений:
D = В + С; (2.40)
= — jkfB^jkfC; + Ctlkrd = —jkfBeTikfd + jkfCelkfd (2.41) (2.42) (2.43)
Исключая из формул (2.40) и (2.41) величину D, а из формул
(2.42), (2.43) — величину А и решая получившиеся уравнения,
находим, что
В __ 43 — ikf = (Ус + ikf} e,kfd
С * + ikf (le-jkf) '
(2.44)
С помощью простых алгебраических операций из формулы (2.44)
получаем
= ТУЛ*' ил" = 6, + V""1 • <2л5>
1 УЛ/й/ “
где
tg 6S = tg 6C = yc/kf. (2.46)
Поскольку m принимает только дискретные значения, подстановка
уравнения (2.30) в уравнение (2.45) и последующее решение полу-
чившегося уравнения дадут значения Р для различных Tf-мод
волновода, соответствующие разным значениям m (ТЕ0, TEt,
ТЕ2, ...). Случай m = 0 соответствует фундаментальной моде
ТЕ0. Уравнения (2.45) называются характеристическими —
они определяют постоянные распространения различных мод рт.
27
Решая уравнения (2.40) и (2.41), мы можем выразить В и С
через D следующим образом:
с = + ?»)£>;
(2.47)
Следовательно, полное выражение для поля внутри пленки (2.33)
приобретает вид
Еу = D ^cosf&yx) sin (fyx)J е/ (“f~₽z), 0 < х < d. (2.48)
Используя формулы (2.46), мы преобразуем выражение (2.48)
следующим образом:
Еу(х, у, г, t) D'el^el^t~kfx~^-'rD'e~i^ei^<+k^z\(2A9)
где D' ~ D/2 cos 6S. Физический смысл выражения (2.49) состоит
в следующем: поле т-й моды Еу внутри волновода формируется
двумя плоскими волнами, распространяющимися в направлениях
х, z и —х, z и составляющими с осью г углы ±0т соответ-
ственно (см. рис. 2.3). Угол 0т определяют с помощью выражения
tg 0тп = fyZP-
Следовательно,
Pm —' М/ COS 0m.
(2.50)
(2.51)
Интересно отметить, что если бы не было условий для волно-
водного распространения, т. е. если бы пленка превратилась
в бесконечно толстый слой однородного материала, то плоская
волна в нем имела бы постоянную распространения р = konf
Поскольку каждой моде соответствует определенное дискретное
значение рт < р, то в соответствии с выражением (2.51) и углы
распространения разных мод различны и имеют дискретные
значения.
2.4. Характеристическое уравнение
и условие отсечки
В п. 2.3 мы показали, что, решая характеристические
уравнения (2.44) или (2.45), можно получить значения р для асси-
метричного (nc < ns) пленочного волновода. В симметричном вол-
новоде (nc = ns) уравнение (2.44) преобразуется к виду
(2.52)
28
Индекс с теперь относится к среде, окружающей волновод с обеих
сторон (оболочке). Уравнение (2.52) можно привести к двум
трансцендентным уравнениям:
<2-53)
(44 —4 = (2-64>
Выбирая первое решение, мы с помощью уравнения (2.48) получаем
выражение для поля в пленке (0 < х < d)
Еу =-----coS (х - d/2)], (2.55)
v cos (kfdj2) 174 7J 7
представляющее собой симметричную функцию координаты х
относительно середины пленки х -= d/2.
Если воспользоваться выражением (2.54) для определения
₽, то выражение для поля внутри пленки приобретет вид
= -sl-n^72)-sin № - х)1- <2-56)
т. е. поле есть антисимметричная функция относительно плоскости
х = d/2.
Таким образом, уравнение (2.55) определяет четные, а урав-
нение (2.56) — нечетные собственные функции симметричного
пленочного волновода.
Для получения численных значений [3 для разных мод надо
решить уравнения (2.53) или (2.54) графическим или численным
методами. Для удобства графического решения введем У-параметр
волновода [см. формулу (2.6)]
kid- уЫ- kkd- (nj — п~)
У2 = = 0.....4----. (2.57)
Уравнение (2.57) определяет окружность в плоскости вспомога-
тельных координат X и У, 1де X = (&yd)/2; Y = (ycd)/2. Легко
показать, что построение этой окружности в плоскости XY одно-
временно с построением кривых, описываемых уравнениями
(2.53) и (2.54), позволяет найти постоянные распространения как
точки пересечения кривых с окружностью (рис. 2.4). Это построе-
ние оказывается очень наглядным, так как позволяет показать,
что постоянная распространения ГД-моды для данных значений
половинной толщины волновода d/2 и показателей преломления
пленки и оболочки nf, пс может быть получена нахождением
координат точки пересечения кривых типа (2.53), (2.54) для раз-
личных мод и окружности (2.57), характеризующей свойства
волновода.
С помощью рис. 2.4 можно также определить число направля-
емых мод, поддерживаемых волноводом. Например, для типичной
толщины пленки 1 мкм имеется три точки пересечения окружности
29
с набором характеристических кривых: соответственно в волно-
воде могут распространяться три первых моды ТЕ0, TEt, ТЕ2.
Если толщина пленки волновода больше или меньше, число воз-
можных направляемых мод соответственно увеличивается или
уменьшается. Например, построение кривых, соответствующих
d = 0,2 мкм, показывает, что только одна мода может существо-
вать в данном волноводе, а остальные отсекаются. Мода претерпе-
вает отсечку, когда соответствующая ей постоянная распростране-
ния становится равной аналогичному значению для плоской волны
в материале оболочки. Из уравнения (2.35) видно, что при 0 <
< konc величина ус становится мнимой и в результате поле моды
Рис. 2.4. Графическое решение характери-
стического уравнения для ТЕ-мод симметрич-
ного пленочного волновода при п/ = 3,59;
пс = 3,385 и для X = 0,9 мкм (публикуется
с разрешения издательства «Прентис-Холл»)
в оболочке из затухающего превращается в осциллирующее;
следовательно, поле уже не удерживается в пленке и соответству-
ющая мода становится излучательной. Предельное условие
0 = konc (2.58)
называется условием отсечки для данной моды.
Уравнение (2.45) для симметричного волновода имеет вид
kfd = 2 arctg (yjkj) mn; т = 0, 1, 2,..., (2.59)
или
, 2V У 1 — b = 2 arctg j/" + тп. (2.60)
Введенную здесь величину b (0 < b с 1) называют приведенной
постоянной распространения
В случае отсечки b = 0 и характеристическое уравнение пре-
образуется к виду
Vc = тп/2, (2.62)
где Vc — значение V-параметра волновода, при котором данная
мода претерпевает отсечку.
30
Для фундаментальной моды (т — 0) Ус = 0, т. е. в симметрич-
ном волноводе фундаментальная мода не претерпевает отсечки и
распространяется, какой бы малой ни была толщина волновода.
При V = л/2 начинается распространение моды ТЕг, т. е. диапа-
зон 0 < V < л/2 определяет одномодовый режим работы волно-
вода.
Для любой моды с индексом т из уравнений (2.61) и (2.57)
можно найти критическую толщину волновода, при которой
происходит отсечка моды,
<2-63>
С другой стороны, если толщина волновода неизменна, а ме-
няется длина волны распространяющегося излучения, то можно
найти длину волны отсечки Лс для данной моды
Интересно отметить, что условия отсечки моды можно сопо-
ставить с условиями, соответствующими ситуации, когда плоская
волна, описывающая данную моду, более не претерпевает полного
внутреннего отражения на границе пленка—оболочка.
Из уравнений (2.51) и (2.58) мы находим, что для возникнове-
ния отсечки надо, чтобы
nf cos 0m < пс,
т. е.
Qm < arccos (Ис/riy). (2.65)
Определения критического угла для полного внутреннего от-
ражения [см. формулу (2,31) ] и угла данной моды 0т (см. рис. 2.3)
ясно показывают, что условие (2.65) есть не что иное, как условие
нарушения полного внутреннего отражения на границе раздела
пленка—оболочка.
2.5. Лучевой вывод характеристического
уравнения
В п. 2.3 было показано, что продольный компонент
волнового вектора плоской волны konf, который соответствует не-
которой моде, равен
Р — konf cos 0, (2.66)
а следовательно, его поперечная составляющая равна
kf = k0nf sin 0. (2.67)
31
Один полный период зигзагообразного пути луча после отра-
жения вызывает согласно формуле (2.67) фазовое прираще-
ние —2dkant sin 6, поскольку лучу дважды приходится преодоле-
вать толщину пленки \ Однако для того чтобы подсчитать полный
фазовый сдвиг на этом пути, надо к этой фазе прибавить фазовые
сдвиги при полном внутреннем отражении иа границах раздела
пленка—покрытие и пленка—подложка. Для подсчета фазовых
сдвигов, связанных с отражением, мы используем описание плоской
волны в виде Се1 (kfx~^) для падающей на границу х = 0 волны
и Ee~'(kfx^) для отраженной волны. Затухающая волна в этой
же области записывается как (см. рис. 2.3, б). Накладывая
уСЛбВй^Иепрерывности на нижней границе, получаем
С + Е = D (2.68)
и 1
-kfi + kfE = jytD. (2.69)
Исключая в этих двух уравнениях D, получаем
С (kj + /у,) = Е (kj - jys) . (2.70)
ИЛИ /
' ' Е = С + = Ce2/6s. (2.71)
kf — Ms V ’
Таким образом, фазовый сдвиг при отражении на границе раздела
пленка—подложка равен 26s. Аналогично получим, что на верх-
ней границе (пленка—покрытие) фазовый сдвиг равен 2бс. Для
того чтобы происходила конструктивная интерференция двух
встречных волн, образующих картину стоячей волны в попереч-
ном сечении волновода, полный фазовый сдвиг, приобретаемый
поперечным компонентом волнового вектора в течение одного
цикла (х =_0->d->0), должен быть кратен 2л радиан, что дает
нам
2konfd sin 9 — 26, — 26с = 2тл
или
kjd = 6, ф6с + тл; т = 0,1,2,.... (2.72)
Мы получили вновь характеристическое уравнение (2.45),
определяющее постоянную распространения моды волновода.
Очевидно, что приняв условие кратности фазового сдвига вели-
чине 2л, вызванное требованием конструктивной интерференции
в поперечном сечении волновода, мы приходим через выражение
(2.72) к выводу о необходимости распространения лучей под дис-
кретными углами.
1 Отрицательное значение фазового сдвига связано с записью прямо пада-
ющей волны в виде exp [/ (<ot — ах — ₽г)].
32
2.6. Распределение мощности
между направляемыми модами
- На основе результатов пп. 2.4, 2 5 на рис. 2.5 по-
строены графики нормированного распределения поля Еу и интен-
сивности | Еу |2 для симметричного планарного волновода. Из
рис. 2.5, а видно, что поля разных мод имеют различные распреде-
ления в поперечном сечении волновода. Четные моды (с четными
значениями т) имеют в центре пленки максимальное значение,
Рис. 2 5 Нормированное распределение поля Еу для первых трех мод
симметричного волновода (а) при л/ = 3,59, пс = 3,385 для А = 0,9 мкм
и распределение интенсивности этих мод (б) (публикуется с разрешения
издательства «Прентис-Холл»)
а нечетные—нулевое, при этом число пересечений функции
распределения поля с осью х соответствует номеру моды т. Из
рис. 2.5, а также ясно, что поля направляемых мод не обрываются
до нуля на границе пленка—оболочка, а проникают в глубь обо-
лочки, меняя свой характер с осциллирующего на экспоненци-
ально спадающий. Проникновение поля в оболочку тем заметнее,
чем больше номер моды. Наличие поля в оболочке эффективно
используется в таких оптических устройствах, как направленные
ответвители, а также в ряде датчиков (см. гл. 3). Если один волно-
вод расположен вблизи другого, происходит взаимодействие полей,
проникающих из каждого волновода в общий участок оболочки,
что вызывает обмен мощностью между волноводами.
Для того чтобы рассчитать мощность, переносимую направля-
емыми модами, необходимо вычислить вектор Пойнтинга в пленке
и в оболочке, для чего надо, в свою очередь, знать степень проник-
новения поля из пленки в оболочку Для примера рассчитаем мощ-
ность, переносимую ТЕ-модами. Плотность энергии, связанной
с электромагнитным полем, по определению дается усредненным
во времени соответствующим вектором Пойнтинга (S)
<S> =-^Re (Е х Н*). (2.73)
2 Бутусов М. М. и др. 33
Для того чтобы найти полную мощность, переносимую ТЕ-
Модами в направлении г, надо вычислить z-компонент из уравне-
ния (2.73) 4
8Х = -А--£^). (2.74)
Поскольку для ТВ-мод отличны от нуля только составляющие
Ву, Нх и Hz и поскольку из выражения (2.24)
«. = -4г£- (27S)
уравнение (2.74) сводится к виду
5>=^1£Иг- (2.76)
Полная переносимая ТВ-модой мощность будет равйа
со со • '
Р, = 4- jRe(E X
=4Н1е,|’*'- <277>
о
Для симметричной ТВ-моды электрическое поле в пленке характе-
ризует выражение (2.55), а поле в оболочке в той системе коорди-
нат, которая соответствует выражению (2.77), а именно—с на-
чалом координат в центральной плоскости пленки, можно предста-
вить следующим^образом:
£" = 73(W-exPl-f.(in-W (2.78)
Подставляя формулы (2.55) и (2.78) в формулу (2.77), получаем
<7/2
j cos2 (kfx) dx 4-
o
п^дную переносимую мощность
♦
D2
cos2 (fefd/2)
-I- J cos2 (Aiyd/2) e~2Vc u~d/2) dx
<»/2
(2.79)
Используя, выражение (2.53), можно упростить формулу (2.79)-
Pz = ^r--------(d/2-4-1/yJ. ’ (2.80)
Z 2(0p0 COS2 (kfdll) ' ' 1 ' ' /
1 Можно легко подсчитать декартовы компоненты вектора (S) и показать,
что Sx и Sy для ТЕ-мод равны нулю. Следовательно, вся мощность моды пере-
носится в направлении г.
34
Из формулы (2.78) ясно, что амплитуда затухающего в оболочке
поля спадает в е раз на расстоянии ~1/усот границы пленки, по-
этому можно считать, что поле моды сосредоточено внутри некоего
виртуального слоя с половинной толщиной (d/2 + 1/ус).
Для того чтобы выразить пространственную протяженность
распределения оптической мощности в поперечном сечении волно-
вода, обычно используют величину Г, называемую фактором удер-
жания, которая определяется как часть общей мощности, со-
средоточенная в пленке:
kfd/2 sin (kfd/2) cos (kjd/2)
kf (d/2 -|- l/yc)
(2.81)
Выражение (2.81) рассчитано путем интегрирования первого
слагаемого в выражении (2.79) и деления результата на выраже-
Рис. 2 6. Фактор удержания Г как функция
толщины волноводной пленки для ТЕ-мод
волновода с rtf = 3,59; пс — 3,385 для
А = 0,9 мкм (публикуется с разрешения из-
дательства «Прентис-Холл»)
ние(2.80). Когда наступает отсечка, постоянная распространения (V
становится равной konc, откуда у. = 0 и Г = 0. Следовательно,
большая часть оптической мощности сосредоточена в оболочке.
График зависимости Г от толщины волновода показан на
рис. 2.6 для различных мод (т = 0, 1, .... 5). Для фиксирован-
ных л и А величины V и d пропорциональны, отсюда ясно, что
с уменьшением V фактор Г для данной моды также уменьшается,
а с ростом V все большая часть мощности, переносимой модой,
сосредоточивается внутри пленки.
Все изложенное в пп. 2.4—2 5 касалось 7'Д-мод. Такой же
анализ можно выполнить и для ТМ-мод, аналогично решив урав-
нение, приведенное в сноске после выражений (2.30) и (2.31).
Для пленочного волновода компонент поля Ех для ТМ-моды
также будет удовлетворять скалярному волновому уравнению
в каждой области (в покрытии, пленке и подложке) независимо.
Однако из-за наличия члена[п2 (х) ] в волновом уравнении
для Ех необходимо обеспечить непрерывность функций hi2Ex
и (п2Ех) в поперечном сечении волновода. Это преобра-
зование приводит, вообще говоря, к несколько отличному от вы-
ражения (2.45) характеристическому уравнению для р. Можно
показать, что постоянные распределения для ТМ-мод получа-
2* 35
ются несколько меньше, чем для Т£-мод с тем же индексом. Од-
нако, если волновод слабонаправлйющий (т. е. пс яе tif « ns),
значения постоянных распространения ТЕ-моды и соответствую-
щей ТЛ1-моды практически одинаковы. Детально этот вопрос рас-
смотрен в работах [80, 181 ].
2.7. Прямоугольные волноводы
Как уже сообщалось выше, планарные волноводы,
помимо того, что служат упрощенной теоретической моделью вол-
новодных явлений в более сложных структурах, оказываются
Рис. 2 7 Полосковый волновод прямоугольного сечення:
сГ— гипотетический, б — реальный, получаемый ме-
тодом возмущений из гипотетического
практически полезными в интегральной оптике, так как позволяют
удерживать энергию света в тонком слое. Однако в большинстве
интегрально-оптических устройств требуется направлять энергию
вдоль одной координаты и удерживать ее в двух перпендикулярных
направлениях, что осуществляется с помощью полоскового волно-
вода прямоугольного сечения (рис. 2.7).
Действительно, пленочные структуры, рассматривавшиеся ра-
нее, обеспечивали удержание энергии вдоль оси х, но не наклады-
вали каких-либо ограничений на распространение в плоскости
yz. Прямоугольный же волновод —• это структура, в которой
свет не распространяется как вдоль оси х, так и вдоль оси у. Он
состоит из волноводной области с более высоким показателем пре-
ломления «1, окруженной оболочкой с показателем п2 (п2 < nJ.
Поскольку в прямоугольном волноводе в отличие от планарного
показатель преломления п1Л может быть функцией двух коорди-
нат, получить формулы для распределения поля и постоянных
распространения оказывается делом очень непростым и требующим
обычно обширных численных расчетов [161, 253]. Совсем недавно
было получено точное аналитическое решение волноводных
свойств гипотетического прямоугольного волновода (рис. 2.7, а).
36
Используя это решение, можно получить моды реального волно-
вода, применив теорию возмущений первого порядка [238]
Распределение показателя преломления гипотетического волно-
вода (рис 2 7, а)
пъ(х, у) = п"(х) + п"г(у), (2.82)
где
п' (х) = «f/2, | х | < а/2;
п'* (%) = «2 - «2/2, | х | > а/2; (2,83)
«"'(у) = «2/2, | г/ | < Ь/2;
«"2 ((/) = «2
-«2/2, | у\ >Ь/2.
(2.84)
Скалярное волновое уравнение (2.18) для этого случая записывают
в виде
Э2ф . d2ip . д21|э п2 (х, у) d2i|>
дх1 "г” ду2 "г" дг2 с2 di2
(2.85)
где = Ех, Еу, Ez. Если «2 (х) описывается с помощью выраже-
ний (2.82)—(2.84), то уравнение (2.85) решается методом разделения
переменных, т. е. Ех = X (х) Y (у) Z (z), что дает раздельные ре-
шения для функций X и Y:
+ = (2-86)
-^- + [^"2(У)-Р!]Г = 0, (2.87)
где р2 = pi + р2- Чтобы решить уравнение (2.86), введем но-
вую переменную | = 2x/d. При этом для областей | х| < d/2
и | х | > d/2 уравнение (2.86) приобретает вид
4JJ- + (i?X = 0, |£|<1;
^-/<^х = о, |^|:
1,
(2.88)
где
V. = - «2)1/2; р, = ^- (^1 - р?)1/2.
Поскольку функция «'2 (х) симметрична относительно х = 0,
X является либо симметричной, либо антисимметричной функцией
5- Для симметричной функции решение уравнений (2.88) таково:
X (х) = Л cos | £ | < 1; |
X (х) = В exp [- (v? - р?)1/21 £ |]; |£|>1. J
37
Параметр pj, содержащий постоянную распространения
определяется характеристическим уравнением
Hi tg pi = pi, (2.90)
которое получается на основании непрерывности X и ее производ-
ных при £ = 1. Для антисимметричной моды характеристическое
уравнение имеет вид
Pi ctg pi = У^ - pt (2.91
Аналогичным образом можно получить решение для поля и харак-
теристические уравнения той части скалярного уравнения, которая
зависит от у. В частности, характеристические уравнения соответ-
ственно для симметричной и антисимметричной функций Y (у)
даются в форме
Р2 tg р2 = ifvi-pt ’ (2.92)
р2 ctg р2 -= —у - р2, • - (2.93)
где' ч
*, = т- W “ "з)"2;
Опираясь на полученные результаты, легко вывести аналити-
ческие выражения для распределения модовых полей различных
мод в зависимости от того, являются они симметричными либо
антисимметричными вдоль х и у. Приведенная постоянная рас-
пределения имеет вид
р2п = --- 1 ----4-- (2.94)
'о /е5 (nx — vf vs ' Л
Теперь для того чтобы получить постоянную распределения для
реального волновода, показанного на рис. ~2.7,' 7Г, используем
тот факт, что реальное распределение показателя преломления
может быть получено из изображенного на рис. 2.7, а гипотетиче-
ского распределения с помощью возмущения функции показателя
преломления в углах гипотетического волновода. Возмущение
имеет, очевидно, порядок (п? — п|), а поскольку на практике
« п2, это возмущение является малым.
Следовательно, зная степень возмущения и используя теорию
возмущений первого порядка, можно найти приведенную постоян-
ную распространения для волновода, подобного изображенному
на рис. 2.7, б,
Р2 = Ро - Р‘‘>
38
где согласно [238]
Р
г
1
Л[ — п->
а/2 Ь)2
п\ — tifydxdy j [|4>|2dxdt/
Р-2
1/2 2m+psm(2n1) 1-1
1+рсо5(2ц!) J
1 \ 1/2 2Иа + <7 sin (2gt) ]
1 / 1 -J- <7 cos (2,u2) J ’
(2.95)
где p, q — 1 (—1) для симметричных и антисимметричных мод
по х и у соответственно.
2.8. Электромагнитная теория распространения
волн в оптических волокнах со ступенчатым
профилем показателя преломления
В п. 2.2 мы показали, как световые лучи захватыва-
ются и направляются по зигзагообразной траектории вдоль оптиче-
ского волокна со ступенчатым профилем показателя преломления
за счет полного внутреннего отражения на границе раздела серд-
цевина—оболочка. Такая модель распространения света является,
однако, весьма приблизительной, хотя и удовлетворительной
с практической точки зрения в тех случаях, когда радиус сердце-
вины превосходит длину волны распространяющегося излучения.
Для волокон с малыми радиусами сердцевины (а = 2ч-5 мкм),
т. е. в тех случаях, когда X становится сравнима с а, лучевое при-
ближение уже не дает нужной точности и приходится прибегать
с электромагнитному анализу, основанному на уравнениях Макс-
велла. Как было уже показано в п. 2.4, степень применимости
лучевой модели для анализа процессов в конкретном волокне
оценивается с помощью параметра V [см. уравнение (2.6) ]. Обычно,
чтобы описать процесс распространения излучения в волокнах,
имеющих V с 10, приходится привлекать аппарат волновой оп-
тики.
Таким образом, для полного описания распространения излу-
чения в оптических волокнах мы используем электромагнитный
модовый анализ, подобный описанному в п. 2.3 для планарных
волноводов. Однако вследствие цилиндрической геометрии опти-
ческих волокон целесообразно получить соотношения, эквивалент-
ные уравнениям (2.24)—(2.26) и (2.27)—(2.29), в цилиндрических
координатах, связывающие компоненты Er, Ev, Ezn Hr, Hv, Ht
для электрического и магнитного полей распространяющейся
волны. Вычисления проводятся аналогично, однако теперь мы
имеем дело с цилиндрическими координатами. Так, для получения
мод волновода обычно рассматривают плоскую волну, описывае-
мую волновым уравнением (2.17). Мы предполагаем, что компо-
39
ненты электрического Е и магнитного Н полей выражаются через
формулы (2.19) и (2.20):
Е, (г, ср, z, I) = Ег (г, ср) е' (2.96)
Hi (г, ср, z, i) = Hi (г, ср) е' (2.97)
где i = г, ср, z. При записи этих уравнений предполагалось, что
волна распространяется в положительном направлении оси г.
Проделывая то же преобразование, что и в п. 2.3, можно разло-
жить уравнения Максвелла для ротора (2.8) и (2.9) на шесть урав-
нений для компонентов в цилиндрических координатах, учитывая,
что ротор в данном случае записывается как
г/г Ф г/г
V X А = д/дг д/дц> д/дг
Лг гАу Az
(2.98)
где г, (риг — единичные векторы (орты) координатных осей; А —
произвольный вектор. Используя эту систему из шести уравнений,
после ряда алгебраических преобразований можно выразить по-
перечные компоненты г, ф векторов Е и Н через продольные ком-
поненты Ez и Hz в следующем виде:
Er - / I В | Цо« dHz 1
k2 11 dr г г дф J
/ [ “ 0 dEz дНг ]
“TH г дф
и !_ I р дНг dEz |.
Пг — k2 1 р дг г дф J ’
Яф = i I /г2 1 А Г дНг , d<f dEz 1 Со®—1,
(2.99)
где k — поперечный компонент волнового вектора к плоской
волны в волноводе с показателем преломления п,
k /со2р0е - |32 = -f- - |32 - Уk20n2 - [Г . ( 2.100)
В цилиндрических координатах компоненты поля Е (так же,,
как и Н) соотносятся с соответствующими декартовыми коорди-
натами следующим образом:
Ег = Ех cos ф -f- Еу sin ф;
Ev = —Ех sin ф Еу cos ф;
(2.101)
Ez = Ez.
Из уравнений (2.101) вытекает, что z-компонент поля будет
удовлетворять скалярной форме волнового уравнения, а именно
уравнения (2.17), но без члена Ve. Более того, так как компоненты
г, ф полей могут быть выражены через Ez и Hz [см. уравнения.
40
2.99)], то решение скалярного волнового уравнения для Ez и Hz
будет достаточным для получения всех компонентов векторов Е и
Н электромагнитного поля. В цилиндрических координатах ска-
лярное волновое уравнение выглядит так:
1 д / dEz \ , 1 d2Ez , ff1Ez d2Ez n zQ , nQ4
--- ~5— ( r -г- ) H-~T Po6 - л/?- ~= 0. (2.102)
r dr \ dr )' r dip2 1 dz2 , J dt2 4 '
Для того чтобы применить метод разделения переменных (см.
п. 2.3) в решении уравнения (2.102), можно записать
= (2.103)
Подставив уравнение (2.103) в уравнение (2.102), получим
lb W" = ’ Так ЧТ0 ~ е±Л<₽’ (2-104)
где I должно быть целым числом для обеспечения периодичности
поля по <р [т. е. /2 (ф + 2л) = /2 (ср)]. Таким образом уравнение
(2.102) принимает вид
<2JO5>
Уравнение (2.105) является известной формой дифференциаль-
ного уравнения Бесселя второго порядка, имеющего два независи-
мых решения в виде любых двух различных цилиндрических
функций. Действительный выбор этих функций определяется огра-
ничениями, положенными геометрией волновода на пространствен-
ное распределение полей. Для того чтобы получить моды, соответ-
ствующие определенной волноводной геометрии, надо решить
уравнение (2.105) для поля (г) и соответствующей постоянной
распространения 0.
Решение уравнения (2.105) для волокна со ступенчатым про-
филем. Первыми среди использованных были оптические волно-
воды с постоянным показателем преломления пх сердцевины (диа-
метром 2а), окруженной покрытием с постоянным показателем
преломления п2 (см. рис. 2.2). Таким образом для сердцевины и
покрытия уравнение (2.105) может быть переписано соответственно
в ви де <
+ (2-106)
И
^г^--(да2-5~+/2)^ = 0’ г^а’ (2-107>
где параметры
и = ayk20rii~^ ; w = боПг (2.108)
были выбраны по тем же критериям, что и параметры уе, ys и kf
в п. 2.3 [см. уравнения (2.35)—(2.37)]. Параметры и и w можно
41
связать с приведенной частотой или параметром V волновода [см.
формулу (2.6)]
U2 !-ш2 - k20a2 (п21 - ni) = V2. (2.109)
Далее будет показано, что для физически реальных решении,
а именно для направляемых мод волоконного световода, и и ш
должны быть положительными. Это подразумевает, что значения
Р для направляемых мод должны лежать в пределах
kon2i>$2>k2onl. (2.110)
Решения уравнения (2.106) есть функции Бесселя первого рода
1-го порядка Ji (х) и второго рода Yt (х), тогда как решения урав-
нения (2.107) есть модифицированные функции Бесселя первого и
второго рода Ki (х) и // (х), где х = иг/а и х — wr/a. Однако для
того чтобы корректно выбрать цилиндрические функции для пра-
вильного представления направляемых мод, мы примем во внима-
ние с учетом ассимптотической природы этих функций [78], что
Д (х) и Yt (х) ведут себя как стоячие волны с уменьшающейся
амплитудой (для больших действительных значений их аргумента).
С другой стороны, Ki (х) есть монотонно спадающая функция от х,
a li (х) есть монотонно возрастающая функция от х. Далее при
х0 функция Ji (х) ограничена, в то время как Yt (х) — рас-
ходится. В то же время при х оо К) (х) 0, а /; (х) оо Сле-
довательно, для ограниченных решений Yt (х) и It (х) должны
быть отвергнуты и можно записать решения уравнений (2.106) и
(2.107) для правильного представления волноводных мод волокна
со ступенчатым профилем показателя преломления следующим
образом:
L "2 J I D J J I \U) J
Г 1 Г Л 1 Ki(wr/a) lm I (2.111)
где использована непрерывность Ez (и Hz) при г = а. Поперечные
компоненты поля Ег (и Нг), Е,9 (и //,„) могут быть легко выражены
с помощью уравнения (2.99) через Ez (и Hz). Полное поперечное
поле
Et = Err + Ewq, (2.112)
что может быть использовано для образования распределений
поля различных мод. Когда определенное волокно содержит
большое число мод, полная картина распределения поля будет
сложной композицией всех этих мод, в связи с чем образуется
своеобразная спекл-структура. Интерференционная спекл-струк-
тура наблюдается на выходе многомодового волокна, освещенного
когерентным излучением от гелиево-неонового лазера.
42
Граничные условия, налагаемые геометрией волновода, тре-
буют непрерывности Ez (Hz), так же как других тангенциальных
компонентов Ev (Hv), при г = а Эти условия непрерывности при-
ведут к системе четырех уравнений для неизвестных постоянных
А, В, С, D Для нетривиальных решений соответствующий опре-
делитель (образованный из коэффициентов А, В, С, D), должен
быть равен нулю, и в результате длительных, хотя и простых,
алгебраических преобразований, можно получить следующее
трансцендентное уравнение для постоянной распространения
[78 1:
Г п" W1 2 * Е (м) (^) 1 Г w2 Е (м) _ (^) "1
L п’, U Ji (и) w Ki (w) J L U JI (u) w Ki (w) J
где штрихи означают дифференцирование функции по ее аргу-
менту. Это уравнение, хотя математически более сложно, по суще-
ству эквивалентно характеристическому уравнению, получен-
ному в п. 2 3 для планарного оптического волновода. Таким обра-
зом, по аналогии с уравнением (2.45) решения уравнения (2.113)
для Р в пределах области, ограниченной условием (2.110), будут
определять распространяющуюся волноводную моду в волокне
со ступенчатым профилем показателя преломления Однако в ци-
линдрическом волоконно-оптическом волноводе, вообще говоря,
все шесть компонентов полей Е и Н конечны, в отличие от планар-
ного волновода, где или Ez = 0, или Нг = 0 (для чистых ТЕ-
и ТТИ-мод соответственно). В связи с отличием от нуля компонен-
тов Ez и Нг моды в волоконном волноводе называют гибридным и
и обозначают как НЕ- и f/7-моды Т Тем не менее, для специаль-
ного случая радиально симметричных (I = 0) мод, когда правая
часть в уравнении (2.113) исчезает, можно получить
— ттт + -—= 0 (2-И4)
и Jo (и) 1 W «(, (W) v 7
либо
t 1 ।__1 Ко (^) __ л (о ] । к\
W и JO(U) 1 w KO(W) (Z.11O}
Можно показать 2, что уравнение (2.114) соответствует ТЕ-моде
а уравнение (2.115) — ТЛ4-моде.
Одномодовое волокно. При достижении отсечки моды по ана-
логии с рассуждениями, приведенными в п. 2.4, мы должны иметь
w — 0. Используя рекуррентные соотношения, связывающие Jo
1 Выбор одного из двух обозначений (НЕ иди ЕН) зависит от того, какой
компонент — Hz или Ez —превалирует в поперечном поле
2 Ради краткости мы опускаем здесь доказательство, с которым читатель
может ознакомиться в работе [78, гл. 4].
43
c J6 и Ко с Ко, приходим к характеристическому уравнению при
отсечке для ТЕ- и ТТИ-мод
Jo(«) = 0. . (2.116)
Поскольку Ji (и) есть осциллирующая функция аргумента и
для заданного I, то должно существовать т корней уравнений
(2.114) и (2.115), подчиняющихся ограничениям, выраженным
условием (2.110). В соответствии с этим ТЕ- и ТЛ4-моды в опти-
ческом волокне могут обозначаться двумя индексами: ТЕ01,
ТЕМ, ...; ТЛ401, ТЛ4О2, ... и т. д., соответствующими первому,
второму и т. д. нулям функции Jo (и). Ситуации, соответствующие
I К 0, являются гораздо более сложными. Не углубляясь в де-
тальные расчеты, приведем условия отсечки для различных ги-
бридных мод [122]:
Ji («) = 0 для HElm\
Jt (u) = 0 (исключая случай и = 0) для ЕН1т-мод,;
(чг + 0 Jl-V = (Т=Т/ Jl ДЛЯ НЕ1т-М°Л’
так как нули функции (и) имеют место при и = 0; 3,8317; ...,
то мода НЕп не имеет отсечки. Поскольку при отсечке w = 0, из
уравнения (2.109) можно получить, что и ~ V = Ve, где Vc —
некая граничная величина.
Значения 1/-параметра, соответствующие отсечкам различных
мод, показаны в табл. 2.1.
Таким образом, поскольку V,- = 0 для моды HEllt эта мода,
являющаяся самой низкой разрешенной модой в оптическом во-
локне, в принципе может распространяться при произвольно
малом радиусе сердцевины а и произвольно малой относительной
разности показателей преломления сердцевины и оболочки — А.
Следующие более высокие разрешенные моды — ТЕ01 и ТЛ401,
частота отсечки которых задается первым нулем Jo (и) = 0, кото-
рый имеет место при и ~ 2,4048 . К- Вид различных функций
Бесселя для получения условий отсечки представлен па рис. 2.8.
Таблица 2.1. Критические значения К-лараметра
для НЕ- и ЕН-мод, в ступенчатом волокне с п^п, — 1,02
1 tn Мода
1 2 3
0 2,405 5,52 8,654 ТЕ, ТМ
1 0,000 3,83 7,020 НЕ
1 3,830 7,02 10,170 ЕН
2 2,420 5,53 8,660 НЕ
2 5,140 8,42 11,620 ЕН
44
Если подобрать такие значения радиуса сердцевины а и относи-
тельной разности показателя преломления Д, чтобы 0 < V с
С 2,4048, так что другие моды, кроме низшей разрешенной HEllt
не смогут распространяться в волокне, то можно получить так
называемые «одномодовые волокна». Они обладают рядом до-
стоинств, в числе которых крайне большая ширина полосы про-
пускания. Одномодовые волокна в наибольшей мере подходят
для использования с интегрально-оптическими устройствами и
изготовления волоконно-оптических фазовых датчиков (см.
п. 3.4). Условие
V С 2,4048 (2.118)
может быть использовано в расчете волноводов при выборе значе-
ний а и Д для получения одномодовых волокон (со ступенчатым
профилем показателя пре-
ломления), рассчитанных
на определенную длину
волны X. Условие отсечки
в оптическом волокне так-
же часто выражается через
Рис. 2.8 Функции Бесселя Jo (и)
и -J± (и)
длину волны отсечки Хс аналогично плоскому волноводу [см.
уравнение (2.64)]. В данном случае
2nan!У2Д
2,4048
(2.119)
для данного волокна, имеющего определенные а, и Д. Для лю-
бой X, большей Хс, данное волокно будет всегда одномодовым.
С другой стороны, при X < оно становится многомодовым.
В этом смысле величина очень важна, потому что выбор значе-
чения Хг, фактически диктуемый такими соображениями, как
снижение потерь при передаче и увеличение ширины полосы про-
пускания, определяет длину волны, при которой эффективности
источника и детектора максимальны, что в конечном счете опре-
деляет и выбор значений а и Д для конструирования одномодовых
волокон с хорошими рабочими параметрами.
Различные важные характеристики основной моды НЕ±1 при-
ведены на рис. 2.9 для 0,6 с V < 2,4. Исходя из определений и
и V [см. уравнения (2.108)], можно легко показать, что
₽2Мо = п2 + (n? - п22) w2/ V2. (2.120) *
Для иллюстрации характера изменения (З2 построен график w2/V2
наряду с кривыми для других интересующих нас величин (кото-
рые мы обсудим позднее в связи с расчетами потока мощности).
45
Значение р моды НЕг1 для конкретного значения V при одномодо
вом режиме может быть вычислено непосредственно из этой харак-
теристики с использованием формулы (2.120).
Для того чтобы снизить требования к точности соединений и
производственные допуски на одномодовые волокна, на практике
обычно стремятся выбирать рабочий режим, соответствующий
большим значениям радиуса сердцевины а и V (~2). Если сделать
а больше определенных значений, то за это приходится платить
чрезмерно большими потерями на изгибах волокна, появляющи-
мися из-за соответствующего уменьше-
ния значения А. Из практических со-
ображений Д должно составлять не
меньше 0,1 %, что налагает ограниче-
ния [из-за условия (2.118)] на макси-
мальный диаметр сердцевины реального
одномодового волокна: он должен быть
равен ~5—6 длинам волн. К примеру,
диаметр сердцевины одномодового во-
локна на кварцевой основе («j ~ 1,46),
рассчитанного на длину волны X ~
— 0,8 мкм, равен 3—5 мкм, на X ~
~ 1,3 мкм — 5—10 мкм.
Рис 2.9. Параметры моды НЕг1 для ступенча-
того волокна как функции его Е-параметра
(публикуется с разрешения автора работы
[158] © IEEE)
Действительная зависимость поля моды от <р может быть пред-
ставлена функцией cos Zip или sin /ф, что легко доказать с помощью
комбинаций двух независимых решений е‘г<₽ и е-‘(- для функции
[2 ]см. уравнение (2.104)]. Таким образом, зависимость моды НЕп
от ф может быть представлена либо cos ф, либо sin ф; следова-
тельно, чередуясь, они могут представлять два взаимно ортого-
нальных вырожденных поляризованных состояния. Это вырожде-
ние, тем не менее, может быть снято введением анизотропии либо
в конфигурации волокна, либо в распределении показателя пре-
ломления в волокне. Тогда мы получим так называемые «одно-
модовые поляризованные волокна» (ОМПВ), которые очень пер-
спективны для применения в когерентной волоконно-оптической
связи и в фазовых волоконных датчиках ]295].
Временная дисперсия в многомодовом волокне. Слабонаправ-
ляющее волокно. В гл. 1 отмечалось, чго оптические волокна в ос-
новном используются в системах дальней связи. По ряду причин
для дальней связи наиболее удобной является импульсно-кодовая
модуляция оптической несущей (ИКМ). При ИКМ информацию
кодируют в виде последовательности оптических импульсов.
Когда оптический импульс попадает в обычное многомодовое
волокно, его энергия в зависимости от способа возбуждения может
46
быть распределена между большим числом разрешенных волно-
водных мод. Каждая из этих мод будет распространяться по длине
волокна со скоростью vg = do)/dfiitm, характерной для данной
модовой группы. На выходе волокна энергия различных мод сум-
мируется и образуется импульс, как правило, большей длитель-
ности, чем входной. Эффект «расплывания» импульса известен как
временная дисперсия. Временная дисперсия является одной из
определяющих характеристик при расчете многомодовых волокон,
так как она определяет ширину полосы пропускания волокон.
Поскольку в одномодовых волокнах распространяется лишь одна
мода и, следовательно, возможна лишь одна групповая скорость,
то временная дисперсия, казалось бы, должна отсутствовать.
Однако в действительности это не так. Как мы увидим в дальней-
шем, вследствие конечности ширины спектра реально возможного
светового излучения всегда будет наблюдаться некоторая оста-
точная временная дисперсия даже в одномодовом волокне. В мно-
гомодовых волокнах грубая оценка временного расплывания им-
пульса может быть сделана с помощью вычисления разности вре-
мен прохождения по волокну между низшей и высшей разрешен-
ными модами. Конкретная мода волокна со ступенчатым профилем
показателя преломления имеет возможность распространяться
под характеристическим углом 0р, создаваемым вектором плоской
волны с осью волокна, который определяют из формулы, ана-
логичной выражению (2.66),
Рр = ^o«icos9p, (2.121)
где р — структурный номер моды, соответствующий конкретным
значениям I и т. Как понятно из рис. 2.2, а, время, затрачиваемое
обычным лучом на прохождение расстояния L в волокне,
т = n\L/(c cos др). (2.122)
Таким образом, если по волноводу одновременно’ распростра-
няются под углом др, изменяющимся между 0 и 0( (д’с = л2 — 0С),
различные лучи, имеющие одинаковую мощность, то эти лучи за-
тратят различное время на прохождение по волокну и разница
во времени между прохождением по кратчайшему (соответствую-
щему 0Р = 0) и наиболее длинному (соответствующему д'р = 0()
путям, составит
Для ~ п2 (пх — п2)/п2 ~ (nt — п2)/п1 = Д. Таким образом
Дт~-^Д, (2.123)
где Д < 0,01 (см. п. 2.2). Если допустить, что п ~ 1,46, Д ~ 1 %,
то в ступенчатом волокне длиной 1 км Дт ~ 50 нс, т. е. импульс
бесконечно малой временной ширины после прохождения 1 км
47
волокна становится импульсом продолжительностью приблизи-
тельно 50 нс. Так что для получения достаточного временного
разрешения на конце волокна передаваемые импульсы должны
следовать друг за другом через 50 нс и более, чтобы приемник раз-
решал их как отдельные импульсы.
Такова ситуация в цифровых оптических линиях передачи,
в которых используются волокна со ступенчатым профилем пока-
зателя преломления длиной порядка 1 км. Поскольку в соответ-
ствии с выражением (2.123) Дт пропорционально Д, то для увели-
чения скорости передачи импульса в градиентных волокнах для
дальней связи необходимо, чтобы Д было не более 0,01—0,02.
Волокна, характеризующиеся Д 1, называют слабонаправляю-
щими.
Побочным результатом условия Д 1, вызванного практиче-
ской необходимостью, является то, что для слабонаправляющих
волокон значительно упрощается описание волноводных мод.
В этом можно убедиться, подставивХ ~ п2 в уравнение (2.113).
Используя рекуррентные соотношения типа J'i (и) = Jt_\ (и) —
— (l/u) получаем следующее характеристическое уравнение
Ji-i («) = __ Кг-i (^)
Ji (“) Ki(w)
(2.124)
Погрешность при расчете с помощью этой формулы, как пока-
зано в работе [3431, составляет 1 % для Д <0,01 и 10 % для
Д < 0,25.
Другим следствием слабой направляемости является то, что рас-
пространение волны по волокну будет более эффективным при ма-
лых углах между волновым вектором и волноводной осью [см. урав-
нения (2.4) и (2.5)]. /7£-моды порядка (I + 1) и £//-моды порядка
(Z — 1) становятся почти вырожденными, т. е. собственные зна-
чения постоянных распространения HEi+lt т и ЕН,^. т стано-
вятся'фактически почти одинаковыми в пределе Д -> 0. Из-за этого
почти1' полного вырождения в таких волноводах можно создать
с помощью линейной суперпозиции HEl+1Lt т и EH[_lt т мод
почти линейно поляризованные моды, содержащие в поперечном
по отношению к оси поле только один преобладающий компонент
электрического и один магнитного поля. После длительных алге-
браических преобразований, используя декартовы координаты,
можно получить следующее соотношение для компонентов поля
Ех, Еу и Ег, Е^:
Г £ж 1 Г c°sq> —sin <pj Г Er "1
L Ev J L sin <p cos <p J L Ev J '
г'Г Можно также показать, что учет условия Д 1 действительно
приводит к тому, что либо Ех = Ну = 0, либо для ортогональной
поляризации Еу = Нх = 0 [256]. Таким образом поперечные
поля существенно поляризованы в одном направлении и имеют
только четыре ненулевых компонента поля Еу, Нх, Ez, Нг (или
48
для ортогональной поляризации — Ех, Ну, Ez, HL) вместо шести
ненулевых компонентов в первоначальном (не слабонаправляю-
щем) волокне. Вместо рассмотренного выше довольно сложного
метода расчета можно воспользоваться преобразованиями, пред-
ложенными Глоге в работе [1591 для того, чтобы показать, что
для Д <'. 1 волноводные моды почти линейно поляризованы и
имеют только один преобладающий поперечный электрический
или магнитный компонент поля.
Линейно-поляризованные моды в слабонаправляющих волок-
нах. Не нарушая общности, можно предположить, что преобла-
дающий поперечный компонент электрического поля в слабона-
правляющем волокне радиуса а направлен вдоль оси у, а компо-
нент Ех много меньше, чем Еу. Покажем, что допущение Ех Еу
не приводит к противоречию до тех пор, пока Д < 1. Из выводов,
сделанных в п. 2.8, с очевидностью вытекает, что, как и компонент
Ег, компонент Еу также удовлетворяет скалярному волновому
уравнению (2.102). Следовательно, можно утверждать [сравните
формулы (2.111) и (2.112)1, что Еу в сердцевине и оболочке соот-
ветственно будет задаваться в. виде:
£ — E,Jl ^Г!а^ cos /<р, 0 < г < а\
у Ji(u) 4
E^^r/a) cos/
J Ki(w)
(2.125)
Здесь предполагается, что Еу непрерывно при г = а, хотя, строго
говоря, Еу не непрерывна для всех <р. На самом деле также тре-
буется, чтобы были непрерывны Ez, Еу и п?Ег на границе раздела
сердцевина — оболочка. Однако допущенная ошибка ничтожна
до тех пор, пока условие Д < 1 удовлетворяется [76, 1591. Если
предположить, что Ех Еу* то Ну < Нх и, следовательно, из
уравнений Максвелла (2.8)—(2.9) можно получить
дЕу .
дх ’
дНх
Нгж^—
Ро<0
р — i_____
2 won2 L ду
(2 Л 26)
Опять-таки, поскольку Д 1, волны эффективнее распростра-
няются под малыми углами к оси волокна, наконец, поскольку
поперечное электрическое поле считается полностью направлен-
ным вдоль оси у, можно с уверенностью считать, что мода образо-
вана поперечно-поляризованной вдоль оси у плоской волной, рас-
пространяющейся вдоль направления оси z в почти бесконечно
протяженной среде, имеющей показатель преломления п. Тогда
А'-компонент в уравнении (2.8) для почти плоской волны будет
— jay0Hx » j^Ey ж jknlt гЕу или Нх ~ Еу, (1.127)
*0
49
где индексы 1 и 2 относятся к сердцевине и оболочке соответст*
венно, а г0 = юр0/% — импеданс плоской волны в свободном
пространстве.
Использовав следующие стандартные соотношения:
x = rcos<p; z/ = rsin<p; z//x = tg<p; г = j/ x2 z/2, (2.128}
получим, что
д д дг . д дх "г” dtp д — Sin ф ду т да> д = COS ф -ч дх дг 3 . cos <р д dr ' г dtp ’ S1T1 (р д
дх ~ дг Г 3<р
•// («) = -у ЬЛ-i («) ~ Ji-\ 1 («)];
(2.129)
Jz(U) = -^-[Jz_1(zz) + Jz+1(U)]. -
Из уравнений (2.125)—(2.127) можно получить
(2.130)
Ег =
Ег =
0; . [Jz+1 (ur/a) sin (/ 4- 1) <р Ц-
2k0an1Ji (и) 1 4+1' ’ ' 1 ' ’ 1
-гJZ-i(Mr/a)sin(/-- 1)ф], г<.а\
jEiw
2k0an2K I (w)
[Kt+1(wr/a) sin(/ 1)ф —
(2.131)
— Л)_1 (wr/a) sin (/ — 1) ф], r^a\
= - ~2k^w[Jl^{urla) cos <О-1)Ф-
— Ji^iur/a) cos (I — 1) ф], r<a;
^ = - 2k^aKt W C°S H) «Р “
- (wr/d) cos (/ — 1) ф], r 5» a.
(2.132)
Сравнивая уравнения (2.125) и (2.131), можно обнаружить, что
в сердцевине (г < а)
I I и____________lEkjn{ — Р2 \1/2 луг (2 133)
I Еу I ak^ koni 1
так как для малой разницы между п\ и п2 (щ — Пъ)1п\ та 2 (tii —
— Таким образом, поскольку Д 1, продольный компо-
нент поля Ez <х Еу. Подобные заключения могут быть сделаны и
для поля в оболочке. Наличие порядков (/ — 1) и (/ + 1) у Ez, Hz
может служить подтверждением того, что эти моды были сформи-
рованы в результате суперпозиции собственных мод. Из непрерыв-
ности тангенциального (к границе раздела) компонента Ег при
50
г = а после предположения, что ~ п2, и с использованием
ранее выведенных соотношений можно получить, что:
• (2.134)
^(+1И= + I
Отсюда получаем следующее характеристическое уравнение для
вычисления значений постоянной распространения рг, т для раз-
личных мод:
которое идентично уравнению (2.124). Непрерывность Hz при
г = а приведет к такому же характеристическому уравнению.
Таким образом, наше предварительное допущение о том, что в сла-
бонаправляющем волокне моды линейно поляризованы, ведет
к такому же характеристическому уравнению, как и то, которое
было получено после применения условия Д < 1 к точному харак-
теристическому уравнению (2.113). Этим самым еще раз подтвер-
ждается допущение о том, что предположение Ех Еу, Ну И,
не ведет к каким-либо противоречиям при Д < 1.
Если теперь мы проанализируем уравнение (2.135) в пределе
w -> 0 для того, чтобы получить частоты отсечки различных мод,
то найдем, что для низшей разрешенной моды (/ = 0) частота от
сечки соответствует первому корню уравнения
J-i (Vc) = J, (V.) = 0, (2.136)
в то время как для следующей моды частота отсечки Vc задается
первым корнем уравнения
/o(Vc) = 0. (2.137)
Для нулей функций (х) и Jo (х), соответственно имеющих
место при х = 0; 3,8317; 7,0456; ... и х = 2,4048, 5,5201; 8,6537,
.., значения Vc для LP01, LPllt LP02, LP12, LP03, LP13, ... равны
0, 2,4048; 3,8317; 5,5201; 7,0156, 8,6537; ... . Литеры «РР» обозна-
чают, что моды линейно поляризованы (от англ, linear polarization)
Индекс I соответствует /-му порядку функции Бесселя, он опреде-
ляет условие отсечки для соответствующего номера моды, а также
азимутальную периодичность, т. е. число периодов функций cos или
sin, уложившихся на окружности. Из этого определения для
обозначения РР-моды можно также наглядно представить рас-
пределение поля для отдельных мод, потому что физически / пред-
ставляет собой число пучностей в угловом распределении, уло-
жившихся вдоль полукруга, в то время как т есть число пучно-
стей в радиальном рйСйределении. Это ясно показано на рис. 2.10,
51
где поперечные распределения интенсивностей для двух LP-мод
относительно высокого порядка изображены схематично так,
как они выглядят на фотографии х.
Здесь следует отметить, что в волноводе большой протяжен-
ности чрезвычайно трудно поддерживать распространение отдель-
ной моды относительно высокого порядка. Это происходит потому,
что любое малое возмущение в волокне способствует перекачке
энергии из данной моды в другие волноводные воды, в связи с чем
возникает суперпозиция различных мод и на выходе волокна в ре-
зультате нет четко определенной и регулярной картины. Только
если волокно изготовлено таким образом, что рабочее значение
V-параметра лежит в диапазоне, соответствующем фундамен-
тальной моде LP01, 0 < V <
а) "х $ ----< 2,4048, есть возможность
/ 0 \ / ва® \ поддерживать распространение
/ ° ® \ / 0 а® \ отдельной моды по волноводу.
© е ® • • ®
' / \ а «* / Рис. 2.10. Схематическое предсгав-
\® 0/ \® ® • 0в0о / ление картин распределения интен-
X. • У X® ® ® У сивности для мод LP41 (а) и LP62 (б)
Вид нормированной постоянной распространения b в зависи-
мости от V показан на рис. 2.11, а, где
к m-nj
Щ — п?2
(2.138)
так что для волноводных мод [см. соотношение (2.110)} b лежит
между 0 и 1. Каждая кривая на графике соответствует одной из
LPlm мод. Значение К; для отсечки различных LP-мод может быть
найдено непосредственно по графику; оно соответствует точке
пересечения каждой кривой с осью V. Как уже отмечалось выше,
при I 1 каждая LP-мода в действительности состоит из линей-
ной комбинации НЕ1+1, т и ЕН^ т мод, каждая из которых
также может быть представлена в азимутальной зависимости
cos Zq> или sin /ф. Однако поскольку каждая LP-мода может быть
поляризована либо по оси х, либо по оси у, а каждое из этих на-
правлений поляризации имеет азимутальную зависимость вида
либо cos /ф, либо sin /ф, то можно сказать, что каждая LP-мода
четырежды вырождена, т. е. каждому обозначению LPim соответ-
ствуют на самом деле четыре дискретных модовых распределения
(рис. 2.11, б). Исключение представляет мода LP01, которая только
дважды вырождена. Таким образом, в системе обозначений мод
по типу LP четыре распределения для каждой LP-моды соответ-
ствуют четырем видам комбинаций НЕ- и ЕН-мод. Комбинации
точных мод, образующих различные LP-моды, показаны в табл. 2.2.
1 Заинтересованный читатель может ознакомиться с подобными фотогра-
фиями в книге [62].
62
Теперь заметим, что для получения точных значений р'/, т для
различных мод, нужно решить трансцендентное уравнение (2.135)
для и при заданном V. Глоге [159] дал полезные аналитические
решения этого уравнения, которое иначе может быть решено
только численными методами. Мы только приведем результаты.
За исключением LP01 (НЕГ1) моды, для всех остальных мод
и (V) = ис exp [arcsin (s/uc) — arcsin (s/V)2 ]/s, (2.139)-
Рис. 2.11. Основные свойства первых волноводных мод- а — нормирован-
ная постоянная распространения как функция V-параметра (публикуется
с разрешения автора работы [159]); б — распределение поля четырех-
кратно вырожденной моды LPU
где s = (и% — Р — 1)1/2’; ис — т-й корень уравнения Ji_± (и) =
= 0. Для моды LPn имеем
(2J40>
Для мод относительно низкого порядка, вдали от отсечки V л-
Ур s, и уравнения (2.139) и (2.140) могут быть упрощены:
и (V) = Uoo [1 — (1/V)] (2.141).
для всех мод, для которых их есть т-й корень (и).
Таблица 2.2. Соответствие между LP-модами и точными модами,
комбинации которых образуют LP-моды
LP-моды Точные моды Точные моды
LPoi ЕРц LP 21 ^Рог //p2i> TPoi, ^440i //£31, ЕНп НЕ„ LP3i i LP1Tn LPlm (I =^0,1) HEn, EH21 he2, TEo, TMu El-i, m
63
Очевидно, что с практической точки зрения теория слабо-
направляющих волокон, созданная Снайдером [343] и Глоте
[159], вполне подходит для изучения эффектов распространения
лучей в оптических волноводах, что подтверждает проведенное
выше сопоставление ее положений с точной модовой теорией.
Распределение мощности направляемых мод в поперечном
сечении волокна. По аналогии с расчетом потока энергии в пла-
нарных волноводах, представленном в п. 2.6, заметим, что г-ком-
понент вектора Пойнтинга [см. формулу (2.73)1, проинтегрирован-
ный по поперечному сечению волновода, даст выражение для
потока мощности, распространяющейся вдоль волновода. Таким
образом:
а 2Л 1
Р п = 4“ j j Szr dr dq>;
о 0
oo 2Л
pd =- 4" f f szr dr
0 0
где Sz = ExHy — EyH'x. Вместо компонентов поля Ey и Hx в серд-
цевине и оболочке из формул (2.125) и (2.127), выполнив интегри-
рование с помощью стандартных интегралов функций Бесселя,
можно получить:
Рсо = а? |[Л(«)- ^/_! (») У/+1 (и)]}/л (U); |
лсо,с1
где Л i = -4— пи 2
г = а, можно получить при условии непрерывности
j; (и) _ , К'г (w)
и ~ ‘
Используем рекуррентные соотношения
uJ'i (u) = Ui (и) — uJ/+1 (и); 1
wk] (ну) = IKi (да) - - 1 (да) J
'«совместно с определением
х -= K2i (да)/[7(/+1 (да) Ki-i (да)].
Уравнения (2.143) преобразуются1 тогда в
(2.142)
Поскольку Еу и дЕу/дг непрерывны при
дЕу/дг, что
(2.144)
(2.145)
(2.146)
= Act
(2.147)
1 Исходя из уравнений (2 143) н (2 147) можно показать, что А™ » Ас^
для слабо направляющих волокон, поскольку Ас° = Асг1.
54-
так что
Ac'ad V2
рtot = Рсо Д- РЛ
(2.148).
Таким образом, выражения для относительной мощности в сердце-
вине и оболочке соответственно могут быть записаны как
= 1 —-^-(1 -х); (2-149)
f r tot v
1^=Т7Т = 4<1”х)- <2Л50>
* tot v
Эти уравнения ясно показывают, Pci/Ptot
что вдали от отсечки, поскольку w V
будет велико и, следовательно, из .
формулы (2.109) и < V, большая о,8
часть энергии моды останется в серд-
цевине. С другой стороны, если вое- о,б
пользоваться приблизительным вы-
ражением [159] ^4
х » 1 — (га2 + /2 + 1). (2.151)
8,2
Рис. 2.12 Относительная доля мощности в
оболочке как функция V-параметра (публи-
куется с разрешения автора работы [159]) Q
Когда мода приближается к отсечке,
поскольку w < 1, можно
получить
Исо ~ 1
(2.152)
Пи
Таким образом, при I = 0 почти вся собственная энергия про-
ходит в оболочке, в то время как для мод с I 1 большая часть
энергии остается в сердцевине даже при отсечке. Поскольку при
I = 0 существенная часть полной энергии распространяется в обо-
лочке даже задолго до достижения отсечки (что показано на
рис. 2.12), то оболочка одномодового волокна (содержащего
только моду ЛР01) должна изготовляться из материала с очень
низким показателем поглощения, так же как и сердцевина, иначе
неизбежны чрезмерные потери при использовании волокон боль-
шой длины. Более того, поскольку поле в оболочке изменяется
как функция (wr/a) (см. формулу (2.111)], которая асимптоти-
чески (для больших г) ведет себя, как ехр (—wr/a), то проникно-
вение поля волноводной моды в оболочку может быть использо-
вало в интегрально-оптических волноводах (см. п. 2.6), а именно
в соединительных устройствах на связанных волноводах, назы-
56-
ваемых волоконными направленными ответвителями. Эти эле-
менты обычно являются весьма важными в волоконно-оптических
приборах. Если мы определим эффективный радиус для данной
моды как г!т = а/ю, т. е. как расстояние, на котором максималь-
ное значение поля моды в оболочке спадает в е раз, то [83]
2.9. Градиентное оптическое волокно
В п. 2.8 было показано, что разница времен прохо-
ждения луча по волокну со ступенчатым профилем преломления
для самой длинной и кратчайшей траекторий пропорциональна Д
[см. формулу (2.123)], следовательно, ширина полосы пропуска-
ния этих волокон существенно ограничена сверху и не превышает
обычно 100 МГц/км. С другой стороны, как будет показано далее,
-более плавныи~рефракционный профиль волокна приводит к зна-
чительному расширению полосы передаваемых частот. Наиболее
известная форма распределения показателя преломления по ра-
диусу описывается степенной зависимостью [160]
«2(0 = П1 [ 1 — 2 Д
п (г) = п2 [1 — 2Д] = п2, г z а,
г < а;
(2.154)
где rtt — показатель преломления на оси; Д — относительная
разность показателей преломления центра сердцевины и оболочки,
определяемая согласно формулам (2.154) как
Д = да (2.155)
причем последнее приближенное равенство выполняется только
для слабонаправляющих волокон.
В выражениях (2.154) показатель степени q определяет форму
профиля показателя преломления. Преимущество такого представ-
ления заключается в том, что оно позволяет описывать широкий
спектр различных распределений, начиная с треугольного (q = 1)
и кончая ступенчатым (q = оо) (рис. 2.13, а). Случай q = 2 соот-
ветствует параболическому профилю. Для этого случая можно по-
казать (в приближении Д < 1), что временной интервал при про-
хождении луча по кратчайшей и наиболее протяженной траекто-
риям составляет [23]
Дт«^£д2. (2.156)
Сравнив выражения (2.156) и (2.123), можно убедиться, что
для одинаковых значений пг. Д и L параболическое волокно обес-
66
печивает частичное выравнивание времени пробега различных
лучей, поскольку Ат пропорционально А2, а не А, как в эквива-
лентном ступенчатом волокне. Например, для = 1,46, А = 0,01,
L = 1 км в ступенчатом волокне Ат ss 50 нс, а в градиентном 1 —
Ат 0,25 нс, т. е. более чем на 2 порядка временная дисперсия
меньше в градиентном волокне (при условии А 1). Далее будет
показано, как можно еще уменьшить временную дисперсию за
счет дальнейшей оптимизации волокна. Соответственно ширина
полосы пропускания градиентного волокна составляет от
локна: а — степенные распределения с разными q; б — профиль реального
параболического волокна (сплошная линия) и параболическое распределение,
продолженное в бесконечность (штриховая)
3'00 МГц/км до 18 ГГц/км, но наиболее типичное значение для
реальных волокон находится вблизи 500—600 МГц/км.
Электромагнитный анализ распространения излучения в гра-
диентном волокне. В п. 2.8 мы получили точное волновое реше-
ние для ступенчатого волокна, решая скалярное волновое уравне-
ние для цилиндрической направляющей структуры (2.105). В от-
личие от ступенчатого волокна в градиентном показатель прелом-
ления есть функция радиуса г, что требует решения уравнения
(2.105) с учетом п = п (г). Перепишем это уравнение для градиент-
ного волокна:
+ Д + [ktf (г) _ Р2 _ 211 Л (г) = о. (2.157)
Как правило, общего решения уравнения (2.157) для всех воз-
можных q не существует. Есть только два значения (q = оо и
q = 2), допускающие точное решение, причем первый случай был
1 Параболическое волокно часто называют «селфоком» (от англ, self-focu-
sing— самое) окусировка). Расчет оптических траекторий в селфоке показывает,
что все параксиальные лучн периодически фокусируются на оси [256].
57
рассмотрен в п. 2.8. Для параболического волокна (q = 2) фор
мулу (2.157) можно трансформировать в уравнение Уиттекера,/
а поля в сердцевине и оболочке представить в виде функций Уитте-
кера и модифицированных функций Бесселя соответственно [154].
Условия сшивания полей при г = d приводят к весьма запутан-
ным вычислениям для получения спектра постоянных распро-
странения р.
Можно, однако, предельно упростить анализ распространения
лучей в градиентном волокне, если предположить, что в сердце-
вине показатель преломления падает монотонно по тому же закону,
что и в оболочке (рис. 2.13, б). Для такого расширенного параболи-
ческого профиля, представляемого законом
ц2(г) = щ [1 — 2Д (г/а)2] (2.158)
для всех г, решение для ЛР-мод имеет вид присоединенных функ-
ций Лагерра [91, 154,206], у которых постоянные распространения
в первом приближении по А
km = ^o[l + 1)]'/2. (2.159)
Следовательно, условие (2.110), определяющее волноводный режим,
может быть применено, чтобы определить, какие из этих мод яв-
ляются волноводными. Для этого применим условие отсечки
П = kan2 к спектру (2.159). Такой подход не очень корректен по
отношению к определенной группе мод,, постоянные распростра-
нения которых имеют значения, близкие к knn2, и которые, следо-
вательно, имеют поля, глубоко простирающиеся в оболочку.
Напротив, большинство мод с постоянными распространения
р "$> kan2 имеют поля, которые лишь незначительно заходят в обо-
лочку. Для них описываемый подход весьма корректен, особенно
в части расчета постоянных распространения.
Поскольку групповая скорость моды
из уравнения (2.159) ясно, что если пренебречь материальной
дисперсией, т. е. зависимостью n1( п2 и А от длины волны, группо-
вая скорость 1
Vg^c/tix (2.161)
и не зависит от I и т. Поэтому и время прохождения разных мод
по волокну определенной длины (т = Llvg) приблизительно оди-
наково для всех мод. Этот результат подтверждает, что у парабо-
лических волокон временная дисперсия очень мала. Вместо гипо-
тетического спадания показателя преломления за пределами серд-
1 Здесь мы раскладываем в ряд бином (2 159) и исключаем члены более вы-
сокого предела, чем А, поскольку в выражении (2.159) второй член много меньше,
чем первый.
68
цевины можно учесть влияние реальной оболочки с постоянным
индексом п2 с помощью теории возмущений [274, 324 ], заимство-
ванной из квантовой механики [153].
Решение уравнения (2.157) методом ВКБ. Для изучения осо-
бенностей распространения излучения в градиентных волокнах
с произвольным значением q при решении уравнения (2.157) при-
меняется метод ВКБ1 [160, 170]. Этот метод применяется в кван-
товой механике для получения собственных значений энергии
частиц, движущихся в потенциальной яме. Распространение света
в неоднородной среде в определенном смысле аналогично распро-
странению квантовой частицы в потенциальной яме. Для того,
чтобы теория ВКБ была применима в оптике, должно выполняться
следующее условие:
(2J62>
что равносильно утверждению, что показатель преломления мед-
ленно меняется при изменении радиальной координаты на вели-
чину порядка длины волны света. Итак, в предположении, что
условие (2.162) выполняется, что верно для многомодовых слабона-
правляющих волокон, можно применить результаты ВКБ-ана-
лпза для преобразования уравнения (2.157) в форму одномерного
волнового уравнения. Вводя обозначение
/ (г) = Д (г)//7, (2.163)
мы преобразуем уравнение (2.157) к виду
R" (г) + [k2ri> (г) - Р2 - ^-ТГ-1/4) ] /? (г) = 0. (2.164)
Используя обозначение
V2 = k2n (г) - ₽2 - (/2~1/4) , (2.165)
переписываем уравнение (2.164):
R” (г) + U2 (г) R (г)> 0. (2.166)
С помощью квантово-механической аналогии можно показать,
что для связанных мод 2 должно выполняться соотношение
J U (г) dr = (2т - I)"'2, (2.167)
где т = 1, 2, ... является радиальным номером моды, а пределы
интегрирования гх и г2 могут быть найдены решением уравнения
1 Назначение метода составлено из начальных букв фамилий разработав-
ших его ученых — Венцеля, Крамерса н Бриллюэна. Он широко применяется
в квантовой механике.
2 В квантовой механике им соответствуют связанные энергетические состоя-
ния.
59
U (г) = 0. Радиусы гу и г2, для которых U (г) равно нулю, назы-
ваются каустиками, или точками поворота. Для связанных мод
U (г) является действительной величиной в интервале между г\ и
г2, что ведет к существованию осциллирующих полей в этой об-
ласти. В то же время за пределами каустик U (г) — мнимая вели-
чина, и поля имеют экспоненциально спадающий вид.
Эти свойства функций, полученных в результате решения по
методу ВКБ, становятся яснее после изучения графической формы
Рис. 2.14. Графическое представление решения по методу ВКБ
(а, б) и лучевое представление мод утечки (в) [97]:
1 — преломленный луч: 2 — туннелирующее излучение; 3 — направ-
ляемый луч
компонентов U (г) (рис. 2.14). Из рис. 2.14, а видно, что две кри-
вые k2 (г) = kin2 (г) — р2 и 12/г2 пересекаются в точках поворота
г = t\ и г = г2, где (г) = 0. В области В, имеющей форму кольца,
ограниченного радиусами г = /у и г = г2, поле моды имеет осцил-
лирующую форму*, так как U (г) действительно в этой области,
в то время как в областях А (г < г А и С (г > г2) поле спадает экс-
поненциально, так как U (г) мнимое. Условия распространения
моды для данного распределения п (г) зависят от р и I. Для дан-
ного значения р, если I нарастает, область В становится все уже
до тех пор, пока обе каустики не сомкнутся в одну. Если I нарас-
тает дальше, для всех последующих I не существует решений
в виде связанных мод. С другой стороны, для фиксированных I
у мод, далеких от отсечки, р весьма близка к kon2 и область В узка
по сравнению с модами, которые близки к отсечке. Если же р <
< kon2, то k2 (г) больше не становится отрицательной для больших
60
г, что может привести к ситуации, когда возникает третья кау-
стика длят = г3, расположенного в области оболочки (рис. 2.14, б).
В этом случае наблюдается новое явление.
Наличие каустик при г — г{ и г = га приводит к наличию ди-
скретных значений р [получающихся при решении уравнения
(2.167)]. Наличие третьей каустики при г = г3 приводит к тому,
что в области С (г2 < г < г3) поле моды экспоненциально спадает
по радиусу, а в области D (г > г3) вновь возникает осциллирую-
щая зависимость. Строго говоря, такое решение также описывает
волноводную моду. Фактически, когда такие моды возбуждены
в сердцевине волокна, они вначале распространяются, как свя-
занные моды, вдоль волокна, по постепенно их энергия вытекает
в оболочку. Длина волокна, на которой отмечается значительная
утечка энергии таких мод в оболочку, зависит от величин Z, г2 и гз-
Если г2 и г3 очень близки друг к другу, энергия соответствую-
щей моды очень быстро выводится из сердцевины в оболочку.
Если же г2 и г3 разделяет достаточный зазор, мода может распро-
страняться на большие расстояния (километры) вдоль волокна,
прежде чем утечка энергии в оболочку станет существенной. Наи-
лучший метод аналитического рассмотрения мод утечки основан
на применении набора лучей, как это показано на рис. 2.14, в.
Каждый раз, как луч приближается к каустике г = г2, часть энер-
гии этого луча выводится в оболочку. Такие лучи в волокнах на-
зываются туннельными, или лучами утечки [97, 345]. Хотя из-
учение туннельных лучей весьма интересно, на практике общая
доля лучей утечки в энергии, переносимой по волокну, ничтожна
на малых расстояниях, измеряемых метрами, причем она зависит
от условий ввода. Например, лучи утечки могут образовываться
на местах сварки волокон и, следовательно, могут влиять на ре-
зультаты измерения потерь в волоконных линиях.
Для мод, характеризующихся I = 0, имеется только одна
точка поворота, а лучи, образующие такие моды, проходят через
ось волокна и называются меридиональными.
Возвращаемся теперь к решению уравнения (2.167), которое
должно дать нам постоянные распространения [3 различных мод.
Для параболического профиля мы находим, подставляя выраже-
ние (2.154) с q = 2 в уравнение (2.167), что
г,
| _ р2 _ 2П^2 д = (2/л _ 1)л/2. (2.168)
Здесь мы пренебрегли ,1/4 по сравнению с Z2, что оправдано по
отношению ко всем модам, кроме тех, которые имеют очень малые
азимуталвные номера. Переходя от переменной г к переменной г2
и используя таблицу стандартных интегралов [90], из уравнения
(2.168) можно получить [256]
р2 =D - дОг <2т+1+о] ’ <2-169)
61
что идентично уравнению (2.158). Этот результат наглядно демон-
стрирует достоинства метода ВКБ.
Если стремиться получить более общие сведения о модовой
структуре и не обращать особого внимания на индивидуальные
свойства мод с низкими индексами, то можно пренебречь в выра-
жении (2.167) слагаемыми 1 и 1/4 и переписать это уравнение в при-
ближенной форме
о
J k2n2 (г) — р2 —^- ]1/2 dr ж пт, (2.170)
По-видимому, выражение (2.170) является достаточно точным
характеристическим
уравнением для многомодового градиент-
ного волокна. Каждая мода может быть
представлена отдельной точкой на модовой
диаграмме (рис. 2.15). Для подсчета полного
числа мод нужно принять во внимание, что
каждая мода с конкретными индексами /, tn
может существовать в двух ортогонально-по-
ляризованных состояниях, а каждое такое
состояние может иметь азимутальный мно-
житель: либо sin /<р, либо cos /ф. Поэтому на
Рис. 2.15. Модовая диаграмма для волноводных мод
самом деле каждой точке на модовой диаграмме соответствуют
четыре различных моды, что должно при расчете числа мод учиты-
ваться как четырехкратное вырождение всех мод (за исключением
имеющих I = 0, которые двукратно вырождены). Ошибка, вно-
симая модами с I — 0 в расчет, невелика, так как число этих мод
незначительно. Все моды, представленные точками, лежащими
на кривой Р = const, имеют одинаковую постоянную распростра-
нения. Поэтому если М (Р') есть число мод с постоянной распро-
странения большей, чем Р', величина М может быть сопоставлена
с площадью под кривой Р' — const на модовой диаграмме и, еле-
/max
довательно, рассчитывается как 4 | т dl, т. е.
о
^тах ^2 (/)
М(Р')«4 J J [k2n2(r)-V2-^-Y'2drdl. (2.171а)
О О (О
Изменив порядок интегрирования в формуле (2.171а), мы
сначала выполним интегрирование по I, а затем по г и получим,
что
гтах ^тах
А1(Р')^4- J J [k2n2(r)-V'~^\mdldr, (2.1716)
о о
62
где Гт.» можно найти из выражения ' :
(r,]ldX) — р2 = о,
а для определенного г величина 1тах вычисляется из
U='-I4»2W-H'/2. (2.172)
Следовательно,
’ А4(р') = I Щ/12(г)-Р'2]г dr, (2.173а)
о
а дЛЯ ВОЛОКон со степенным профилем [см. формулу (2.154)1
’ ' , 2 2 ., <7+2
М (₽') = avo^ (4ЙЙ-) ’ • <2-1736’
Таково число мод с постоянной распространения, большей Р'.
Из рис. 2.15 ясно, что штриховая кривая р = /г0п2 отделяет
истинно волноводные моды от мод утечки и радиационных мод и
что площадь под кривой pmln = kona определяет полное число на-
правляемых мод. Обозначим это число буквой N, для волокна со
ступенчатым профилем
N = -4(akontf Д. (2.174)
У I
Сопоставив выражения (2.1736) и (2.174), получим
Р'2 = ^2[1 -2д{^ЦР-р+2]. (2.175)
Для q = 2шможно показать, что уравнения (2.168) и (2.175)
идентичны. Введя в полученные формулы У-параметр волокна
[см. формулу (2.6)], имеем
» = 4- (тЫ <2-176>
Для ступенчатого волокна q = оо и, следовательно,
N = 1/2У2, (2.177)
а для параболического градиентного волокна с q = 2
N = 1/4 У2. (2.178)
Итак, при заданном У общее число направляемых мод в сту-
пенчатом волокне вдвое больше, чем в эквивалентном параболи-
ческом. Например, если для типичного многомодового волокна
У = 50, то в ступенчатом волокне будет распространяться 1250 мод,
а в параболическом — 625.
63
2.10. Дисперсия в оптических волокнах
Как мы коротко упомянули ранее (см. п. 2.8), в опти-
ческих системах связи информация часто кодируется в виде после-
довательных во времени импульсов (например, в ИКМ-системах),
которые затем передаются по волокну. Уже отмечалось, что если
импульс введен в волокно, он обычно уширяется по мере распро-
странения по волокну, так что детектируемый на выходе импульс
имеет другую форму и большую длительность по сравнению с им-
пульсом на входе. Это явление называется дисперсией и опреде-
ляет одну из двух наиболее важных передаточных характеристик
волокна, ответственных за искажение формы передаваемого сиг-
нала. Вторая характеристика’связана с ослаблением оптического
сигнала. Скорость передачи информации, которой можно добиться,
применяя волокно определенного типа и заданной длины, опреде-
ляется числом импульсов, которые можно передать по волокну
в единицу времени без существенного перекрытия импульсов на
выходе линии. Поскольку значения дисперсии волокна сущест-
венно ограничивают допустимую скорость модуляции оптического
передатчика в любой волоконно-оптической линии связи, диспер-
сия-явл_яется мерой ширины полосы пропускания (или просто
полосы) .линии.
Дисперсия, или уширение, импульса в оптическом волокне,
как можно показать, бывает обусловлена тремя причинами: меж-'
модовой дисперсией, дисперсией материдла и волноводной дис-
персией, причем два последних механизма объединяются в то,[что
называется внутримодовой дисперсией.
Межмодовая дисперсия, как вытекает из названия, возникает
(см. п. 2.8) из-за разности групповых скоростей, а следовательно,
времен распространения различных мод в волноводе. В лучевом
приближении это явление соответствует тому, что различные лучи
затрачивают неодинаковое время на то, чтобы пройти от одного
торца волокна до другого.
Однако даже если межмодовая дисперсия почти исчезает в во-
локне с соответственно подобраннымГпрофилем показателя пре-
ломления, т. е. оптимизированном, конечность ширины спектра
практически используемых оптических источников, а также
Фурье-спектра передаваемых сигналовтприводит'гк внутримодовой
дисперсии. Дисперсия материала вызвана’зависимостьюУпоказа-
теля преломления объемных материалов, из'которых формируется
волокно, от длины волны. Второй фактор — волноводная диспер-
сия — связан с зависимостью постоянной распространения дан-
ной моды от длины волны.
Межмодовая дисперсия — основной источник дисперсии во всех
многомодовых волокнах, кроме оптимизированных, а внутри-
модовая дисперсия является единственной причиной дисперсион-
ных явлений в одномодовых волокнах. Если стремиться к дости
64
жению сверхширокой полосы в многомодовом волокне, необхо-
димо учитывать также эффект так называемой «профильной дис-
персии^, о котором будет рассказано ниже. Профильная диспер-
сия происходит из-за разной зависимости от длины волны показа-
теля преломления в сильно легированной (см. гл. 5) центральной
и слабо легированной периферийной областях сердцевины и неле-
гированной (или легированной другими материалами) обо-
лочке.
В п. 2.8 мы получили выражение для уширения импульса
в ступенчатом волокне в виде разницы времен прохождения луча
по кратчайшему и наиболее длинному оптическим путям. Урав-
нение (2.124) позволяет определить уширение импульса в много-
модовых ступенчатых волокнах (где межмодовая дисперсия играет
доминирующую роль) весьма точно, хотя оно и получено только
на основе лучевого рассмотрения. Однако дело в том, что хотя
лучевая оптика подходит для анализа многомодовых волокон, она
не годится для описания волокон с произвольным модовым соста-
вом. В частности, лучевые методы не позволяют описать внутри-
модовую дисперсию, что делает невозможным решения общей
задачи без применения волновой оптики.
Распространение импульса в оптических волокнах. Предполо-
жим, что на вход волокна попадает неограниченный во времени
гармонический сигнал с частотой <ос
ф (х, у, z = 0, 0 = Ф (х, у) е'®»*, (2.179)
где Ф (х, у) — амплитуда сигнала. Если фр (где р — обобщенный
индекс моды, включающий в себя введенные ранее индексы I и tri)
представляет собой поперечное, распределение, характерное для
поля одной из мод, постоянная распространения которой Рр,
тогда входной сигнал можно представить в виде суперпозиции мод
волокна. На произвольном расстоянии z от входного торца поле
в^ волокне описывается как ,
. k . /
' ” Ш У> ЕМ(х. (2.180)
, р
* tA) .
где Ар — амплитуда поля фр р-й моды, а | Лр|2 — эффективность
возбуждения этой моды.
Если падающая на торец волокна волна промодулирована
сигнальным импульсом [ (Л (напршйер, гауссовым импульсом),
тогда с учетом формулы (2.179) поле на входе записывается
как
ф (х, у, z = 0, t) = Ф (х, у) f (0. (2.181)
Здесь
f(t) = еН~ W +/“с'], .. (2.182)
65
3 Бутусов М. М. в Д*.
где Т — полуширина импульса по уровню 1/е. Представим / (О в
в виде Фурье-спектра F (<о):
оо
f (0 = -±=- [ F (<о) da. (2482а)
у 2Л J
—оо
В свою очередь, спектр сигнала / (t) выражается как
1 (и — а )«
F (со) = у=- j f (/) 4-!at dt = Те 2 , (2.1826)
—оо
т. е. спектром гауссовой формы. На практике Т 1/<ос (напри-
мер, для импульсов (ос Т ~ 106 нс), и соответствующий Фурье-
спектр F (<о) есть очень узкий пик на частоте <о = <ос [78, 387].
Далее Лр (<о) и фр (х, у, со) — обычно очень медленно изменяю-
щиеся функции переменной <о С учетом всего сказанного, исходя
из формул (2.180) и (2.182), можно выразить ф в виде суперпози-
ции мод следующим образом:
ОО
ф(х, у, z, t) = У ~^=г [ Лр(со)фр(х, у, СО)? (со) ez <*со ~
у 2л 4
р —ОО
— 2 ЛрЫЪС*- У' ЫсУрШ (2.183)
р
где
р ® = vk* IF е/ dco=
< —ОО
Т 7 “4“ (<В-<Вс)’ + /(“С-₽ Z)
--йгЬ *• <2-184>
— оо
Теперь используем тот факт, что F (<о) есть острый пик вблизи
<о = сос, и разложим Рр в ряд вблизи <о == <ос. Удерживая члены
второго порядка малости, получаем из (2.184)
ОО (
-I ехр ~ Т +2‘i2’ Q2 -Vf I, Рг) +
—оо К
+ /[(Oc(0-pp(<Oc)z][dQ, (2.184а)
о и д^р
где Q = со — (ос, Л1,р = -^Гй=м
h =^-1
2,р да>2 |и=юс
Используя стандартный интеграл
J e-pfQt+qQ dQ ЕД е~(7«/4р«)
получаем
X exp \j[0)ct — Pp(wc)z]}. (2.1846)
Учитывая, что в качестве приемника используется обычно
квадратичный детектор, подсчитаем интенсивность импульса,
которая пропорциональна \р (/)|2. После прохождения расстоя-
ния z = L вдоль волокна временное распределение интенсивности
р-й моды выражается как
о)
—ЧТ5Н- -Ч ч I-*—
Рис. 2.16. Импульсы на входе (/) н выходе (2) волокна (а) (155] и два выходных
импульса с предельно допустимым перекрытием (б)
Анализируя формулу (2 185), можно заметить следующее’
1) если входной импульс имеет гауссову форму, на выходе наблю-
дается также гауссов импульс; 2) полуширина импульса интен-
сивности, соответствующего р-й моде, равна
/ h2,pL \2Jl/2
\ Ti ) J ’
Т2= Т
[1 +
(2.186)
что больше, чем полуширина Т входного импульса, и, следова-
тельно, определяет дисперсионные процессы.
Максимум интенсивности импульса на выходе центрирован
^3 I
около момента времени t = Lh^ р = L , причем t —
время прохождения р-й модой пути L, поскольку с?со/с?рр —• груп-
повая скорость этой моды (рис. 2.16, а).
Если в качестве критерия разрешения двух последовательных
импульсов сигнала принять допустимое перекрытие 6 между
двумя импульсами (рис. 2.16, б), при котором детектор еще разли
3* 67
чает их как два независимых импульса, то можно потребовать,
чтобы
exp [— (t'/T2)2] = 6,
где t’ = t — Ld^p/da; Т2 — полуширина выходного импульса.
Поэтому
t' = Т21 In 6 р/2
Соответственно максимальная скорость передачи [152]
в волокне, в котором распространяется только одна мода.
В соответствии с выражением (2.185), задающим форму им-
пульса р-й моды и время его прихода, в типичном многомодовом
волокне импульс на выходе можно представить как пакет импуль-
сов отдельных мод
LHP|2j|p(0la. (2-188)
р
Из1'всего сказанного выше следуют два вывода: 1) Задержка
каждой моды на выходе определяется как Ld^p/da, а следова-
тельно, межмодовая дисперсия зависит от разницы времен при-
хода разных мод; 2) для гауссова входного импульса на выходе
уширение импульса в одной моде пропорционально величине Т2,
которая прямо связана с параметром д2$р/да2.
Применение метода ВКБ для многомодовых градиентных во-
локон. Выше мы определили, что время прохождения модой
пути L по волокну = Ld$p/d(o, что можно переписать как
_ j dftp ахо f dflp dA0 dflp .
S д/.а да ~ Л dkj, дХо дш с dki ’ 1 '
где Хо — длина волны излучения в свободном пространстве; —
= k0 — волновое число в свободном пространстве; с — ско-
рость света; Nj — называют групповым показателем,
— — Хо - = щ — Х0П1. (2.190)
В п. 2.9 мы привели одну из многочисленных форм характе-
ристического уравнения для постоянной распространения 0 в при-
ближении ВКБ [см. формулу (2 175)] С помощью уравнения
(2.176) для N выражение (2 175) можно переписать в виде
₽„ = Й1[1-М^^Г+Т- <2191>
Введя параметр
? Г ? *
6 = А ( ?+2 = ~ [ГA ?+2 kf+2 ], (2.192)
\ /V /
68
где
Г 9 + 2 -AflVR
L q a2 J
перепишем уравнение (2.191):
g р6 = 6?-ГД "+2Й1 [1 -26]. (2.193)
Поскольку 0 < Л4 с N, очевидно, что
0 < 6 < Д. (2 194)
Тепер ь из формул (2.189) и (2.191) получим / 2 4 \ 2₽«.-2Й' L+2> Ь'+!*Н , + 2 1 Л, (2.195)
или ар г. 46 2&t6 ад т ’ (2.195a)
~~ Р L 9 + 2 Д (q + 2) dkt J •
Поэтому = [1 - 26]-V2 Г1 Lx e gl a^i 1 L 9+2 9 + 2 J (2.196)
Здесь 2ki dh. 2«t / 10Д' \ E ~ Д dki ~ Ni \ Д ) ’ (2.197)
где Д' = дД/дХ0> е называют параметром профильной дисперсии, которая определяется как д\'/д%0 Разлагая правую часть выражения (2 196) в ряд и удерживая члены порядка Д2, получаем
L ” 1 + 6 + '\ + 2 Mg- + 0 <6’)- <2-198>
Используя формулу (2.189), выводим выражение для группо-
вой задержки
T* = L—и ^+2-6 -------тЬ°(63)]. (2.199)
Иногда также используется другая форма выраж’ения (2 199),
получаемая путем подстановки выражения для 6 [см формулу
(2 192)]
^4Ч’+*^^(Л/(,+2,+
+ 4F3S^728 (4)27/<’+2) + ° (А3)] • (2.200>
69
Из формулы 42Л99) вытекает, что для
< <7 = <7oPt = 2 + е
(2.201)
разница между задержками различных мод исчезает в первом при-
ближении по параметру А, так как всем модам требуется одинако-
вое время (xg « LN-Jc), чтобы достичь выходного торца волокна
Из формулы (2 201) можно сделать очевидный вывод, что qnpt
определяется степенью изменения А в зависимости от Ло, т. е. от
профильной дисперсии, которую мы упоминали выше.
На рис. 2.17 представлена зависимость qopt от длины волны для
различных материалов, используемых при легировании сердце-
вины волокон. Очевидно, чтобы сделать
зависимость qopt (Л) менее чувствительной
к вариациям к, надо использовать тройные
соединения Р2О5 — GeO2—SiO.> для из-
готовления сердцевины. Это решение су-
лит значительный выигрыш в том случае,
когда волокно предназначено для передачи
широкополосных сигналов на нескольких
длинах волн оптической несущей.
Рис 2.17. Зависимости г/opt от длины волны для
различных материалов, используемых при легиро-
вании сердцевины [120]
Если пренебречь профильной дисперсией, т. е. принять, что
е = 0, то из уравнения (2.199) получим, удерживая квадратичные
члены [46],
т ____ T-Afj Г । । q___2. о , 'iq 2 62 1
s с L1 г + 2 ° г д-\-2 2]
(2.202)
Если q не слишком близко к 2, то линейный член в уравнении
(2.202) доминирует и можно получить разницу времен прохода
по волокну «быстрейшей» (соответствующей 6 = 0) и «самой мед-
ленной» (6 = А) мод
Дт — т — т - LNi ( <7~2
г-xig— igma\ iff mln — с \ 2
'(2.203)
В ступенчатом волокне q = оо и
J^A.
с
Атг ==
(2.204)
Если пренебречь материальной дисперсией, это выражение-
сводится к уравнению (2.123), полученному в лучевом приближе-
нии. С другой стороны, в параболическом волокне, т. е. для 7 = 2,
Лт« = -¥--Т-- (2.204а)
70
Отметим, что это выражение аналогично формуле (2.156), но
не учитывает материальной дисперсии. Таким образом, при вычис-
лении дисперсионных характеристик волокна лучевой подход
и ВКБ-анализ (в нулевом приближении) дают одинаковые резуль-
таты
Чтобы оценить максимальную разность задержек между мо-
дами в волокнах с произвольным параметром q, введем нормализо-
ванную временную задержку согласно выражению (2.202)
/ — 1 с । 3</ 2 6а4
t& = _____ 1 --^-6 4--^— — . (2.205)
Рис. 2.18. Зависимость от 6 (а) [160] и импульсные от-
клики (б) для различных профилей показателя преломления
(публикуется с разрешения «АТ энд Т Текникал Джориал»
© 1973 AT&T)
Преимущество такого представления заключается в том, что
из формулы (2.205) исключено время пробега, общее для всех мод,
и яснее видна прямая разница между модовыми временами про-
бега. На рис. 2.18, а представлены зависимости от 6 для раз-
личных q. В волокнах с q > 2 все моды распространяются мед-
леннее, чем мода основного порядка (6 = 0). Напротив, при q < 2
моды более высокого порядка достигают выходного торца быстрее
мод низкого порядка. Если же мы хотим установить значение
параметра q, при котором низшая (6 = 0) и высшая (6 = А) моды
имеют одно время пробега, надо положить /в==д — /д=0 == 0 в урав-
нении (2.205), что дает
q = q0 = —2+/~ « 2 - 2Д. (2.206)
1+тД
Выражение (2.206) получено в пренебрежении членом 0 (А3),
т. е. при условии А 1, и определяет оптимальный профиль
71
без учета профилей дисперсии [160]. Из рис. 2.18, а видно, что
в волокне с q — q0 высшая и низшая моды приходят в одно время,
а все остальные моды несколько «быстрее», т. е. наиболее «быст-
рая» мода не соответствует 6 = 0. Если обозначить значение 6,
соответствующее наиболее «быстрой» моде в волокне с q = qn,
через 6min, то из уравнения dt/дб = 0 получим, что
2 — я« Д
'mtn - з7о _ 2 ~ 2 •
(2.207)
Последнее равенство в выражении (2.207) соблюдается при ус-
ловии пренебрежения членами порядка Д2. Итак, te=o. д —
— 7б=е1п|п s является мерой дисперсии в волокне с q = q&
и выражается как
Д/6 л; Д2/8, • ’ (2.208)
следовательно,
^ = -^4-’ <2-208а*
4 /
что в четыре раза меньше, чем для волокна с q = 2, т. е. парабо-
лического [см. выражение (2.204а)]. Это значит, что волокно,
характеризующееся q = q0, позволяет передавать в четыре раза
больше информации, чем параболическое.
Все изложенные выше соображения относительно дисперсии
сводились к подсчету времен пробега для различных мод. Для
системного анализа также важно получить такие характеристики,
как импульсный отклик и среднеквадратическая ширина импульса.
Первая характеристика дает форму выходного импульса, а вторая
полезна, когда точная форма импульса не может быть аппрокси-
мирована известными аналитическими функциями. Не вдаваясь
в детали, приведем основные положения анализа, выполненного
в работах [160, 298].
Положим, что количество энергии, полученное на выходном
торце в момент времени пропорционально М (I, т), т. е. числу
мод с постоянными распространения большими, чем т [см.
формулу (2.173а)]. В малый интервал времени Д/6 это число мод
будет соответственно равно Д/И. Импульсный отклик для много-
модового волокна
1 dM(b) 1 дМ(Ъ) дБ
При выводе этого*выражения проведено нормирование сиг-
нала на единицу введением коэффициента 1/N. Из уравнения!
(2.200) и из определения 6 получаем, что
Q+2 2
д8 Я \ Д /
72
а ’из выражения (2.205) имеем:
6 = Для q^2;
ч £
6 = -/2^6 для q = 2.
Итак,
<74-2 2
1'4' я™ «*2'.
1 (0 = ~£г ДЛЯ <7 = 2.
(2.210)
(2.211)
На рис. 2.18, б показаны формы импульсного отклика для раз-
личных профилей волокна. Поскольку 0 < 6 < Л, меняется
от 0 до
Т = Д для q 2;
Ч "Т L
т =-^~ ДЛЯ <7 = 2.
(2.212)
Уравнение (2.212) определяет ширину импульсного отклика
для градиентного одномодового волокна (в отсутствие профиль-
ной дисперсии, т. е. е = 0).
Рис. 2.18, б ясно показывает, что малое изменение параметра q
вблизи q = 2 приводит к очень большим уширениям импульсного
отклика. Например, изменение значения q от 2 до 1 или до 4 де-
лает импульсный отклик волокна всего в три раза уже, чем для
ступенчатого волокна. Среднеквадратическая ширина импульса
f (() произвольной формы
о2 = -i- J t2f (t)dt -ft, (2.213)
—оо
где
х = | f (t) dt
—оо
представляет полную энергию импульса, а
оо
^,= -4 рНОЛ (2-214)
•оо
определяет среднее время прихода импульса. Можно показать,
опираясь на данные работы [298], что
- WT’« (^)И X
V Г С2 L 1£1£1к±21А л_ 16 Д2С2 (? + I)2 11 /2 /9 9. еч
Х |_G1 1 29+1 + (59 + 2) (39 + 2) J ’ И-21О)
73
где
р Ч 2 е , р 3q 2 2е / о 91 с \
С1 ~ ~+2 ’ С2----------2 (q+~2) 1 Ь>
В отличие от выражения (2.201) при минимизации среднеква-
дратической ширины импульса по межмодовой дисперсии пара-
метр оптимального профиля
<7oPt = 2 + е - A — • (2.217)
Общее уширение импульса может быть представлено как пол-
ная среднеквадратическая ширина импульса, вызванная межмо-
довой и внутримодовой дисперсией (см. работу 1309]),
= (<&< - ЩП),/2. (2.218)
Здесь согласно работе [298]
„ ~ _^s Г/ т2 dnf \2
~ Ско Ц Z° d/.2 )
О}2 d2»i v А q — 2 — е 2q ,
~ ..............- —~2
, /у л}2/Ч~2-г\2 2? 11/2
-т(^А) 3? + 2 J ’
(2.219)
Рис. 2.19. Изменение в зависимости от гра-
диента показателя преломления [2981.
/ — Для светодиода, 2 — для инжекционного лазера;
3 — Для РООлазера, 4 — нескорректированная дли*
тельностъ импульса (материальная дисперсия не учи*
тывается)
где <js — среднеквадратическая ширина спектра источника с ос
новной длиной волны Хо,
as
J (X2 -?4)S (К) dk
.о
1/2
На рис. 2.19 показана зависимость atot от q для трех типов
источников, работающих на длине волны, близкой к Хо = 0,9 мкм,
но характеризующихся различной шириной спектра.
Из выражения (2.215) видно, что если предположить отсут-
ствие материальной (dn-Jdk = 0) и профильной (е = 0) диспер-
сий, то, как показано в работе [297],
10
aopt А ’
(2.220)
где Goo и oopt соответствуют среднеквадратическим значениям
ширины импульса для ступенчатого и оптимизированного волокон
74
соответственно. Обычно, если А = 0,01, уширение импульса
в ступенчатом волокне составляет 14 нс/км, а в оптимизирован-
ном — менее чем 0,014 нс/км.
Здесь следует отметить, что в связи с технологическими огра-
ничениями редко удается достичь оптимальной формы профиля.
Более того, даже если оптимум достигнут, малое возмущение
параметра q немедленно ведет к сильной дисперсии [217, 2971.
Например, хорошо известно, что на оси волокон, полученных
по методу MCVD, обычно имеется провал в профиле показателя
преломления, что вызвано испарением легирующих примесей
при схлопывании заготовки. Используя теорию возмущений,
1217], можно показать, что для типичного параболического во-
локна с п, = 1,476, п2 = 1,458 и V = 30 импульсный отклик
увеличивается с 0,37 нс/км (в отсутствие провала) до 1,73 нс/км
при 10 %-ном провале на кривой рефракционного профиля,
имеющего форму гауссовой кривой с полушириной b = 0,08а,
где а — радиус сердцевины.
Дисперсия импульсов в одномодовых волокнах. Как было
показано выше (см. п. 2.8), если ^-параметр ступенчатого волокна
составляет менее чем 2,405, в волокне распространяется только
одна мода. Очевидно, что в таком одномодовом волокне межмодо-
вая дисперсия невозможна и уширение импульса вызвано вну-
тримодовой дисперсией, которая, в свою очередь, состоит из
материальной и волноводной, причем оба эти явления связаны
с конечной шириной спектра практически используемых источ-
ников света. Здесь предполагается, что уширение спектра, созда-
ваемое импульсной модуляцией в соответствии с принципом не-
определенности, пренебрежимо мало.
Согласно выражению (2.189), время прохождения моды по,
водокну
(2.221)
в да> dk0 д<0 с dk0 ' '
где k0 — волновое число в свободном пространстве. Если ДХ —
ширина спектра вблизи центральной длины волны излучения Хо,
можно считать, что импульс переносится большим количеством
близко расположенных спектральных несущих, времена распро-
странения которых различны из-за дисперсии. Тогда уширение
импульса Дт соотносится с шириной спектра ДХ как
! X
б/Тл d%tj rib-. Pit
Дт =ДХ = —£-’ДХ. (2.222)
дк dk0 дл0 Ag dk$ ' '
Теперь, опираясь на выражение (2.221), получаем, что
Дт=- —= S ДХ. (2.223)
с и dkf, v ’
Итак, внутримодовая дисперсия существенно зависит от второй
производной (Рр.Шо и (в нашем случае) от так называемого «диспер-
' 75
, , о 1 k0 d2B
сионного коэффициента» S ~ «—тг'зщ-, выражаемого
Л-0 С/Л у
обычно в пс/(км-нм). Для того чтобы оценить значение внутри-
модовой дисперсии в одномодовом волокне, рассмотрим выраже-
ние (2.138) для нормализованной постоянной распространения Ь.
В слабонаправляющих волокнах (А << 1) это выражение можно
переписать в виде
Р ~ k0n2 [1 + ДЬ]. (2.224)
Постоянная распространения, таким образом, имеет два ком-
понента: один — чисто материальный (А0п2), другой — связан как
с параметром моды Ь, так и со свойствами материала. Если вре-
менно пренебречь зависимостью свойств материала от длины
волны (т. е. материальной и профильной дисперсией), то из фор-
мулы (2.224) можно получить:
= ' <2-225)г
у ' л. V • f >
следовательно, ~ 1 ** ' " 4 ;
Г^р н2Д „ d2(Vb)
<dk% ~ kQ V dV2
(2.225a)
Значит, коэффициент волноводной дисперсии
Sw
Ln2\ 17 (Vd)
cA0 V dV2
(2.226)
Отсюда следует, что Sw прежде всего определяется выражением
V [d2 (Ей)/дЕ2]. Строго говоря, чтобы получить зависимость
b (V) для одномодового волокна, надо решать уравнение (2.135)
для случая I =- 0, т. е. для моды LPn. Существует, однако, эмпи-
рическая зависимость для диапазона 1,3 < V < 2,6, обеспечиваюг
щая расчет с точностью до 5 % [194],
V ~ 0,08 + 0,549 (2,834 - V)2. (2.227)
• Если же временно пренебречь волноводной дисперсией, то
из формул (2.223) и (2.224) можно получить коэффициент мате-
риальной дисперсии
<2-228»
Интересно, что в градиентных волокнах для устройств связи,
где базовым веществом является плавленый кварц, зависимость
коэффициента оболочки SM от А проходит через ноль в области
А — 1,27 мкм, а в легированном кварце это значение несколько
больше (штриховая линия на рис. 2.20) [307 ]. Суммарная диспер-
сионная кривая на рис. 2.20, полученная численным дифферен-
цированием из уравнения (2.223), проходит через 0 при =
76
= 1,325 мкм, называемом длиной волны нулевой общей диспер-
сии х. На практике, меняя концентрацию легирующей примеси
н волноводные параметры, можно подстроить эту длину волны для
кварцевых волокон под любое значение в диапазоне X = 1,3-?-
-4-1,6 мкм [127 ]. Если эта длина волны к тому же совпадет с точ-
кой минимальных спектральных потерь, становится возможным
увеличивать расстояния между ретрансляторами до 100 км в си-
стемах, передающих информацию со скоростью 1 Гбит/с [255,
288].
Строго говоря, предпринятый нами анализ, основанный на
рассмотрении материальной и волноводной дисперсии как неза-
ного» одномодового световода со ступенчатым профилем. Если
же профиль волокна отличается от ступенчатого, то и анализ
должен быть модифицирован. Читателям, интересующимся этой
проблемой, можно порекомендовать ознакомиться с детальным
рассмотрением реальных одномодовых волокон, проведенным в
работах [151] и [304].
2.11. Ослабление сигнала
в оптических волокнах
В п. 2.10 было упомянуто, что наиболее важными
передаточными характеристиками волокна, определяющими длину
регенерационного участка в волоконно-оптической системе, яв-
ляются дисперсия, рассматривавшаяся выше, и затухание сиг-
нала. Основные причины затухания можно разбить на две группы,
1 В известном смысле это определение неправильно, так как нулевая диспер-
сия наблюдается в первом приближении, более точное выражение может быть
получено уже в следующем приближении, т. е. с учетом следующего члена
разложения в уравнении (2.184а).
77
одна из которых вызвана поглощением, а вторая — излучением
световой энергии.
Потери за счет поглощения энергии. Эти потери подразделяют
на собственные и несобственные.
Собственное поглощение бывает вызвано взаимодействием рас-
пространяющейся световой волны с одним или несколькими
основными компонентами веществ, из которых сделаны сердце-
вина и оболочка волокна. Поглощение энергии в этом случае
ведет к квантовым переходам между различными электронными и
молекулярными (прежде всего — колебательными) энергетиче-
скими уровнями вещества
В чистом плавленом кварце, основном материале для произ-
водства волокон, электронные переходы, как и в других стеклах,
соответствуют энергии квантов, относящихся к ультрафиолето-
вому диапазону спектра. Ширина запрещенной зоны в кварце
составляет около 8,9 эв, т. е. соответствует длине волны к ~
~ 0,14 мкм. С другой стороны, поглощение на колебательных
уровнях происходит, как правило, в инфракрасном диапазоне,
в частности, в молекуле SiO2 — на колебаниях связи Si—О, т. е.
на длине волны к ~ 9,2 мкм. Вследствие ангармонизма возможно
возбуждение обертонов и комбинационных частот, соответствую-
щих длинам волн 3,2; 3,8 и 4,4 мкм. За пределами указанных зна-
чений коэффициент поглощения спадает экспоненциально, и
в промежуточной (т. е. видимой и близкой инфракрасной) области
спектра поглощение определяется перекрытием экспоненциаль-
ных «хвостов». В области, наиболее перспективной для связи, —
0,8—0,9 мкм и 1,2—1,5 мкм — эти «хвосты» не оказывают серьез-
ного влияния. Лишь при длине волны, превышающей 1,5 мкм,
начинается резкий рост коэффициента поглощения, в то время
как при к < 1,5 мкм коэффициент поглощения составляет менее
0,5 дБ/км. Эта величина может быть снижена еще, если перейти
к другим композициям материалов, например флюоритным стек-
лам, у которых пик поглощения лежит вблизи 50 мкм, а значит
в интересующем нас ИК-диапазоне влияние этого пика практи-
чески пренебрежимо мало.
Несобственное поглощение бывает обусловлено наличием при-
месей даже в ничтожном количестве, исчисляемой иногда едини-
цами атомов примеси на миллион атомов собственного вещества
[85]. Весьма опасно наличие ионов переходных металлов (медь,
хром, железо, никель, магний, ванадий) и растворенной в кварце
воды (в форме гидроксильного иона ОН") (табл. 2.3). Основная
частота колебаний иона ОН" соответствует длине волны 2,7 мкм.
Однако в связи с ангармонизмом колебательных процессов в этом
ионе возникают обертоны, что приводит к появлению пиков по-
глощения на длинах волн_0/72; 0,95 и 1,36 мкм и комбинационных
пиков поглощения на длинах волн 0,88; 1,13 и 1,24 мкм. К счастью,
эти полосы поглощения весьма узки (особенно в области, сосед-
ствующей с окнами прозрачности при к — 1,3 и к = 1,55 мкм),
78
Таблица 2.3. Потери энергии за счет поглощения в кварцевом стекле
с примесями (концентрация примесей 10“в)
Примесь Спектральиое положение пика, мкм Потери, дБ/км Примесь Спектральиое положение пика, мкм Потери, дБ/км
Fe2+ 1,100 0,68 V4+ 0,725 2,70
Fe3+ 0,400 0,15 ( 0,950 1,00
Cu2+ 0,850 1,10 он- { 1,380 2,00
Сг3+ 0,625 1,60 1 1,240 4,00
что и позволяет в лучших современных волокнах снизить потери
до а < 0,2 дБ/км для X = 1,55 мкм 165].
Радиационные потери. Этот вид потерь возникает из-за пере-
дачи энергии от волноводных мод низшего порядка к излуча-
тельным модам, модам оболочки и утечки или модам с высшими
индексами, которые испытывают большие потери по сравнению
с модами низшего порядка [203].
Одной из трудноустранимых причин радиационных потерь
является релеевское рассеяние, обусловленное существованием
мелкомасштабных (по сравнению с длиной волны излучения)
флуктуаций плотности или химического состава вещества. Эти
флуктуации являются следствием неравновесных состояний, воз-
никающих в волокне в момент стеклования. Результирующие
неоднородности вызывают почти изотропное релеевское рассея-
ние, приводящее к затуханию, коэффициент которого спадает как
V4. Поэтому, чем больше длина волны, выбранной для работы,
тем меньше будет влияние релеевского рассеяния на общее зату-
хание сигнала в волокне. Теоретически на длине волны 1,55 мкм
уровень релеевских потерь в кварце должен составлять
0,18 дБ/км. Использование для изменения показателя преломле-
ния легирующих добавок, таких как GeO2, Р2О5, В2О3 и т. д.,
увеличивает релеевские потери.
Значительная доля радиационных потерь обусловлена различ-
ными нерегулярностями волокна (вариациями диаметра, изги-
бами), а также стыковкой компонентов волоконно-оптической
системы с различным модовым составом.
Вариации диаметра по длине волокна раньше были одной из
серьезных причин потерь, но в настоящее время разработана
технология, позволяющая снизить влияние этого эффекта до не-
значительного уровня. Отметим только, что рассеяние на флук-
туациях диаметра приводит к диффузии в энергетическом распре-
делении мод, при которой энергия передается от моды с низким
индексом моде с более высоким радиальным индексом, т. е. про-
цесс проходит в направлении слева направо на модовой диаграмме
рис. 2.15.
79
При укладке волокна в кабель или при прокладке кабеля
неизбежны изгибы волокна. Потери энергии происходят как на
отдельных макроскопических изгибах, так и на периодических
микроизгибах.
Уровень потерь первого типа можно рассчитать, намотав
волокно на катушки различного радиуса 7? и определив тот кри-
тический радиус изгиба /?с, при котором резко возрастают по-
тери. Очевидно, что /?с зависит от профиля показателя преломле-
ния и величины Д. Изгиб волокна нарушает прямолинейность об-
разующих цилиндрического волновода и, следовательно, умень-
шает углы падения света на границу сердцевина—оболочка.
Это нарушение геометрии, однако, частично компенсируется
сопровождающим его изменением показателя преломления в се-
чении волокна (за счет оптикоупругого эффекта).
Радиационные потери на периодических микроизгибах носят
иной характер. Появление в волноводной структуре продольно
- периодических неоднородностей с периодом Л всегда приводит
к возникновению связей между направляемыми модами, а также —
направляемых мод с модами оболочки и излучательными. Связи
наиболее эффективны в том случае, когда постоянные распростра-
нения q удовлетворяют условию [82]
Orf
₽Р“ ₽</ = -?• (2.229)
Это явление, в целом приводящее к перераспределению энер-
гии от мод с низкими индексами к модам оболочки, излучаемым
модам и направляемым модам с более высокими индексами, вызы-
вает возрастание потерь по сравнению с невозмущенным волок-
ном. В то же время в некоторых волоконно-оптических датчиках
(см. гл. 3) специально создают микроизгибы, чтобы использовать
эффект связи волноводных мод с модами оболочки и модуляции
интенсивности светового потока в сердцевине.
Все указанные причины потерь света, проходящего по волокну,
могут иметь различное влияние на энергетический баланс в воло-
конной системе в зависимости от ее протяженности, разветвлен-
ности, способа укладки кабеля и его соединения и т. д Суммарные
потери за счет поглощения и релеевского рассеянйя учитываются
при паспортизации оптического кабеля, однако паспортные дан-
ные не всегда являются абсолютно приемлемыми для расчета из-за
их недостоверности. Реальные потери в волокне существенно
зависят от уровня возбуждения различных модовых групп, т. е.
от типа применяемых в системе источников, разъемов, разветви-
телей и т. д., каждый из которых, так же как и волокна, обладает
собственным спектром мод [287].
ВОЛОКОННО-ОПТИЧЕСКИЕ
ДАТЧИКИ
В настоящей главе рассмотрен наиболее представи-
тельный класс волоконно-оптических приборов —
датчики физических величин. Проанализированы
различные методы преобразования параметров из-
меряемого физического поля в характеристики оп-
тического излучения на выходе датчика. Разрабо-
тана система оценки различных датчиков с точки
зрения их практического применения.
3.1. Принципы функционирования
волоконно-оптических датчиков
физических величин (ВОД ФВ).
Возможности и ограничения применения ВОД ФВ
Общий объем исследований, выполненных в области
создания волоконно-оптических датчиков физиче-
ских величин (ВОД ФВ), а также число предложен-
ных и разработанных конструкций достигли таких
значений, когда оказывается возможным составле-
ние определенной классификации этих приборов.
Однако прежде чем перейти к классификации, рас-
смотрим потенциальные преимущества ВОД ФВ
перед приборами-аналогами.
Поскольку в рамках настоящей книги невозможно
сопоставить ВОД ФВ со всеми ныне используемыми
датчиками физических величин, рассмотрим пре-
имущества ВОД ФВ перед некоторым «обобщен-
ным» датчиком, преобразующим измеряемую
физическую величину в электрический сигнал,
достаточный для передачи на умеренные (до
81
1 км) расстояния, где происходит считывание данного сиг-
нала.
1. Электрическая пассивность. Поскольку ВОД ФВ сооб-
щается с периферией с помощью кварцевых или полимерных опти-
ческих волокон или кабелей, являющихся хорошими изолято-
рами, не требуется электрической развязки или других мер изо-
ляции при расположении датчика в области повышенного потен-
циала. Кроме того, что особенно существенно для бортовых теле-
метрических комплексов, снимается проблема влияния дрейфа
электрического нуля на точность измерений (проблема «плаваю-
щего потенциала»).
2. Термическая стабильность и коррозионная стойкость. Ди-
электрические материалы, в частности кварц, обладают повышен-
ной коррозионной стойкостью по сравнению с большинством ме-
таллов. Тот факт, что специальными исследованиями установлено
наличие деградации оптических характеристик волокон и кабелей
при их длительной эксплуатации в условиях повышенной влаж-
ности и температур, не должен настораживать, поскольку речь
идет об эффекте, накапливающемся на больших (более 1 км)
эксплуатационных отрезках линий связи в условиях передачи
предельных объемов информации. В телеметрических системах
длины используемых отрезков и передаваемые объемы информации
существенно меньше, а следовательно, некоторое увеличение по-
терь в процессе эксплуатации волоконно-оптической телеметриче-
ской системы допустимо. Кроме того, в связи с отсутствием элек-
трических потенциалов на элементах ВОД ФВ значительно ослаб-
лено влияние электролитических эффектов во влажной атмосфере.
Обеспечение термической стабильности — проблема более слож-
ная, но все же возможно изготовление ВОД ФВ, характеристики
которых даже после приложения к ним высоких (до 1500 °C)
температур восстанавливаются при возвращении к нормальному
термическому режиму работы *. Утверждение, что рабочая тем-
пература не влияет на параметры и показания ВОД ФВ, вообще
говоря, неверно.
3. Устойчивость к электромагнитным помехам и радиацион-
ным воздействиям. Это достоинство является существенным и
в ряде случаев решающим. Порог чувствительности и динамиче-
ский диапазон многих современных датчиков определяются уров-
нем шумов на входе считывающего устройства. Естественно, что
наличие электромагнитных и радиационных помех приводит
к возрастанию шумового фона в электрическом тракте, идущем
от датчика обычного (электрического или электронного) типа.
Кроме того, радиационное воздействие приводит к изменению
параметров полупроводниковых компонентов датчиков (микро-
схем, детекторов и т. д.).
1 Характерным примером термостойкого датчика является ВОД давлений,
собранный в кварцевом блоке и с использованием кварцевых волокон [103].
82
В ВОД ФВ воздействие электромагнитных помех как на сам
датчик, так и на волоконно-оптический тракт передачи сигнала
практически не наблюдается, поскольку оптические характери-
стики волокна, а следовательно, и параметры распространяюще-
гося по нему сигнала не меняются под действием электромагнит-
ного поля. Вопрос о гом, каким же образом в этом случае удается
создавать ВОД для измерения электрических или магнитных по-
лей, будет обсуждаться ниже (см. п. 3.3). Что касается радиацион-
ных воздействий, то в стеклянных волокнах сильное у-излучение
вызывает образование центров поглощения и приводит к значи-
тельным потерям, но в чистом кварце, и особенно в полимерных
материалах, применяемых в волоконной оптике, воздействие ра-
диации проявляется слабее.
4. Разнообразие геометрических форм и размеров. Как будет
показано далее, характерные размеры ВОД ФВ в зависимости от
принципа работы могут меняться от долей миллиметра до десятков
метров. В последнем случае большая протяженность чувствитель-
ного элемента датчика в сочетании с малой массой используемого
волокна (один метр кварцевого волокна без защитного покрытия
имеет массу 0,03 г, а с покрытием — порядка 2 г) позволяет
создавать распределенные датчики для измерения значений физи-
ческой величины, усредненных по пространству заданной конфи-
гурации. Если сочетать распределенную конфигурацию датчика
со специальной техникой выборки и обработки информации, то
можно получить аналог одно- или двухмерной антенной решетки,
т. е. придать датчику направленные свойства (см. п. 3.7). Указан-
ные достоинства характерны для большинства ВОД ФВ, что в со-
четании с таким фактором, как совместимость с современными
волоконно-оптическими системами передачи и оптоэлектронными
устройствами обработки информации, делает этот класс приборов
весьма перспективным.
По принципу действия все ВОД ФВ делятся на четыре класса
в соответствии с тем, какой из параметров оптической волны
Др X ехр (и/ Ф), распространяющейся по волокну, исполь-
зуется для получения информации об измеряемом физическом
воздействии: амплитуда электрического поля Е, фазаФ, состояние
и направление поляризации электрического вектора р или ча-
стота (О.
По указанному принципу выделяют:
амплитудные датчики, называемые также датчиками с моду-
ляцией интенсивности или проще — датчиками интенсивности 1,
в которых внешнее воздействие модулирует интенсивность I
световой волны в выходном волокне датчика;
1 Поскольку непосредственно измеряемым параметром в этих датчиках
является выходная оптическая мощность Р, связанная с интенсивностью свето-
вого потока 7 = ЕЕ*, термин «амплитудный датчик» представляется неточным
Мы будем использовать более точное, хотя н менее удобное название — датчик
с модуляцией интенсивности.
83
фазовые датчики, в которых под воздействием внешнего фак-
тора меняется фаза Ф на выходе чувствительного элемента
(сенсора);
поляризационные датчики, в которых в качестве информацион-
ного параметра используется изменение поляризации р \
частотные датчики — новый класс ВОД ФВ, появление ко-
торого можно ожидать благодаря прогрессу в области создания
волоконных источников света и интерференционных фильтров,
в волоконном исполнении (см. гл. 4); в таких датчиках исследуе-
мое физическое воздействие изменяет частоту о> генерируемого,
отраженного или пропускаемого света.
Последнее направление в настоящее время находится на на-
чальной стадии развития, поэтому частотные датчики далее по-
дробно рассматриваться не будут.
Датчики интенсивности, как правило, имеют малые габаритные-
размеры, поскольку чувствительный элемент представляет собой
либо специально встроенное в волоконно-оптический тракт моду-
лирующее устройство, либо введенную в волоконную линию
нерегулярность (разрыв, изгиб и т. д.). Как показано в гл. 2,
такие нерегулярности могут существенно менять амплитудную
передаточную характеристику волокна. Другим достоинством дат-
чиков интенсивности является их совместимость с простыми в ра-
боте и доступными системами передачи на многомодовых волок-
нах. Наконец, для детектирования модулированного по интен-
сивности светового сигнала, применяется обычная методика фото-
детектирования.
Фазовые датчики используют эффект накапливающегося изме-
нения фазы в протяженном отрезке волокна. Поэтому их динами-
ческий диапазон и порог чувствительности зависят от длины
волоконного отрезка в чувствительном элементе, следовательно,
достижимы любые требуемые значения, по крайней мере теорети-
чески. С другой стороны, фазовые датчики не столь малогаба-
ритны, как другие ВОД, поскольку оптическое волокно нельзя
свивать в катушки диаметром меньше 3—6 см. При нарушении
этого правила светопропускание резко падает (см. гл. 2). Вслед-
ствие этого фазовые датчики лучше подходят для создания рас-
пределенных, а не компактных приборов. Для фазовых ВОД ФВ,
как правило, используется одномодовое волокно, что значительно
усложняет их изготовление. Наконец, для детектирования сиг-
нала необходимо применять когерентные методы — гомо- и ге-
теродинное детектирование.
Поляризационные датчики могут выполняться в локализован-
ной и распределенной конструкциях в зависимости от того, какой
элемент — встроенный преобразователь или само волокно — при-
1 В п. 3.6 будет показано, что поляризационный датчик можно трактовать,
как вариант фазового, однако по установившейся традиции в большинстве пуб-
ликации они рассматриваются раздельно.
84
Таблица 3.1. Волоконно-оптические датчики
Измеряемая фи- зическая величина Тил датчика
С модуля- цией интен- сивности Фазовый Поляриза- ционный
Примечание
Акустическое
давление
Температура
Смещение
Напряженность
магнитного
поля
Напряженность
электрического
поля
Электрический
ток
Ускорение
Параметры вра-
щательного
движения *
Измеряются либо механические де-
формации, либо изменения опти-
ческих свойств, возникающие под
действием акустических давлений
Измеряются вызванные нагревом из-
менения оптических свойств и гео-
метрических размеров
Измеряется изменение параметра све-
товой волны под влиянием меха-
нического смещения элементов оп-
тической схемы
Измеряются либо магнитострикцион-
ные деформации, либо фарадеев-
ское вращение плоскости поляри-
зации
Используются электрооптические
эффекты Керра и Поккельса, а так-
же обратный пьезоэлектрический
эффект
Измеряется магнитное поле тока
Измеряются механические смещения
инерциальных элементов
Используется эффект Саиьяка
* Волоконно-оптическим гироскопам специально посвящен сборник [145],
в котором даиа подробная информация о состоянии и перспективах разработок
этих устройств.
меняется для поляризационной модуляции пучка в волокне.
Для детектирования поляризационно-модулированного сигнала
применяется схема со скрещенными поляроидами. Существует
ряд ограничений, препятствующих широкому развитию поляри-
зационных ВОД ФВ, которые мы рассмотрим в п. 3.6 данной
главы.
В табл. 3.1 приведены основные типы датчиков. Для составле-
ния этой таблицы нами наряду с собственными использованы
данные из упоминаемых ниже литературных источников.
Точно так же безусловно можно ожидать расширения областей
применения различных датчиков по мере улучшения их характе-
ристик (табл. 3.2).
85-
Таблица 3.2. Области потенциального применения ВОД
Область Тип датчика
Конвейерные линии Высокоскоростные пе- чатные устройства Технологический кон- троль Автомобил естр оен ие Авиация Нефтепереработка Энергетика Судостроение Смещения, толщины, счетчик прерываний Смещения, положения, счетчнк прерываний Температуры, давления, потока Температуры, давления, счетчик прерываний Температуры, потока, давления, положения, уров- ня жидкости, напряжения, вращения Уровня жидкости, детектор утечек газов Электрического и магнитного поля, электрическо- го тока, температуры, давления, вибрации, счет- чик прерываний Давления, вибрации, магнитного поля, уровня жидкости
3.2. Датчики акустических полей
с модуляцией интенсивности
Рассмотрение ВОД ФВ удобнее всего начать с дат-
чиков акустических полей, поскольку в этой области достигнуты
наибольшие успехи Кроме того, из-за разнообразия конструк-
тивных решений анализ этого класса датчиков наиболее сложен
и дает полное представление о возможностях ВОД ФВ с модуля-
цией интенсивности.
Весь класс акустических ВОД с модуляцией интенсивности
можно разбить на два подкласса. Для первого, более обширного
подкласса характерно, что оптическое волокно в области датчика
имеет разрыв и модуляция амплитуды световой волны осуще-
ствляется в рабочем пространстве датчика вне оптического во-
локна. Датчики второго подкласса — безразрывные, модуляция
света в них происходит за счет изменяющихся под действием
внешнего акустического поля условий распространения света
в волокне.
В обоих подклассах датчиков акустические колебания преоб-
разуются в механические перемещения деталей датчика, которые,
в свою очередь, приводят к изменению функции пропускания
T=I0'It, (3.1)
где /г — суммарная интенсивность светового потока на входе,
а /0 — на выходе датчика
1 Таким образом, функция Т характеризует оптическую прозрачность дат-
чика, а (1 — Т) соответствует уровню потерь энергии света в датчике.
86
Очевидно, что основной характеристикой датчика акустиче-
ских давлений является чувствительность
(3'2>
показывающая, насколько сильно меняется функция пропускания
при единичных изменениях давления р. Переменный оптический
сигнал на выходе датчика
г dT , Я
/-=тг/'6'>
и глубина модуляции интенсивности света
к _ 7~ _ dT
Л /о dp Т
(3.3)
(3.4),
определяют полезный сигнал, выделяемый на фотодетекторе и
несущий информацию об акустическом воздействии. В выражении
(3.2) второй член в основном определяется конструкцией механи-
ческих частей датчика, преобразующих изменения внешнего
давления в механические смещения. Эта конструкция может
содержать элементы, позволяющие усилить или ослабить внешнее
воздействие, а также оптимизировать конструкцию примени-
тельно к конкретным условиям (например, для работы в раз-
реженных средах, т. е. в устройствах типа микрофона, или в жид-
костях — гидрофонный режим).
Частотная характеристика датчика также во многом опреде-
ляется его механической частью — массой, упругостью, формой
и резонансными частотами подвижных элементов ВОД.
Однако, хотя конструкция механической части определяет
в большой степени достижимые предельные параметры ВОД, мы
не будем останавливаться на этом вопросе, посколвку он доста-
точно изучен и стоит в стороне от тематики данной книги. Инте-
ресующиеся могут обратиться к работе 174].
Вопросы, непосредственно связанные с оптической проблема-
тикой, в частности с применением оптических волокон, могут
быть изучены при анализе первого сомножителя в выражении
(3 2). Этот член характеризует скорость изменения функции
оптического пропускания датчика при механическом смещении
подвижного элемента, связанного с преобразованием акустиче-
ского давления в перемещения.
Табл. 3.3 дает представление о порогах чувствительности
и динамических диапазонах различных ВОД акустических полей.
Частотный диапазон &F и минимально обнаружимое акустиче-
ское давление брт1п зависят не только от оптической схемы дат-
чика, хотя согласно формуле (3.2) чувствительность к давлению-
dT'dp тем выше, чем больше чувствительность к смещениям
dTIdx, т. е. модуляционная функция. Поэтому, на наш взгляд,
приведенные в табл. 3 3 значения 6рт[п и &F не являются пре-
87'
Таблица 3.3. Акустические ВОД с модуляцией интенсивности [19]
и/п V Тип датчика интенсивности Минимально изме- ряемое смещение ®хтш' нм 1 Передаточная функция dT>dxt I мкм-1 Минимально обна- 1 ружнмое давление ! брт1П, дБ/мкПа Частотный Диапа- зон * AF, Гц 1 Примечания * *
1 Шторочный 6-ю~з 8-10~3 65 20—1000 NA = 0,2; а = 25 мкм; Дг = 100 мкм
2 На нарушенном полном вну- треннем отра- жении 8-Ю-3 3-10-2 — 20—1000 Дг = I мкм
3 С колеблющим- ся зеркалом 2,5-10-1 10-3 — 20—1000 NA = 0,2; Дг = 100 мкм; а = 25 мкм
4 На связанных волокнах — — 60 0—8000 Д = 5 мкм
5 Решеточный 3-10-3 2-10-1 50 100—1000 Л = 10 мкм
6 Микроизгибный 1,7-10-3 1,7-IO-3 5-10“2 5-Ю"2 60 50 20—1100 20—1100 Т = 1 Т = 0,01
7 На френелевском отражении — — 60 20—10 000 0 = 65°
* Частотный диапазон датчиков 1—3 нических элементов их конструкций. 5, 6 определяется свойствами меха-
•• При расчете параметров датчиков использованы характерные размеры,
указанные в примечании Пояснен разделах ия обозначений содержатся в соответствующих
дельными и могут быть улучшены за счет совершенствования
конструкции.
Разрывные акустические ВОД. Этот подкласс акустических ВОД
включает датчики: шторочный, решеточный, с подвижным зерка-
лом, с нарушенным полным внутренним отражением, на связан-
ных волокнах.
Шторочный датчик. Одним из наиболее изученных типов
разрывных ВОД интенсивности является шторочный датчик
(рис. 3.1). Механизм действия этого прибора заключается в том,
что световой поток, выходящий из волокна 1 в пространство между
торцами волокон 1 и 5, частично перекрывается подвижной штор-
кой 4, жестко скрепленной с гибким элементом (мембраной) 3
(2 — корпус). При колебаниях мембраны шторка модулирует
интенсивность световой волны, попадающей в выходное во-
локно.
Получим выражения для модуляционной функции шторочного
ВОД, исходя из следующих предположений.
88
1. Световой поток, выходящий из волокна 1 в зазор между
торцами волокон, ограничен телесным углом 20о, соответствую-
щим числовой апертуре волокна [см. формулу (2.5)],
Sin 0а = jA? - «2 « tg 0а. (3.5)
2. В плоскости торца выходного волокна 5 световая энергия
распределена равномерно по площади круга радиусом
ay = а + tg 0О « а + Ди (ЛМ), (3.6)
где Ди — зазор между торцами волокон; а — радиус сердцевины
волокон.
Рис. 3.1. Конструкция (а) и оптическая схема (б) штррочного датчика
3. Поскольку числовые апертуры волокон согласованы, весь
световой поток, попадающий на торец сердцевины волокна 5,
регистрируется как сигнальный при открытой шторке 4, т. е.
не выходит в оболочку волокна.
4. Шторка перемещается на расстоянии, достаточно близком
к торцу волокна 5 (это позволит не учитывать дифракционные
эффекты на срезе шторки).
5. Возможная разъюстировка волокон 1 и 5 выражается либо
в вертикальном (т. е. совпадающем с направлением перемещения
шторки) смещении осей волокон Ьх, либо в перпендикулярном
ему (горизонтальном) смещении осей Ьу, либо в наличии обоих
смещений одновременно.
6. Шторка 4 перемещается в вертикальной плоскости, причем
ее переменные смещения бх малы по сравнению с характерными
размерами сечения волокон бх а; начальное смещение х отсчи-
тывается от оси сердцевины волокна 5.
Таким образом, расчет функции dT/dx будем производить
сначала для двух случаев: 1) Ьх 0 и Дг 0 (рис. 3.2, а); 2) Ьу
:=» 0 и Дг 5; 0 (рис. 3.2, б). На рис. 3.2, а, б заштрихована область
на торце сердцевины волокна 5, через которую световой поток из.
волокна 1 попадает в сердцевину волокна 5. а двойной штрихов-
кой показана область, затеняемая шторкой 4.
89
Рассмотрим случай полного согласования осей (Ьх — Ьу = 0).
Ясно, что интенсивность света 1 на торце волокна 5 при откры-
той шторке 4 определяется размерами зазора Az между торцами
волокон, числовой апертурой NA и интенсивностью света на
торце волокна 1
I (Дг) = Л г , • (3.7)
v ' 1 [а + Дг (Л А)]2 v '
Рис. 3 2 Возможные случаи рассогласования волокон (а—б) и мо-
дуляционные функции шторочного датчика в зависимости от началь-
ного положения шторки для различных радиусов сердцевины во-
локон а и зазоров между их торцами Дг (в)
Край шторки 4, располагаясь на расстоянии х от верхнего среза
сердцевины волокна 5, экранирует часть сердцевины, площадь
которой равна
Sa = a2 arccos 0 ~— {а — х) а2 — (а — х)2. (3.8)
Пользуясь выражениями (3.7) и (3 8), легко подсчитать суммарную
интенсивность 1п (х) света, попадающего в незакрытую шторкой
часть сердцевины волокна 5, и функцию Т (х) [см формулу (3.1)1
па2 + (а — а2 — (а — х)2 — a2 arccos ( ———
71 (х) =----------------?—L. (3.9)
v ' л [а + Дг (ЛМ)]2 v '
.Модуляционная функция
dT’/dx = 2 (<* ~ *]* . (3.10)
' л[а + Дг (Л‘А)|2 ' '
ФО
Графики функции (3.10) для различных Дг при а, равном 25
и 100 мкм, и NA, равном 0,19, приведены на рис. 3 2, в. Из
рис. 3 2, в модсно сделать вывод, что чем меньше диаметр сердце-
вины 2а, тем более высокие значения dT/dx могут быть достигнуты.
При этом зависимость от величины зазора Дг сказывается тем
слабее, чем больше диаметр сердцевины волокна 2а. На практике,
однако, трудно добиться, чтобы
зазор Дг был меньше 40—
50 мкм, так как шторка будег
слишком тонкой и механически
dT з -1
j* 10 ,мкм '
Рис 3 3 Зависимость мо-
дуляционной функции от
положения шторки для
вертикального (Ьх = 0) и
горизонтального (Ьу = 0)
рассогласования волокон.
1 - Ьх = Ьу = °. 2 - Ьх =
= - 10, 3 - Ь = 10;
4 — Ьх = —20, 5 — Ьу = 20
0 10 20 30 ООх.мкм
Рис 3 4. Форма модуля-
ционных зависимостей
----полное согласова-
ние, — — — — верти-
кальное рассогласование,
— ------горизонтальное рас-
согласование, — общее
рассогласование
непрочной. Если нельзя гарантировать, что зазор будет менее
100 мкм, то не имеет смысла использовать волокна с малым диа-
метром сердцевины, поскольку в случае их применения сильнее
оказывается сдвиг между осями волокон.
Действительно, если провести аналогичные расчеты для слу-
чая Ьх #= 0 (вертикальный сдвиг осей при разных зазорах Дг),
то, как видно из рис. 3.3, значительно сокращается область на-
чальных положений шторки х, при которых можно добиться
нужной чувствительности При горизонтальном рассогласовании
осей волокон (Ьу #= 0) область допустимых начальных смещений
шторки сокращается незначительно (рис 3 3), но падает макси-
мально достижимое значение dT'dx.
Для общего случая (bx = 0, Ьу 0) модуляционная функция
меняется в зависимости от х, как показано на рис. 3.4, т. е. она
91
одновременно становится асимметричной (для Ьх — 0) и опу-
скается ниже исходной кривой (в случае Ьу = 0). Для трех раз-
личных участков пунктирной кривой dT/dx на рис. 3.4 выведены
следующие зависимости 119]'
для участка АВ
2Ка2 —-(а — х)2
л [а + Аг (Л'Л)]2
dT/dx —
т. е. форма кривой описывается выражением, аналогичным фор-
муле (3 10);
для участка CD
dT/dx -= 2 1а + Аг(/УА)]2(х-а + 2Ьж)2 .
л [а 4- Аг (Л'Л)]'2
(З.Н)
Рис. 3.5. Решеточный датчик:
/ — входное волокно, 2 — корпус, 3 —
диафрагма; 4 — подвижная решетка;
5 — выходное волокно, 6,8 — градиент-
ные стержни, 7 — неподвижная ре-
шетка
для промежуточною участка ВС
<Т — (х а)2 -|- /[а + Дг (ЛМ)]2 — (х — а + 2&ж)2 — 2Ь,.
dT/dx =----------------------------------------------L . (3.,2>
Таким образом, при оптимальном положении шторки, незначи-
тельных (меньше, чем а/2) поперечных рассогласованиях осей
волокон и зазоре между торцами Az < 100 мкм типичными зна-
чениями можно считать dT/dx ~ 8- 10~3ч-10“2 мкм-1.
Решеточный датчик. Описанный в работах [353, 370] решеточ-
ный датчик (рис. 3.5) по конструкции сходен со шторочным за
исключением того, что в пространстве между волокнами располо-
жено четыре дополнительных элемента, а не один. Дифракционные
решетки 4 и 7 образуют в параллельных световых пучках пару
взаимно дополняющих оптических масок. При подном совпадении
положений штрихов на этих близко расположенных решетках
система обладает максимальным пропусканием Т, при рассогла-
совании на 1/2 периода прозрачность системы минимальна (71 ->
-> 0). Если решетки представляют собой чередование прозрачных
и непрозрачных штрихов равной толщины (так называемые «пря-
моугольные амплитудные решетки»), то зависимость Т (х) для
разных значений периода Л приобретает вид, показанный на
рис. 3.6, а. Очевидно, что чем меньше период решеток, тем выше
значение коэффициента dT/dx, определяющего чувствительность
датчика, так как
dT/dx = 2/Л. (3.13)
92
Из рис. 3.6, а также ясно, что оптимальный режим работы дости-
гается при начальном сдвиге подвижной и неподвижной решеток,
равном Л/4 [рабочая точка лежит на середине линейного участка
кривой Т (х) ]. Если одна из решеток неподвижна, а вторая соеди-
нена с мембраной, то изменение внешнего давления модулирует
световой сигнал.
Выбор периода решеток должен осуществляться с учетом
квантовой эффективности и шумов фотоприемника [см. формул}
(3.29)]. Однако ясно, что уменьшение периода Л, хотя и повы-
шает чувствительность, но приводит к сокращению динамического
диапазона линейного отклика Ах, который для оптимальной
Рис. 3.6. Зависимость пропускания решеточного датчика Т.
а — от х; б — от х и Az;
1 — при нулевом зазоре между решетками; 2 — при конечном
рабочей точки равен Л/4. Кроме того, при малых периодах ре-
шетки возникают дифракционные эффекты, приводящие к искаже-
нию формы передаточной функции Т (х).
Четвертьволновые градиентные стержни 6 и 8 (рис. 3.5) позво-
ляют создавать в рабочем пространстве сколлимированный пучок
и фокусировать ту часть лучей, которая прошла через систему
решеток, в сердцевину выходного волокна. Вместо стержней
можно использовать микролинзы (см гл. 4).
На рис. 3.7 приведены экспериментально измеренные значе-
ния минимального обнаружимого давления 6pmln, полученные
с помощью датчика на решетках с А = 5 мкм [353]. Данные полу-
чены в гидрофонном режиме работы. Датчик на решетках хорошо
подходит для работы в этих условиях, так как его рабочая ха-
рактеристика воспроизводится при постоянных деформациях диа-
фрагмы, возникающих при погружении, при условии, если эти
деформации приводят к смещению подвижной решетки на расстоя-
ния, кратные А/2. На самом деле, если не задаваться целью полу-
чить максимальный динамический диапазон, а работать в режиме
обнаружения малого сигнала, то датчик пригоден к использованию
при любых постоянных деформациях мембраны, кроме тех, кото-
*рые соответствуют экстремумам функции Т (х).
93
Возвращаясь к рис. 3.7, отметим, что резкое ухудшение чув-
ствительности датчика на частотах F> 1,5 кГц обусловлено ма-
лыми механическими перемещениями подвижной части ВОД вместе
с решеткой на высоких частотах и не является недостатком соб-
ственно датчика. Дело в том, что масса подвижной дифракционной
решетки может быть сделана весьма малой и, следовательно, ча-
стотный диапазон датчика определяется конструкцией гибкой
мембраны.
Помимо выравнивания частотной характеристики датчика,
путем доработки конструкции решеточных ВОД должна быть ре-
шена и еще одна проблема.
Рис. 3.7. Частотная зависимость по-
рога обнаружения решеточного дат-
чика, работающего в режиме гидро-
фона [353]:
1 — 6prnln (Г): 2 — шумы океана
Приведенные на рис. 3.6, а характеристики Т (х) получены
в предположении, что зазор между неподвижной и движущейся
решетками бесконечно мал. Естественно, это предположение
идеализирует реальную ситуацию, так как отсутствие зазора
между решетками вызывает трение, что может повлиять на частот-
ные свойства, а также привести к появлению царапин на поверх-
ностях решеток и вызвать искажение характеристики Т (х).
Проведенный на ЭВМ расчет характеристики Т (х) для раз-
личных значений зазоров между решетками позволил построить
двумерную диаграмму Т (х, Дг) (рис. 3.6, б), где Дг — зазор
между решетками. Из этой диаграммы видно, как треугольная
функция Т (х), имеющая место при Дг = 0 (рис. 3.6, а), трансфор-
мируется в квазисинусоидальную, т. е. нелинейную, имеющую
к тому же значительно меньшую амплитуду. Следовательно,
для решеток с шагом А = 10 мкм уже при зазоре 6z = 2 мкм
передаточная функция становится нелинейной и появляется
постоянная составляющая светового потока. Эффект, наблюдаемый
на торце выходного градиентного отрезка, можно уподобить явле-
нию, вызываемому нерегулярностью решеток, т. е. различием
поперечных размеров прозрачных и непрозрачных штрихов.
Действительно, если ширина прозрачных штрихов больше ши-
рины непрозрачных, то эффекта полного «затемнения» систем
решеток (т. е. Т = 0) нельзя достичь ни при каких относитель-
ных перемещениях х.
Общим недостатком шторочного и решеточного датчиков с точки
зрения рационального использования подводимого к ним свето-
вого потока является то, что оптимальный режим работы реали-
94
зуется в них при Т « 0,5, т. е. половина световой энергии погло-
щается в датчике.
Датчик, с подвижным зеркалом. Изменения акустического поля
можно фиксировать не только модулируя интенсивность светового
потока за счет его частичного перекрытия (как в шторочном и ре-
шеточном ВОД), но и изменяя расстояние, проходимое расширяю-
щимся пучком между выходным
Этот принцип воплощен в одной
чике с подвижным зеркалом.
На рис. 3.8 представлена одна
из конструкций такого датчика на
спаренном волокне. Расходящийся
и входным торцами волокон,
из ранних разработок — дат-
Рис. 3.8. Датчик с подвижным
зеркалом на спаренном волокне:
1 — входное волокно; 2 — корпус; <. —
мембрана, 4 — зеркало; 5 — разветви-
тель; 6 — выходное волокно
Рис. 3.9. Зависимость модуляцион-
ной функции датчика с Подвиж-
ным зеркалом от зазора Аг между
торцом волокна и зеркалом:
1 — диаметр волокна 2а — 50 мкм, 2 —
2а = 200 мкм
световой пучок с углом расходимости, определяемым числовой
апертурой [см. формулу (2.5) 1
NA = sin9fl = j/nf — ft);, .
выходит из торца спаренного волокна и отражается от зеркала
на торец того же волокна. Часть энергии света, возвращенная
в виде энергии направляемых мод в выходное волокно 6, зависит
от расстояния между торцами волокна и зеркалом (при условии,
что sin 0а х tg 0а « NA). Поэтому интенсивность света в выход-
ном волокне равна:
д2 ].
/о [а ±2Лг(1й}]г ’ (3-14)
Для связи зеркального датчика с фотоприемником необходимо
поставить в волоконном тракте полупрозрачный светоделитель
или волоконный ответвитель на 3 дБ. Тогда чувствительность
зеркального датчика равна
dT _ d[I„/I,] _ __ 2а2 (NA) ,
dz dz [a 4-2 Аг (NA)]3 (о.10)
и максимальна при малых расстояниях от торца волокна до зер-
кала 4 (рис. 3.9).
95
Поскольку dTIdz в выражении (3.15) находится в пределах
(14-4)-10"3 мкм-1 для Az ~ 100 мкм и а~ 25-4-100 мкм (при
NA — 0,2), датчик с колеблющимся зеркалом уступает по чув-
ствительности другим ВОД с модуляцией интенсивности. Кроме
того, как следует из формулы (3.15), модуляционная функция
такого датчика существенно нелинейна, что ограничивает его
динамический диапазон.
Тем не менее простота конструкции зеркального ВОД про-
должает привлекать исследователей, предлагающих разного рода
дифференциальные схемы регистрации с использованием моно-
волокон [130] или волоконных жгутов 1251]. В последнем случае
оптическая схема датчика предполагает использование кольце-
Рис. 3.10. Датчик на нарушенном
полном внутреннем отражении:
1 — входное волокно; 2 — мембра-
на; 3 — толкатель; 4 — выходное
волокно, 5 — пружина
вой зоны на торце жгута в качестве источника, освещающего де-
формируемую мембрану. Отраженный мембраной свет собирается
и порознь фиксируется двумя концентрическими частями жгута
и присоединенными к ним фотодетекторами. Одна собирающая
часть расположена внутри освещающего кольца, другая окружает
это кольцо. Если под действием давления мембрана из плоской
становится слегка вогнутой или выпуклой, соотношение между
мощностями отраженного света, собираемого двумя отводящими
участками жгута, меняется. Таким образом, данный метод позво-
ляет фиксировать не поршневые перемещения мембраны, а ло-
кальные изгибные деформации, связанные с прогибом в центре.
Датчик на нарушенном полном внутреннем отражении
(НПВО). Конструктивное сходство с вышеописанными ВОД
шторочного и решеточного типов имеет датчик, в котором исполь-
зуется эффект нарушенного полного внутреннего отражения.
В этом датчике также имеется разрыв между входным и выходным
волокнами (рис. 3.10). Причем оптическая передаточная функция
пространства между торцами волокон модулируется в соответ-
ствии с измеряемым акустическим сигналом. Однако физический /
механизм, управляющий модуляцией светового потока между
входным 1 и выходным 4 волокнами, здесь принципиально иной.
Торцы волокон отполированы под таким углом, что световой по-
ток, распространяющийся по сердцевине входного волокна,
претерпевает полное внутреннее отражение на его скошенном
выходном торце и, следовательно, не проходит в выходное во-
локно. Однако зазор между торцами волокон сделан столь неболь-
96
шим, что под действием мембраны 2 и толкателя 3 скошенный то-
рец выходного волокна 4, укрепленного на пружине 5, может при-
ближаться к торцу волокна 1 на расстояния, сравнимые с длиной
волны. Возникающий при этом эффект в классической оптике
называется нарушенным полным внутренним отражением и ха-
рактеризуется резким возрастанием потока световой энергии,
проникающей в примыкающую среду (в данном случае — в вы-
ходное волокно) через малый оптический зазор. В волноводной
оптике это явление называется оптическим туннелированием
и часто используется в ВОД ФВ
Поскольку показатель преломления для кварцевого волокна
приблизительно равен 1,46, а для воздушного зазора между тор-
Рис. 3.11. Зависимость модуляционной функции
датчика на НПВО от вертикальной составляющей
зазора между волокнами при <р = 45°
Цами —• 1, волокна обрабатываются так, чтобы скос торцов был
около 45°. Если это так, то зазор между торцами меняется по закону
g = x/cos <р. (3.16)
С учетом того что вблизи критического угла (т. е. в режиме,
когда начинается полное внутреннее отражение) коэффициент от-
ражения от границы раздела кварц—воздух зависит от поляри-
зации, модуляционная функция системы из двух волокон с зазо-
ром между скошенными торцами будет сложной функцией поля-
ризации [352]
dT _ 4л (-у2 + б2)2 [4у2б2 cth (Р/2) ch2 (ft/2)J cos q> / 2 2 __ , \ 1/2 /о , 7x
dx ~~ [(f + 62)2 + 4y262 cth2 (P/2)]2 xX ф ’ P5*1''
где x — вертикальное смещение толкателя; X — длина волны
света; у, 6 — функции поляризации падающей на входной отре-
зок световой волны;
Из рис. 3.11 видно, что dTIdx представляет собой ограничен-
ную экспоненциальную функцию, резко изменяющуюся от оо
до 0 при малых изменениях х. Однако выбор и точное поддержание
малого начального зазора х, соответствующего рабочей точке на
середине крутого спадающего участка Т (х), представляет собой
серьезную конструкторскую проблему и затрудняет изготовление
датчика. Кроме того, как видно из того же рис. 3.11, передаточная
4 Бутусов М. М. и др . Q7
характеристика dT/dx, практически не имеет области, где значе-
ние dT/dx постоянно, если не считать области х > 0, где dT/dx х
« 0. Следовательно, модуляционная функция датчика существенно
нелинейна, и его динамический диапазон ограничен.
Датчик на связанных волокнах. Другим вариантом акустиче-
ского ВОД, в котором используется оптическое туннелирование,
является датчик на связанных волокнах, описанный в работах
[102, 109, 331 ]. Два волокна в этом датчике располагают таким
образом, чтобы расстояние между их сердцевинами не превышало
нескольких микрон (рис. 3.12, а). Этого можно добиться, стра-
вив оболочки на некоторой длине L и склеив два параллельных
Рис. 3.12. Датчик на связанных волокнах: а — устройство;
б — распределение поля в пространстве взаимодействия для
симметричной и антисимметричной мод;
1 — входное волокно; 2 — пространство взаимодействия; 3 — вы-
ходное волокно
волокна составом с таким же коэффициентом преломления, как
у оболочки, либо применив сплавление волокон, как это делают
при изготовлении ответвителей.
Принцип работы ответвителя, состоящего из двух близко рас-
положенных одномодовых волокон, заключается в следующем.
Система из двух волокон, поля которых взаимодействуют друг
с другом, может рассматриваться как волновод сложной конфи-
гурации, для которого характерны определенные собственные
типы волн — моды с различными постоянными распространения.
Распределения поля для двух основных мод волновода изображены
на рис. 3.12, б. Тот факт, что на входе датчика цся энергия сосре-
доточена только в левой сердцевине, можно трактовать как сложе-
ние полей Es и Eas (рис. 3.12, б). Поскольку постоянные рас-1
пространения двух мод [ф, и pas различны, то, очевидно, на неко-/
тором отрезке Lb = [л (2m + 1) ]/((3s — |3as) наблюдается про-
тивоположная ситуация: поля складываются в области правой
сердцевины и вычитаются в левой. Длина отрезка Lb называется
длиной связи и определяется параметрами волокон и расстоя-
нием Д между сердцевинами. Если сделать длину датчика (т. е.
расстояние, на котором возможен максимальный обмен энергией
между волокнами), пропорциональной Еь, то датчик будет рабо-
тать в режиме переключения — вся энергия, введенная в одно
98
волокно, выводится в другое. Однако под действием акустического
поля такие параметры датчика, как расстояние Л, длина L, ко-
эффициенты и п2, изменяются, а следовательно, изменяется
соотношение между L, ps и |3as.
Как следует из работы [331 ], передаточная функция датчика
равна
= sin (^) { £ С. + (3 « - пТ'Я х
X (п,с„ - Ягс„) 4 (3 + 41.) (2:1) (я;„’jvn с„] + «jkj,
(3.18)
где со, и — параметры, зависящие от модовой структуры волокон;,
1 dA г dnlt 2 . г _ da г _ dL
Ca~dp’ CL~dp-
Как мы видим, здесь принимается в расчет, что приложенное-'
давление меняет как расстояние между сердцевинами А, так и
оба показателя преломления п1, п2, а также радиусы волокон а
и длину датчика L. Чувствительность устройства прямо пропор-
циональна L.
Анализ показывает, что такой датчик может быть пригоден
для работы в плотных средах (жидкостях). Точная юстировка и
отработка конструкции позволили добиться при работе в водной
среде очень низкого для ВОД с модуляцией интенсивности порога
детектирования — 50 дБ/l мкПа [102]. Однако такие существен-
ные вопросы, как образование продольных нерегулярностей и
влияние изменения температур на работу датчика, пока не из-
учены. Другой трудностью является воспроизведение параметров
экспериментальных ВОД на связанных волокнах при их серийном
производстве, поскольку технология прецизионного сплавления
параллельных волокон на больших длинах еще не разработана.
В работе [1171 показано, что датчик на связанных волокнах,
работает при применении многомодовых волокон.
Безразрывные акустические ВОД с модуляцией интенсивности’..
Обязательным компонентом описанных выше ВОД ФВ является
пара оптических волокон, между которыми происходит обмен
энергией, причем степень энергообмена модулируется акустиче-
ским полем. Серьезной проблемой при серийном производстве
таких датчиков является необходимость точной взаимной юсти-
ровки волокон. Безразрывные ВОД свободны от этого недостатка.
Датчик на френелевском отражении. Этот датчик, описанный
в работе [311], состоит из одного одномодового волокна со ско-
шенным торцом (рис. 3.13, а). Торец 2 сполирован под таким уг-
лом ср, что при определенном показателе преломления пт (пт <
<7 пх) среды, окружающей датчик, выполняется соотношение
sin9 =—sin 0', (3.19);
4* gg
где 0 = л/2 — <р — угол падения света на торец 2; 0С =
= arcsin (пт/П1) — критический угол на границе раздела (на
рис. 3.13, б показан угол <рс = л/2 — 0Г); 0' — малый угол по-
рядка нескольких долей градуса. Световая волна, распространяясь
по сердцевине, претерпевает френелевское отражение на горце 2
и, отразившись от зеркальной грани 3, возвращается в сердце-
вину и детектируется на входном конце оптического кабеля как
отраженный сигнал.
Как следует из работы [3521, коэффициенты Френеля для обеих
поляризаций являются очень резкими функциями nm/n( вблизи
Рис. 3.13. Датчик иа френелевском отражении- а — уст-
ройство; б — зависимость модуляционной функции от
угла скоса торца q>:
1 — сердцевина, 2 — скошенный торец; 3 — зеркало
критического угла. Если под действием акустического поля
происходит изменение показателя преломления nm среды, так
как ее фотоупругая константа h отлична от нуля:
/г = =/= О,
dp ’
то коэффициент отражения меняется, причем тем сильнее, чем
ближе угол падения 0 к критическому углу,
dT 2/in^cos6 [cos 0 — (л3 — sin2©)1/,2] пл\
~dP~ = РЛ2 (n2 - sin2©)1/2 [cos 0 + U2 - mi,2 0)1 /2]J ’ (3,20)
где v — скорость звука; p — плотность среды; п - пт/п1. Из /
рис. 3.13, б видно, что при критическом угле 0С = arcsin и на
кривой, описываемой выражением (3.20), имеется сингулярность,
а вблизи этого угла dTIdp обратно пропорционально 1/0 — 0С,
т. е. чувствительность ВОД может быть сделана сколь угодно
большой. Физический смысл выражения (3 20) заключается в том,
что при изменении звукового давления за счет оптпкоупругого
эффекта изменяется коэффициент пт и при 0 = 0С — 0' сильно
изменяется коэффициент отражения.
100
Достоинством датчика, как и всех безразрывных ВОД, яв-
ляется то, что отпадает необходимость в юстировке при сборке при-
бора. Кроме того, он конструктивно прост, так как состоит всего
из одного элемента. Наконец, благодаря малым размерам рабочей
зоны, не превышающим диаметра волокна, датчик является ма-
логабаритным и широкополосным. К недостаткам прибора следует
отнести необходимость точного (до долей угловых минут) подбора
углов скоса торца и отражающей грани для конкретных длины
волны света и показателя преломления жидкости (пт). Следует
Рис. 3.14 Микроизгибный датчик- а— принцип действия; б — во-
локонно-оптический микроизгпбный гидрофон
1,5 — оптические входы, 2, 6, 9 —- подвижные деформеры, 3,7 — опти-
ческие выходы, 4 — неподвижный деформер, 3 — волокно 10 - уплотис
иие
также добавить, что в выражении (3.20) не учтены оптикоупругие
свойства в материале волокна и влияние температуры на «уход»
рабочей точки от оптимума.
Датчик на микроизгибах волокна. Принцип работы этого одного
из наиболее перспективных для детектирования акустических
колебаний датчика, описанного в работе [147], становится ясен,
если обратиться к материалам гл. 2 и рис. 3.14, а. Периодическое
искривление волокна с периодом
Д/ = H-2jtg s, s=l, 2,3..., ' (3.21)
где 3(, 13, — постоянные распространения двух модовых групп,
приводит к усилению обмена энергией между этими группами.
Рассматривая модовый континуум в совокупности с модами обо-
лочки, можно рассуждать следующим образом. Пусть все модовые
группы сердцевины возбуждены равномерно, а моды оболочки не
возбуждены. Если волокно приобретает периодические изгибы,
подобные показанным на рис. 3.14, а, то обмен энергии между
модами оболочки и теми периферийными модами сердцевины, кото-
рые удовлетворяют условию (3 21), имеет неравновесный харак-
тер Энергия передается от мод сердцевины к модам оболочки, где
перераспределяется между другими оболочечными модами, так
как в оболочке континуум мод гораздо обширнее, а механизмов,
101
способствующих перераспределению энергии, (релеевское рассея-
ние и др.) больше. Таким образом, «слой» периферийных мод
сердцевины, удовлетворяющих условию (3.21), теряет энергию.
С другой стороны, если соотношение (3.21) справедливо для
этих мод и каких-либо модовых групп из числа более фундамен-
тальных (т. е. имеющих наименьшие индексы I, р), то эти послед-
ние в свою очередь передают энергию периферийным модам сердце-
вины, от которых она выводится далее в оболочку. Таким образом,
периодические искривления волокна способствуют эффективному
выводу энергии из сердцевины в оболочку. Обратный процесс
также возможен, но он менее эффективен *.
Рассмотрим, какой тип волокон наиболее пригоден для созда-
ния микроизгибных ВОД.
Эффективность связи между двумя модами, имеющими рас-
пределение поля в поперечном сечении Е1 (г, ср) и £2 (г, ср), опре-
деляется степенью перекрытия этих полей в той области волокна,
где присутствует возмущение Ьп (г), вызывающее связь мод,
J [ Е{ (г, ср) fm(r) Е2 (г, q)drdq. (3.22)
ДГ Дф
Поле Д в основном сосредоточено в сердцевине, поле £2 —
в оболочке волокна. Отсюда ясно, что в микроизгибных ВОД пред-
почтительно применять волокна с малым Д/г = пг— п2 (слабо-
направляющие), так как поля волноводных мод Е1 в таких во-
локнах в большей степени простираются в оболочку, нежели
в волокнах с большими значениями Д/г [см. выражение (2.6)1,
и интеграл перекрытия (3.22) больше. Далее, как следует из при-
веденных выше рассуждений, для более эффективной связи мод
желательно, чтобы соотношение (3.22) выполнялось для большого
числа модовых групп. В волокнах со ступенчатым профилем раз-
ница постоянных распространения групп зависит от номера моды т
[82]
9Д1/2 т
(3-23>
при М 1, Д = knln-L. В градиентных волокнах
Д|3 = (Ц2^ф (3.24)
Следовательно, градиентные волокна предпочтительнее, чем
ступенчатые, при условии, что их параметры подобраны в соот-
ветствии с микроизгибами датчика
(2Д)1/2 Л/а = 2ns, s=l,2, 3, ... . (3.25)
1 Отметим что в отличие от датчика на связанных волокнах, процесс обмена
энергией здесь носит в основном однонаправленный характер.
102
На рис. 3.15, а представлена зависимость периода микро-
изгибов, необходимых для связи мод, от номера модовой группы.
Левая часть графика (область Л) соответствует волноводным мо-
дам. правая (область В) — модам оболочки. Рисунок подтвер-
ждает довод о предпочтительности градиентного волокна, однако
ясно, что при этом периодичность деформеров должна быть строго
подобрана. Практически трудно добиться, чтобы период Л был
меньше 1 мм. Как следует из выражения (3.25), для Л = 1 мм и а =
= 25 мкм Л должна составлять 0,012, что соответствует случаю
слабонаправляющего волокна. Однако, если Л = 5 мм, то требуе-
Рис 3.15. Характеристики микроизгибного датчика- а — зависи-
мости оптимального периода микроизгибов от номера модовой
группы; б — частотная характеристика [107]
1 — ступенчатое волокно; 2 — градиентное волокно, 3 — эксперимент;
4 — шумы океана
мое значение Л (0,0004) трудно обеспечить технологически. Из фор-
мулы (2.6) следует, что в этом случае нужно увеличить диаметр
волокна 2а, чтобы сохранить приемлемые значения А.
Передаточная функция микроизгибных ВОД dTIdx не под-
дается корректному расчету, поскольку этот расчет требует боль-
шого числа не всегда оправданных допущений. Эксперимент пока-
зывает [147], что наибольшая чувствительность достигается при
начальных изгибах волокна, соответствующих смещению дефор-
меров на 2—2,5 мкм относительно невозмущенного неизогнутого
состояния волокна. Невозмущенным будем считать состояние,
при котором зубцы деформера касаются поверхности волокна.
Как видно из рис. 3.15, б, для оптимального случая dTIdx ~
~5-10 2 мкм'1. Узкая область начальных деформаций, при кото-
рых реализуется достаточная чувствительность датчика, является
очевидным недостатком микроизгибного ВОД в том варианте,
который приведен на рис. 3.14, а. Однако, если это условие вы-
держано, датчик при достаточной проработке конструктивных
деталей показывает хорошую чувствительность в режиме гидро-
фона [108].
Значительного снижения минимальных обнаружимых смеще-
ний хП11П можно достичь, если регистрировать не излучение, остав-
шееся в сердцевине, а ту его часть, которая благодаря микроиз-
103
гибам выходит в оболочку. Малые изменения интенсивности
легче регистрировать на фоне незначительной постоянной состав-
ляющей, как при использовании известного метода «темного
поля» в классической оптике. Одна из разновидностей микро-
изгибного ВОД такого типа (рис. 3.14, б) позволяет измерять
6xmin ~ 1(Г4~10“6 мкм [133, 247], т. е. обнаружительная способ-
ность данного ВОД значительно выше, чем для такого же датчика
обычной конструкции.
Большое значение имеют гибкость, упругость и прочность волок-
на, используемого в микроизгибном ВОД. Расчеты [247 ] показы-
вают, что поскольку модуль Юнга для стекол практически постоянен
(лишь добавки В2О3 уменьшают Е
на 20—40 %), то добиться большей
податливости волокна можно за счет
уменьшения его диаметра. Однако
из выражения (3.25) следует, что при
этом возникает необходимость умень-
шения периода микроизгибов Л, что
затруднительно. Выбор профиля зуб-
цов деформера представляет также
проблему: волокно испытывает более
резкие искривления на острых зуб-
цах, однако при этом могут возник-
нуть избыточные напряжения, при-
водящие к разрушению волокна.
Рис. 3.16. Типичные зависимости функции
пропускания Т (х) и модуляционной функ-
ции dT/dx вблизи правильно выбранной ра-
бочей точки х0
Расчет минимально обнаружимых смещений и динамического
диапазона. Если считать, что значение минимально обнаружи-
мого сигнала на выходе ВОД определяется уровнем собственных
шумов фотоприемника, то легко определить предельные параметры
амплитудного ВОД — минимально обнаружимое смещение 6хт1п
и динамический диапазон линейного отклика Дх.'Для этого нужно
знать ход функции Т (х) и ее производной, т. е. модуляционной
функции dT/dx, в зависимости от смещения х (рис. 3.16). Если
начальное смещение, т. е. положение подвижного элемента ВОД
при отсутствии внешнего воздействия, равно х [рабочая точка
на графике Т (х)], то появление переменного смещения 6х вызы-
вает согласно выражению (3.2) изменение функции пропускания
67’ (х) = 6х
' ' dx
и появление переменного оптического сигнала
= 6Т(х)
104
Попадая на фотодетектор, переменный оптический сигнал I.
вызывает электрический сигнал (см. п. 3.4)
1,= ^
ь nv hv ах
(3.26)
где q — квантовая эффективность фотодетектора; hv — энергия
кванта используемого света; е — заряд электрона.
Дробовый шум фотоприемника, определяющий порог детекти-
рования полезного сигнала, имеет вид
= 2е (1ф) AF = 2е ДГ. (3.27)
Отношение сигнал/шум в этом случае выглядит так
S _ _ls_ _ / glj \ I dT \2 (бх)а ,о
АГ ~ /2 ~ k hvT )\dx / 2 (AF) • 1 '
п
Очевидно, что минимально обнаружимым смещениям соответ-
ствует случай S/N = 1. Поэтому из формулы (3.27) получаем
(3.29)
Из выражения (3.29) видно, что чем выше характерные для
датчика значения dT/dx, тем меньше предельные обнаружимые
смещения 6xmin. Первый сомножитель для световой волны длиной
0,85 мкм при ширине спектрального интервала ДГ = 103 Гц,
квантовой эффективности фотодетектора q = 0,7 и Ц — 1 мВт
составляет 8,4-10~7,
6хш1п = 8,4 • 1С-7 (Г)1/2 (dT/dx)-'. (3.30)
Обращает на себя внимание, что значение Т (л), зависящее
от’выбранной рабочей точки, влияет на минимальные обнаружи-
мые смещения. Как было показано выше, если в микроизгибном
датчике регистрировать не интенсивность света, остающуюся
в сердцевине волокна, а световую энергию, переходящую в его
оболочку, то значение Т можно уменьшить на 2 порядка. В табл. 3.4
приведены оптимальные значения Т, соответствующие максималь-
ным значениям dT/dx.
* Из табл. 3.4 ясно, что для большинства датчиков 7’opt ~ 0,5,
следовательно, формулу (3.30) для 6хт1„ (мкм) можно записать
в виде
6xmln = 6 • 10"7 (dT/dx)-'. (3.30а)
Таким образом, если учитывать только дробовые шумы фо-
тодетектора, минимально обнаружимые смещения принимают
значения, приведенные в табл. 3.2, т. е, в среднем ~10-1—10-3 им
(как будет показано в п. 3.4, дробовые шумы редко бывают основ-
ным фактором, ограничивающим снижение порога).
105
Таблица 3.4. Оптимальные значения функции оптического
пропускания акустических ВОД с модуляцией интенсивности
Тип датчика ^opt Примечанн я
Шторочный 0,3-0,4 Соответствует максимальному значению dT/dx и зазору Аг ~ 100 мкм
С подвижным зеркалом —0,08 Соответствует максимальным значениям dT/dz и достаточному удалению зеркала от торца Аг = 100 мкм
На НПВО —0,1 Соответствует х ~ 2,5 мкм и dT/dx — 10-1мкм-1
Решеточный ^0,5 Соответствует середине рабочей характеристики
Микроизгибный 0,8 При измерении интенсивности света, остающе- гося в сердцевине
» —0,01 При измерении интенсивности в оболочке
На френелевском отражении —0,3 С учетом потери 50 % света при разделении по- токов на входном конце волокна
Если же предположить, что в акустическом поле, воздействую-
щем на подвижный элемент, амплитуда колебаний среды, окру-
жающей датчик, и амплитуда колебаний подвижного элемента
совпадают, то можно получить [59], что
6₽. <3-31)
где р — плотность среды; v — скорость звука в среде; Q — ча-
стота акустического сигнала; ри — акустическое сопротивление
среды.
В какой степени колебания подвижного элемента следуют за
колебаниями частиц упругой среды, в которой расположен датчик?
Ответ на этот вопрос зависит как от конструкции, так и от плот-
ности исследуемой среды. Поэтому для 6ргащ в табл. 3.3 представ-
лены главным образом полученные экспериментальным путем
в водной среде результаты для датчиков гидрофонного типа.
Верхний предел измеримых смещений бхшах и, следовательно,
динамический диапазон
Ax=101g-^ ' (3.32)
зависят от вида функции 7’ (х): ее формы и положения экстре-
мумов. Пределы изменения Т (х) очевидны и вытекают из опреде-
ления этой функции (3.1) — 0 < Т (х) < 1. Однако ширина ли-
нейного участка различна для разных датчиков. Будем считать
отклик линейным до тех пор, пока dT/dx изменяется в пределах
10 % от значения, соответствующего рабочей точке х Е Значе-
1 Более точное определение границы линейного отклика возможно по воз-
растанию роли высших гармоник в выходном сигнале [см формулу (3 3) ] Однако
эго требует представления функции dT/dx в аналитической форме
106
ния Дх для различных датчиков, соответствующие параметрам,
указанным в табл. 3.3, приведены в табл. 3.5.
Решеточный датчик выделяется среди всех остальных тем,
что у него модуляционная функция линейна во всем диапазоне
перемещений подвижного элемента (см. рис. 3.6).
Приведенные значения яв-
ляются ориентировочными п
в большой степени зависят от
характерных размеров кон-
струкции датчиков, указан-
ных в примечаниях к
табл. 3.3. Отклонение от этих
размеров вызывает различные
(в зависимости от типа дат-
чика) изменения параметров.
Например, 6xmln и Ах у што-
рочного датчика зависят от
зазора Az между торцами во-
Таблица 3.5. Максимально
измеримые смещения и динамический
диапазон акустических ВОД
с модуляцией интенсивности
Тип датчика А у илтах Дх
Штор очный 1 ю4 55
На НПВО 50 43
Зеркальный 5-103 48
Решеточный 5 103 62
Микроизгибный 40 34
локон (см. рис. 3.2), у решеточного датчика вид передаточной
функции изменяется в зависимости от расстояния между ре-
шетками (см. рис. 3.6).
3.3. ВОД с модуляцией интенсивности
для регистрации других физических величин
Датчики механических смещений и ускоре-
ний с модуляцией интенсивности в основном построены
по тому же принципу, что и акустические ВОД, в которых
регистрируются смещения и деформации подвижных элементов
датчика.
Высокочувствительный акселерометр с качающимся зеркалом
[351 ] представляет собой вариант зеркального датчика (см.
п. 3.2), однако зеркало 4 в акселерометре совершает движения
в соответствии с перемещениями присоединенной массы 3, на-
ходящейся на конце упругого стержня 1 прямоугольного сечения
(рис. 3.17, а). В датчике применена остроумная дифференциальная
схема регистрации изменений выходного сигнала, позволяющая
компенсировать влияние шумового компонента, вызванного не-
стабильностью источника освещения Входное волокно 7 и два
выходных волокна 8 и 9 съюстированы на торце четвертьволнового
градана 5 таким образом, что изображение торца волокна 7 в ре-
зультате отражения от зеркала и двукратного прохождения через
градан строится посередине между торцами выходных волокон
(рис. 3.17, б). Угловые смещения 9 зеркала 4, вызванные верти-
кальными ускорениями датчика, приводят к вертикальным смеще-
107
ниям светового пятна и соответствующим изменениям сигналов Ц,
/2 в волокнах 8 и 9 соответственно: /
Л = Ik + 6 (0) 1 It (/); (3.33)
/2 = [Л — 6 (0)1 It (0, (3 34)
где Д (t) — полная интенсивность излучения в пятне, заштрихо-
ванном на рис. 3.17, б, k — часть этой интенсивности, попадающая
в каждое из волокон, когда датчик находится в невозмущенном
состоянии; 6 (0) — малые изменения Д, 2, связанные с поворотом
зеркала на малый угол 0.
Рис. 3 17 Волоконный акселерометр а — устройство;
б — распределение интенсивности светового пучка
в плоскости торцов волокон;
1 — гибкий стержень, 2 — корпус, 3 — присоединенная
масса, 4 — зеркало, 5 — градиентный стержень, 6 — разъем,
7 — входное волокно, 8, 9 — выходное волокно, 10 — зазор
Сигналы фотоприемников, расположенных на выходе воло-
кон 8 и 9, обрабатываются операционным усилителем:
Д-Д _ 26 (9) Д (/) _ 26(6) оеч
ф ~ Д + Д ~ fe/ДО ~ k
Как следует из формулы (3.35), выходной электрический сигнал
не подвержен влиянию флуктуаций входного светового потока.
По данным работы [351], акселерометр имеет порог чувствитель-
ности около 2- 10гД в диапазоне частот 5—500 Гц и динамический
диапазон ~80 дБ
Датчик деформаций, предложенный в работе [258], не отли-
чается от микроизгибного акустического ВОД по оптической схеме,
однако деформер 1 выполнен по-новому — в виде растягиваемой
цепи (рис. 3.18, а) По мере увеличения деформации возрастает
амплитуда микроизгибов волокна 2, свободно размещенного
внутри звеньев цепи. Иной является и схема регистрации, ориен-
тированная на создание системы ВОД и основанная на том, что
при возникновении микроизгибов не только происходит переход
части излучения в оболочку, но и наблюдается обратное отраже-
ние от участка волокна, подверженного микроизгибам (рис. 3 18,6).
Конструкция датчика электрических напряжений (рис. 3 19,а),
описанная в работе [19], является развитием конструкции што-
рочного ВОД Измеряемое электрическое напряжение приклады-
108
вается в противоположной полярности к двум столбикам 3 из
пьезокерамики, на которых закреплены состыкованные торцами
два волоконных световода 1 и 2. Изменение высоты столбиков под
действием напряжения U вследствие обратного пьезоэффекта при-
водит к смещению волокон друг относительно друга и, как ре-
Рнс. 3 18. Микроизгибный датчик деформаций а — принцип
действия, б — зависимость сигнала от удлинения
Рис. 3 19. Волоконно-оптический вольтметр переменных напря-
жений: а — конструкция; б — нормированная зависимость по-
лезного сигнала от начального рассогласования высот пьезо-
столбиков
зультат, к изменению световой мощности на выходе датчика.
Чувствительность такого волоконно-оптического вольтметра про-
порциональна произведению (dT/dx) (дх/ди), где dT/dx —гвве-
денная нами ранее модуляционная функция, а величина дх/ди —
изменение высоты пьезокерамических столбиков под действием
единичного напряжения. Величина dT/dx зависит от поперечной Ьл
и продольной Дг разъюстировок волокон. На рис 3 19, б приведен
график зависимости относительной чувствительности такого дат-
чика S/Smax от Ьх для легко реализуемого в приборе значения
Дг = 10 мкм Очевидно, что для получения максимальной чув-
ствительности необходимо правильно выбрать значение Ьх Вели-
чина дх/ди задается выбором типа пьезоэлемента, что позволяет
109
создать набор датчиков переменных электрических напряжений
в диапазоне 10-3—103 В. Амплитудно-частотная характеристика
- датчика определяется частотными свойствами пьезокерамики.
3.4. Волоконно-оптические интерферометры
' на одномодовых волокнах
Фазовые датчики являются потенциально наиболее
чувствительными среди различных ВОД (см. табл. 3.1). Дело в том,
что в оптической измерительной технике фазовые измерения при-
надлежат к числу наиболее тонких, наиболее чувствительных
методов. Фазовые методы основаны на регистрации изменений
плотности или размеров исследуемого прозрачного объекта, соот-
ветствующих малым изменениям фазы 6Ф световой волны, про-
свечивающей объект,
6Ф, = б = 2л + , (3.36)
где ns — показатель преломления исследуемой среды, измеряе-
мый на длине волны X; ls — геометрическая длина пути световой
волны в исследуемой среде.
Само по себе изменение фазы 6Ф не может быть зарегистриро-
вано, так как существующие фотодетекторы реагируют на ин-
тенсивность I световой волны, а не на ее мгновенную амплитуду
Е = Ео exp exp ()Ф), т. е.
I = ЕЕ* = El (3.37)
Как видно из выражения (3.37), фотодетектирование не позво-
ляет получить сведений ни о частоте оптического сигнала, ни
о его фазе. Для того чтобы измерить фазу волны Ф или ее медлен-
ные изменения (6Ф/6/ < со), применяют интерферометрические
методы [106, 148]. Эти же методы пригодны для исследования
частотной девиации 6® (6ю/й < 1).
Суть наиболее простого интерферометрического, метода состоит
в том, что одновременно с исследуемой волной
£6 = £s0 exp (/со/) exp (/Ф3) (3.38)
на фотодетектор направляется когерентная ей опорная волна,
имеющая ту же поляризацию
Ег = £г0 exp (jat) exp (/Фг). (3.39)
В этом случае детектируемая интенсивность суммарной волны
(Е3 + £,)
= (£g + Er) (£, + £r)* = (Ir + Is) [ 1 + a cos (Ф, - Фг)], (3.40)
110
где Ir, Is — интенсивности опорной и исследуемой волн соответ-
ственно; . - '
а = 2
г2 _±_ г2
cr0 ‘ SO
2ErtEw
I г + Is
(3.41)
< 1.
Из формулы (3.40) можно сделать следующие выводы:
суммарная интенсивность на выходе интерферометра промоду-
лирована гармонической функцией, аргументом которой является
разность фаз волн, прошедших по разным плечам интерферометра
(рис. 3.20);
Рис. 3.20. Характеристики оптического интерферометра: а — зависи-
мость выходной интенсивности от разности фаз исследуемой и опорной
волн для разных контрастов; б — определение рабочего диапазона и
чу вствител ьности
,глубина модуляции (контраст) интерференционной картины
^ax~imln = а (3.42)
'max "Г ' mln
и максимальна (а = 1) при равенстве интенсивности в обоих
плечах;
скорость изменения интенсивности / при изменении фазы ис-
следуемой волны Ф8, т. е. 6//6Ф8 = (/, + /s) a sin [Ф5 — Ф,]
максимальна^при
Ф5- Ф, = (2m + 1) л/4, (3.43)/
где т — L.0, 1, 2...Выражение (3.43) называют условием квад-
ратуры.
Изобретение лазеров дало новый толчок развитию классиче-
ской интерферометрии, так как излучение многих лазеров обла-
дает высокой направленностью, имеет большую длину когерент-
ности и вполне достаточную мощность. Нужно отметить, что одно-
временно продолжали развиваться исследования в области интер-
ферометрии с применением некогерентных или слабокогерентных
источников. Эта область, называемая интерферометрией в спек-
111
тральной плоскости [149, 301 ], имеет ряд уникальных возмож-
ностей, однако пока еще мало применяется.
Сочетание интерферометрических методов с применением воло-
конно-оптической техники привело к появлению волоконно-
оптических интерферометров, характеризующихся следующими
особенностями:
использование оптических волокон в одном или обоих плечах
интерферометра позволяет отказаться от прямолинейных оптиче-
ских трактов (рис. 3.21, а), поэтому можно повысить чувствитель-
ность прибора, не прибегая к сложным многолучевым схемам
[371 ], просто за счет применения многовитковой катушки во-
локна, расположенной в исследуемой области пространства [см.
формулу (3.36)];
оптическое волокно, имеющее малые поперечные размеры (диа-
метр кварцевой оболочки типовых волокон 2Ь = 125ч-400 мкм),
практически безынерционно реагирует даже на сравнительно
быстрые (т4’~ 10'7~ 10~в с) изменения окружающих условий (тем-
пературы, давления и т. д.);
волоконно-оптический интерферометр в интегральном испол-
нении, т. е. содержащий волоконные разветвители и объединители
(рис. 3.21, б), имеет меньшую массу и более простую кон-
струкцию, чем его классический аналог, а следовательно, более
пригоден для промышленного применения.
Эти безусловные достоинства волоконно-оптических интерфе-
рометров (ВОИ) привлекли к ним внимание~многих ученых, по-
этому достаточно быстро выявились также и очевидные недо-
статки ВОИ, о которых будет сказано далее.
Схема типичного ВОИ на двух одномодовых волокнах пред-
ставляет собой модификацию классического интерферометра Ма-
ха—Цендера. Существуют также волоконные аналоги интерферо-
метров Майкельсона, Физо и Саньяка. На рис. 3.21, а представ-
лена схема ВОИ в лабораторном исполнении, включающая тра-
диционные оптические компоненты. Внешний вид такого ВОИ,
предназначенного для измерения давлений в жидкости и изготов-
ленного совместно ЛЭИС и ВНИИМ им. Д. И. Менделеева, пока-
зан на рис. 3.21, в. Излучение полупроводникового или газового
лазера 1 коллимируется системой 2 и подается на полупрозрачную
пластинку или светоделительный кубик 3. В соответствии с фор-
мулой (3.41) оптимальным является применение светоделителей
с 50 %-ной прозрачностью. Микрообъективы 4 фокусируют опти-
ческие потоки на входные торцы рабочего 6 и опорного 9 одномо-
довых волокон. Для обеспечения эффективного ввода излучения
в волокна обязательно применение микропозиционеров 5 (трех-
координатных подвижек с точностью установки 1 мкм), так как
диаметр сердцевины одномодового волокна составляет всего 5—
8 мкм. Большая часть рабочего волокна 6 помещена в исследуе-
мый объем, а опорное волокно 9 находится в стабильных внешних
условиях, чтобы исключить “или уменьшить дрейф фазы Фг.
112
Рис. 3.21. Волоконно-оптические интерферометры: а — с дискрет-
* ними оптическими элементами; б — полностью волоконный интерфе-
рометр; в — лабораторный макет ВОИ;
1 — лазер; 2 — коллиматор; 3, 8 — светоделители; 4 — фокусирующая
оптика; 5 — микроподвижки; 6 — рабочее волокно, 7 — выходные объек-
тивы; 9 — опорное волокно; 10 — плоскость фильтрации, 11 — собирающая
линза; 12 — фотодетектор; 13 — усилитель; 14 — блок обработки; 15, 16 —
волоконные разветвитель н объединитель; 17 — гаситель оболочечных мод;
18 — проходной детектор; 19 — оптический выход
Поле светового излучения, распространяющегося в рабочем
волокне в виде его основной моды, может быть описано на любом
расстоянии г от входного торца формулой, аналогичной выраже-
ниям (2.48) и (3.38),
Е, (г, ср, z) = Е (г, <р) exp (/со/) exp (/Pz), (3.44)
113
где Е (г, tp) — распределение амплитуды электрического поля
в поперечном сечении, сходное с гауссовым, для случая одномо-
довых волокон; р — постоянная распространения основной
моды.
На выходе волокна 6, имеющего длину Ls, оптический сигнал
описывается формулой (3.44) с заменой г на Ls.
Фаза световой волны на выходе рабочего волокна
Фз = PLS = neLs (3.45)
может меняться под действием внешних факторов, таких как тем-
пература, давление и т. д. Для случая одновременного действия
двух внешних факторов (например, температуры Т и давления р),
исходя из формулы (3.45), можно записать выражение для резуль-
тирующего приращения фазы
6Ф,(р. 7) = 6р + 67) L. + 6р + 67) п. +
Ь € Д 4г + "-4г) 6" + > Д вг] • <3-46*
Формула (3.46) является не совсем точной, однако правильно от-
ражает суть дела. Первое слагаемое в квадратных скобках описы-
вает влияние изменения давления и температуры вещества,
причем оба фактора предполагаются действующими независимо.
Физический смысл этого слагаемого ясен: изменение (например,
рост) давления приводит к уплотнению материала волокна, уве-
личивает его показатель преломления, а также уменьшает диа-
метр поперечного сечения сердцевины 2а. Оба фактора вызывают
изменение параметра V [см. формулу (2.6)], а следовательно, и
постоянной распространения р. Аналогичным образом (через
плотность и размеры поперечного сечения) влияет температурное
расширение или сжатие материала волокна.
Второе слагаемое в формуле (3.46) учитывает влияние тех же
факторов — давления и температуры — на длину волокна Ls.
Если о влиянии температуры можно судить совершенно однозначно
(ее рост приводит к удлинению волокна, как и любого физического
тела), то относительно влияния давления такой ясности не было
до последнего времени. В п. 3.7 будет рассказано, как решается
эта проблема.
Два следующих слагаемых, стоящих в квадратных скобках
в формуле (3.46), не равны нулю, только когда температура и
давление взаимосвязаны: сжатие увеличивает температуру, а на-
грев приводит к возрастанию давления. Влиянием этих членов
обычно пренебрегают, хотя и не всегда оправданно. В п. 3.7 будет
рассмотрен этот эффект для водной и воздушной сред, давление
в которых измеряется волоконным интерференционным датчиком.
Из формул (3.43) и (3.46) очевидно, что для поддержания ква-
дратурных условий опорное волокно не должно подвергаться
114
воздействию внешних факторов. В лабораторных условиях ста-
билизация фазы опорного плеча достигается термостатированием
этого элемента схемы, что лишает ВОИ одного из его основных
преимуществ — компактности. К настоящему времени нет уни-
версального решения проблемы стабилизации сигнала ВОИ,
однако наиболее эффективные методы мы проанализируем в и. 3.5.
Итак, на выходе волокон 6 и 9 мы имеем оптические сигналы
типа описываемых формулами (3.38) и (3.39). Известно, что при
выходе из волокна в открытое пространство световое излучение
распространяется внутри конуса, определяемого числовой апер-
турой NA [см. формулу (2.5)]. Интерференционные измерения
удобно проводить с плоскими волновыми фронтами, поэтому
в схему, изображенную на рис. 3.21, а, введены коллимирующие
линзы, превращающие расходящиеся фронты в плоские. Свето-
делитель 8 применен для совмещения этих фронтов таким образом,
чтобы в плоскости 10 мы могли наблюдать картину интерференции
рабочей и опорной волн. Известно (см., например, работу [69]),
что если в некоторой области пространства существуют две ко-
герентные и одинаковым образом поляризованные волны, волно-
вые векторы которых (соответственно кх и к2) отличаются только
направлением, т. е. | kt | = | к21, и угол между кг и к2 равен Qj, 2,
то в плоскости, перпендикулярной биссектрисе угла 0112, будет
наблюдаться картина интерференционных полос (полос конечной
ширины) с периодом А, где
А = ^----Д-щкг- (3.47)
2 sin (0!,2/2) ' '
Интерференционные полосы направлены перпендикулярно пло-
скости, в которой лежат волновые векторы kj и к2, как это пока-
зано в правой верхней части рис. 3.21, а.
Из формулы (3.47) видно, что если кг и к2 коллинеарны, то
А —> оо, и наблюдается картина, состоящая из полос бесконечной
ширины [вся область взаимодействия волн имеет то же распреде-
ление интенсивности, которое существует при освещении входного
торца только одного из волокон, однако амплитуда этого распре-
деления доходит от удвоенного значения при синфазной (кон-
структивной) интерференции до нуля при интерференционном
гашении].
При малых значениях угла 0Х> 2 формула (3.47) еще упрощается:
Х/ех, 2. (3.48)
Регулируя наклон светоделительного элемента в схеме (рис. 3.21 ,а),
мы меняем угол 01; 2 и подстраиваем интерференционную картину
таким образом, чтобы достичь оптимального периода интерферен-
ционных полос А. Условие оптимальности выбирают исходя из
того, какая маска расположена перед детектором — щелевидная
или решеточная.
При использовании щели в непрозрачном экране ее ориенти-
ру ют параллельно полосам, а период интерференционной картины А
115
должен быть как минимум вдвое больше, чем ширина щели.
Для достижения квадратурного условия (3.43) щель располагают
таким образом, чтобы ее ось совпадала с границей темной и свет-
лой полос. Недостатком использования щелевой маски является
то, что лишь небольшая доля энергии интерференционной кар-
тины детектируется фотоприемником 12, расположенным в фокусе
собирающей линзы 11, а это приводит к возрастанию шумов схемы
детектирования.
Этот недостаток устраняется, если вместо щели использовать
периодическую маску, как это делается в муаровой технике
[21, 81]. Периоды маски и интерференционной картины выби-
раются равными, а их максимумы смещены на Л/4 для достижения
условий оптимального детектирования. Вышеописанные интер-
ференционные эффекты можно наблюдать и использовать для детек-
тирования только в том случае, когда контраст интерференционной
картины [см. выражение (3.42) ] достаточно велик. Практически
желательно, чтобы 0,1 < а < 1. Для выполнения этого соотно-
шения помимо равенства интенсивностей в плечах интерферо-
метра согласно выражению (3.41) необходимо соблюдение еще двух
условий, специфичных для волоконного интерферометра.
Во-первых, нужно поддерживать одинаковое состояние поля-
ризации выходного излучения обоих волокон. Изменение поля-
ризации в одномодовом волокне, как показано в гл. 2, возможно
в результате естественного или наведенного двулучепреломления.
Этот эффект имеет место, например, если опорное и рабочее во-
локна навиваются на катушки разного диаметра, либо на одинако-
вые катушки, но с различным усилием (см. п. 3.6). Для восста-
новления одинаковых состояний поляризации (что действует ана-
логично выравниванию интенсивностей 13 и /г)в схему (рис. 3.21, а)
приходится вводить дополнительные оптические элементы, что еще
более усложняет ее.
Во-вторых, интерференционная картина оказывается некон-
трастной, даже если условия для интенсивности и состояния поля-
ризации соблюдены, когда разница оптических путей в плечах
интерферометра больше длины когерентности применяемого ла-
зера /с. Значение 1С колеблется от десятков микрометров для
многомодовых полупроводниковых лазеров до десятков метров для
одночастотных газовых лазеров. Соответственно в интерферомет-
рах можно практически использовать лишь некоторые типы ла-
зеров.
В соответствии с формулой (3.40) функция отклика интерфе-
рометра на фазовое рассогласование между плечами / (6Ф), где
6Ф = Ф8 — Фг, выглядит, как показано на рис. 3.20 для различ-
ных значений а. Функция / (6Ф) является передаточной функ-
цией интерферометра.
Если внешнее воздействие на рабочее волокно имеет форму
гармонического сигнала на частоте Qs, можно предположить, что
при условиях, которые будут изложены в п. 3.5, фаза на выходе
116
рабочего волокна также претерпевает гармонические измене-
ния:
Ф« = Oso sin QSZ + Ф;, (3.49)
где Os — значение фазы в отсутствие внешнего сигнала. Следова-
тельно, формула для интенсивности детектируемого оптического
излучения, получаемая подстановкой выражения (3.49) в формулу
(3.40), имеет вид
/е = (// "ф Is) [ 1 “Ь ® cos (Oso sin Qs^ И- Os — Or)] =
= (7, + 7S) 1 + a cos(0; — Or)
oo
J0 (Oso) “Ь 2 J2k (Oso) X
*=1
Xcos2£Qs/ 4-asin(Os—Ф,) 2 £ J2k-i (Oso)sin(2k— 1) Qs^ .(3.50)
L *=i Ji
Из анализа формулы (3.50) можно сделать следующие выводы:
отклик интерферометра на гармоническое изменение фазы
в рабочем волокне является нелинейным и состоит из набора чет-
ных и нечетных гармоник внешнего сигнала;
коэффициентами при различных гармониках являются функ-
ции Бесселя J первого рода соответствующих порядков от ампли-
туды фазовой модуляции Os0;
в. условиях квадратурного детектирования [см. выражение
(3.43)] все четные гармоники пропадают и форма сигнала упро-
щается:
72 = (7Г -ф 75) 11 a
2 S J2k-1 (Oso) sin (2k
n=i
l)fis7 J (3.51)
при малых внешних воздействиях Os0 ф л отклик становится
линейным [требование соблюдения условия (3.43) также должно
сохраняться]:
72 = (7r-J-7S) {1 Ч-аА(Ф^) sinQs0 ' (3.52)
или
7j ~ (7Г -ф 7S) {1 aOso sin Qs/[.
Возвращаясь к схеме, приведенной на рис. 3.21, а, отметим,
что мощность сигнала, детектируемого на фотоприемнике 72,
а следовательно, на выходе усилителя 13 и на входе регистри-
рующей схемы 14 в зависимости от амплитуды Os0 фазовой моду-
ляции и условий выбора рабочей точки интерферометра Фг оп-
ределяется одной из формул: (3.50) или (3.52).
Физически появление нелинейности в отклике интерферометра
на внешнее гармоническое воздействие объясняется как выходом
за квазилинейный участок вблизи рабочей точки, так и неправиль-
ным выбором самой рабочей точки (см. точки А и В на рис. 3.20, а).
Применительно к рис. 3.21, а физическая природа нелинейностей
117
объясняется тем, что косинусоидальное распределение интенсив-
ности в интерференционной картине при линейном нараста-
нии Ф.ч начинает равномерно двигаться в направлении, перпенди-
кулярном к щели, и, следовательно, детектируется гармонический
сигнал. Режим, при котором перед щелью пробегает много ин-
терференционных полос, называется режимом счета полос.
Если же внешний сигнал имеет осциллирующий характер [см.
выражение (3.49) ], движение полос перед щелью приобретает
возвратно-поступательный характер Если амплитуда Фя0 фазо-
вой модуляции невелика, то в соответствии с формулой (3.52)
выходной сигнал повторяет форму исследуемого внешнего воздей-
ствия с коэффициентом преобразования 1.
Однако при нарастании <Ds0 увеличивается вклад нелинейных
членов, и при Фя0 л/2 влияние нелинейностей становится су-
щественным.
Таковы физические принципы работы ВОИ. Мы видим, что
динамический диапазон устройства (т. е. диапазон внешних воз-
действий, при которых отклик остается линейным) ограничен
сверху, как и у классического аналога, амплитудой фазовой мо-
дуляции 6фтах < л/2. Нижний предел динамического диапазона
ограничивается шумами различного типа, уровень которых 7П
зависит от конструкции ВОИ и применяемых оптических и опто-
электронных компонентов. Этот предел называется порогом чув-
ствительности 6Фт|П. Существуют различные методы оценки
реальных значений 6Фт1п, но принципиальный предел, ограничи-
вающий достижение минимально возможных порогов чувстви-
тельности, определяется дробовыми шумами фотодетектора, т. е.
квантовой природой световых и электрических явлений, и необ-
ходимостью учета статистических законов при малых уровнях
детектируемого оптического сигнала. Процедура расчета мини-
мально определимого фазового сдвига 6ФП,|П по уровню дробо-
вых шумов приемника состоит в следующем.
1. Среднеквадратичное значение тока, вызываемого дробо-
вым эффектом в полосе частот AF = AQ/2n сигнала, выделяемого
фотоприемником, равно
72=2e2-^’AQ, . (3.53)
где е — заряд электрона; N — число электронов в цепи фотоде-
тектора в единицу времени. Если на приемную площадку фото-
детектора попадает оптическая мощность Р2, а квантовая эффек-
тивность (число фотоэлектронов на один квант света) фотодетек-
тора равна q (q < 1), то число фотоэлектронов
Ру2ла
N = (3.54)
где h — постоянная Планка.
118
С учетом формулы (3.54) получаем выражение для дробовой
составляющей фототока
in = 2е2 Р2 Ай. (3.55)
2. По формуле (3.52) переменная составляющая оптической
мощности, возникающая на частоте внешнего сигнала (полезный
оптический сигнал), при малых 6Ф
б/32 = /32абФ, (3.56)
а полезный электрический сигнал в цепи фотоприемника
2л 8Р_ае 2лРу,аа
i, = —г 6Ф. (3.57)
3. Преобладание полезного фототока над шумовой составляю-
щей
is^in (3.58)
и будем считать условием для определения минимально обнаружи-
мого фазового сдвига. Итак,
6ФП11П = (3.59)
П1Ш 2ла I '
Из формулы (3.59) следует, что поскольку такие величины, как
энергия кванта света и квантовая эффективность фотоприемника,
могут меняться лишь в незначительных пределах, следует уде-
лить наибольшее внимание оптимизации коэффициента а и уве-
личению мощности светового излучения, падающего на фото-
приемник.
Для оптимизации значения а помимо выравнивания мощностей
в рабочем и опорном плечах ВОИ необходимо, как уже говори-
лось, позаботиться о поддержании одинаковых поляризаций из-
лучения, прошедшего по обоим плечам ВОИ, и о выравнивании
оптической длины плеч устройства.
Еще одной особенностью анализируемой схемы является ма-
лая эффективность ввода излучения лазеров в одномодовое во-
локно. В реальных условиях в каждое из волокон вводится не
более 5—10 % мощности источника. Учитывая полученные фор-
мулы и все ограничения на максимально достижимые значе-
ния а и Рх, произведем расчет порога чувствительности ВОИ 6Ф1П|П
по уровню дробовых шумов фотоприемника.
Предположим, что прибор, построенный по схеме, изображен-
ной на рис. 3.21, а, предназначен для исследования внешнего
воздействия, имеющего заданную частоту, и мы можем применить
резонансный усилитель, выделяющий полосу частот Ай 1 Гц.
При мощности лазера PtJ « 10 мВт, q = 0,7, X -= 0,9 мкм и а ~
0,5 мы получаем 6ФП11П 4-10“8 рад.
На практике, однако, уровень минимально регистрируемых
фазовых сдвигов значительно выше рассчитанного значения.
Это связано с двумя факторами, не учтенными в нашем анализе.
119
Во-первых, уровень собственных шумов лазера, которые мы
считали незначительными, на практике достаточно высок, и серь-
езное влияние на него оказывает оптическая обратная связь
между лазером и остальными компонентами ВОИ
В пп. 3.5 и 4 3 эта проблема будет рассмотрена подробнее,
здесь же отметим, что прн создании макетов ВОИ необходимо тща- -
тельно контролировать уровень обратного отражения в резона-
тор лазера от различных элементов схемы
Второй источник шумов — механические перемещения эле-
ментов схемы (вибрации, тепловые дрейфы и т. д ). Эти явления
приводят к неконтролируемому фазовому рассогласованию плеч
интерферометра, влияющему так же, как и недостаточная стаби-
лизация фазы в опорном плече.
Влияние обоих последних факторов может быть существенно
уменьшено, если перейти к полностью волоконному варианту
ВОИ, не содержащему традиционных оптических компонентов
и воздушных промежутков (рис. 3.21, б). Этот путь безусловно
является одним из наиболее перспективных в создании высокоста-
бильных и компактных ВОИ Для реализации полностью волокон-
ных интерферометров необходимо преодолеть ряд трудностей,
рассмотренных в гл. 4.
Принцип работы ВОИ в новом варианте изменяется незначи-
тельно: излучение полоскового или волоконного лазера 1
(рис. 3 21, б) направляется через волоконный разветвитель 15
в плечи интерферометра. Аналогичный разветвителю элемент
использован в качестве объединителя 16. Результирующий сиг-
нал в сердцевине выходного волокна зависит от соотношения
фаз Ф8 и Фг.
В случае синфазной интерференции в сердцевине мощность
равна сумме мощностей, вышедших из обоих плеч интерферо-
метра. В случае противофазной интерференции мощность в сердце-
вине равна нулю, и вся энергия преобразуется в оболочечные
моды Поэтому для правильной регистрации сигнала между фото-
детектором 18 и объединителем 16 необходимо поставить гаситель
оболочечных мод 17. В качестве детектора 18 можно использовать
проходной детектор, описанный в работе [6], что дает возмож-
ность получить электрический сигнал в усилителе 13 и оптиче-
ский сигнал для использования в схеме оптической обработки 19
[347]. Предварительные исследования полностью волоконных
интерферометров [128] показали, что уровень шумов в них зна-
чительно ниже, а следовательно, достигаются лучшие пара-
метры.
Основные параметры интерферометра могут быть определены
из'участка модуляционной характеристики вблизи рабочей точки
(рис. 3 20, б).
Максимально допустимые изменения фазы бФтах определяют,
исходя из допустимого уровня нелинейных искажений, который
зависит от назначения прибора. Как рассчитать порог чувстви-
120
тельности бФт1п, мы рассказывали выше. От этих двух параме-
тров зависит диапазон измеримых фазовых изменений (бФ1Пах —
—бФтщ) Чаще используется величина, равная 10 1g 6 Фтах/бФтш.
называемая динамическим диапазоном (ДД) датчика. Предельно
достижимое значение ДД для волоконного интерферометра, рав-
ное ~70 дБ, еще не реализовано в существующих приборах
Наконец, параметр (Д + Д)'1 (dl/d®), т. е. нормированный
тангенс А//АФ угла наклона рабочей точки, называется чувстви-
тельностью устройства s. Из формул (3 40), а также из (3 52)
следует, что s » a, sraax = 1.
Сравнение кривых 1 и 2 на рис 3.20, б позволяет сделать вы-
вод, что чем выше чувствительность s, тем ниже порог чувстви-
тельности бФт1п. У реальных приборов, однако, чувствитель-
ность определяется дифференцированием не по приращению
фазы, а по приращению исследуемого физического поля (см.
пп. 3.7, 3.8)
Резюмируя сказанное в п. 3.4, отметим, что ВОИ имеет ряд
несомненных достоинств.
1. Хотя фазовая чувствительность s и пороговые значения из-
меряемых фазовых приращений бФт1п имеют те же порядки ве-
личины, что и аналогичные параметры классического интерферо-
метра, использование значительно более длинных оптических
плеч в волоконном устройстве (Ls ~ Lr ~ 104-1000 м) делает
ВОИ гораздо более чувствительным к реальным физическим воз-
действиям.
2 Применение малогабаритных оптических компонентов и
навивки волокон, образующих плечи ВОИ, на катушки диаме-
тром 30—60 мм позволяет создавать весьма малогабаритные и
легкие устройства.
3. ВОИ в полностью волоконном исполнении более устойчив
к паразитным внешним воздействиям, таким как вибрации, тер-
мические деформации и акустические шумы.
В то же время нельзя не отметить и ряд принципиальных
и технических недостатков ВОИ
1 Модуляционная функция устройства имеет ограниченный
линейный участок, что сокращает динамический диапазон.
2 Дробовый шум фотоприемника, а чаще — собственные и
наведенные шумы источника света и механические вибрации от-
дельных элементов, существенно влияют на достижимые порого-
вые значения минимально обнаружимых изменений фазы.
3 Неконтролируемый фазовый дрейф в опорном плече ВОИ
тем сильнее, чем больше оптическая длина плеча. Поскольку
из-за ограничений когерентности применяемых источников длины
обоих плеч выравниваются, в чувствительных ВОИ необходимо при-
менение специальных мер для стабилизации фазы опорного плеча.
Последние два ограничения являются в значительной мере
непринципиальными, и далее будут проанализированы пути их
преодоления.
121
Методы стабилизации и обработки сигналов ВОИ. Достижение
порога чувствительности волоконного интерферометра бФтщ ~
« 10~,;-нЮ“7 рад является проблемой, от практического решения
которой зависит успех практического внедрения ВОИ в каче-
стве датчиков физических величин.
Решение этой проблемы может быть достигнуто тремя путями,
которые, однако, не являются взаимоисключающими:
1) уменьшение амплитудных и фазовых шумов и увеличение
длины когерентности 1С источников света, наиболее часто исполь-
зуемых в компактных ВОИ, а именно — полосковых полупро-
водниковых лазеров (об устройстве этих приборов подробно рас-
сказано в гл. 4);
2) активная или пассивная стабилизация рабочей точки ин-
терферометра с целью предотвращения флуктуаций выходного
сигнала ВОИ;
3) совершенствование методов обработки выходного сигнала
в целях решения обеих указанных выше задач.
Рассмотрим основные результаты, полученные в каждом из
направлений.
Уменьшение амплитудных и фазовых шумов. Как следует из
выражения (3.52), переменная составляющая детектируемого
сигнала ВОИ пропорциональна измеряемым фазовым сдвигам
выходного 6Ф_, = Ф,о sin при условии Ф50 Д л:
h~ = (Д + Л) aO>s0 sin ФЛ
а постоянная составляющая детектируемого сигнала
\ Л).
Таким образом, если мы хотим регистрировать фазовые сдвиги
бФты ~ Ю-в рад, необходимо быть уверенными, что амплитудный
шум, который вносится источником света и после его прохожде-
ния по обоим плечам интерферометра детектируется как часть
переменной составляющей в данной полосе частот, не превышает
значения
Ianlldc< h~lh = аФзО < 10_®, (3.60)
где 1ап — мощность амплитудной шумовой составляющей; Idt. —
мощность постоянной составляющей излучения лазера.
Измерение мощности амплитудных шумов различных полу-
проводниковых лазеров в диапазоне частот 1—10 000 Гц показало
(см. работу [108]), что функция Ian/Idc спадает, как 1/Q, во всем
этом диапазоне и превосходит уровень, характеризующийся
выражением (3.60), при частотах Q< 1000 Гц. Одной из основ-
ных причин амплитудного шума является самопроизвольное из-
менение числа генерируемых лазером продольных мод [199],
вызванное оптической обратной связью лазера с интерферо-
метром Г
1 Вопросы связи между модовой структурой излучения лазера и конфигу-
рацией резонатора кратко рассмотрены в гл. 4
122
В настоящее время принято считать, что для подавления ам-
плитудных шумов (в 10 и более раз) необходимо совместное исполь-
зование двух методов: дифференциальной обработки сигналов
ВОИ и уменьшения оптической обратной связи между интерферо-
метром и лазером.
Суть метода дифференциальной обработки сигналов заклю-
чается в том, что в выходной плоскости 10 (рис. 3.21, а) распола-
гаются две щели и соответственно два фотоприемника. Щели сдви-
нуты на нечетное число полупериодов интерференционной кар-
тины (2m + 1) (Л/2). Таким образом, детектируемые сигналы
имеют вид (при аФ80 << 1):
= (lr + 1s) <хФзО Sin Qs/ 4- lan',
112— = (Ir + Is) аФ!0 (—sin Qst) г lan- (3.61)
Применяя дифференциальное усиление сигналов первого и
второго фотодетекторов, мы получаем выходной сигнал, пропор-
циональный полезной составляющей,
/d s 2 (1Г ф- Is) аФз0 sin (3.62)
По сути дела подавление амплитудного шума лазера свелось
здесь к усовершенствованию способов обработки выходного сиг-
нала, что подтверждает высказанное выше соображение об от-
сутствии резких границ между тремя направлениями достижения
низких порогов чувствительности.
Другой, чисто оптический, путь снижения амплитудных шу-
мов (на 20—60 дБ) состоит в снижении обратного отражения
в резонатор лазера от всех компонентов ВОИ до значений ~10“3 %
[199]. Это не так просто сделать, если учесть, что френелевское
отражение от границы раздела стекло—воздух приводит к воз-
вращению обратно 4 % падающей мощности. Поэтому при кон-
струировании ВОИ необходимо избегать воздушных промежут-
ков между оптическими компонентами. Это еще раз свидетель-
ствует о преимуществе полностью волоконного интерферометра.
Фазовый шум источника опасен в интерферометрических си-
стемах, потому что он, не влияя на значение генерируемой мощ-
ности, вызывает смещение генерируемой лазером частоты со (или,
точнее, центральной частоты соо генерируемого спектра частот).
При этом происходит изменение длины волны излучения
67, ~ —6со/со2
и в соответствии с выражением (3.36) меняется фаза в рабочем
плече — как за счет простого изменения X в знаменателе формулы
(3.36), так и а счет изменения п из-за дисперсии материала,
просвечиваемого световым потоком.
Если длина опорного волокна Lr не равна в точности длине
рабочего волокна Ls, то возникающее в опорном волокне изме-
нение фазы 6ФГ не компенсирует 6Ф8, т. е. 6ФГ (X) =£ 6Ф5 (X),
если Lr =£ Ls.
123
Следовательно, согласно выражению (3.40) на выходе интер-
ферометра возникает сигнал, не отличимый от полезного и не устра-
нимый с помощью техники простого или дифференциального
усиления.
Борьба с фазовым шумом также сводится к значительному (до
КГ3 %) ограничению уровня обратных отражений в резонатор
лазера, а также — к тщательному (до 1 мм) выравниванию длин
волокон, применяемых в обоих плечах ВОИ.
Как будет показано в гл. 4, длина когерентности /с лазера су-
щественно зависит от спектра генерируемых мод. В свою очередь,
эффективное управление спектром мод осуществляется с помощью
связанного резонатора или третьего зеркала. При уровне обрат-
ного отражения 5s0,l % оптическая схема интерферометра начи-
нает выполнять функции внешнего резонатора, что может привести
к расширению спектра генерируемых мод и, как следствие, к рез-
кому уменьшению /ь. По сравнению с влиянием шумов лазера,
ограничивающих динамический диапазон ВОИ, уменьшение длины
когерентности до значений /с < Ls — Lr приводит к полной по-
тере контраста в интерференционной картине (аналогично слу-
чаю сс —0), и ВОИ не только перестает работать на пределе об-
наружения бФт1п, но и вообще практически «не чувствует» внеш-
него сигнала. При конструировании ВОИ необходимо исходить
не из тех значений /с, которые характерны для «чистого», нена-
груженного резонатора, а из реально получающихся при сопря-
жении лазера с конкретной оптической схемой
Стабилизация рабочей точки интерферометра. Стабилизация
возможна в двух вариантах, пассивном и активном.
Пассивная стабилизация [1 ] технически более проста и за-
ключается в следующем: в одно из плеч интерферометра (чаще
в опорное) вводится элемент, позволяющий гармонически менять
фазу опорной волны Фг на частоте Q Qs, а измерение уровня
сигнала производится усреднением за время, превышающее пе-
риод принудительной фазовой модуляции 1/Qr Физически этот
метод можно пояснить следующим образом: вместо того чтобы
стабилизировать рабочую точку, мы в течение времени измере-
ния сигнала /2 принудительно заставляем ее двигаться по моду-
ляционной кривой интерферометров. Поскольку 'линейное изме-
нение фазы (а именно такой метод наиболее эффективен) сопря-
жено с техническими трудностями, приходится вводить принуди-
тельную фазовую модуляцию в опорном плече по гармоническому
закону 6ФГ = Фг0 sin Qrt (Qr < Qs), обычно Qr < Qs/10. В том
случае, когда не только Ф3, но и фг имеет гармоническую модуля-
цию, выражение, описывающее составляющую фототока, на ча-
стоте внешнего сигнала Q., имеет вид [1 ]
= 2(/г 4 /S)asin [Фз — Фг । ФгО51пП4]^1(Ф»о)мпП,/.(3.33)
Из выражения (3.63) следует, что если Фг0 = 0, т. е. прину-
дительная фазовая модуляция отсутствует, сигнал на частоте Qs
124
претерпевает спонтанные изменения от максимального до мини-
мального значения в соответствии с мгновенным значением ар-
гумента (Os—ФЛ) в коэффициенте sin (Os — Ф?), меняющемся
от 0 до 1. Обычно частота флуктуации разностной фазы
(О, — Фг) не превышает 1—2 Гц. Следовательно, регистрируемый
полезный сигнал будет флуктуировать, и его истинное значение
становится неопределенным. Введение принудительной фазовой
модуляции с частотой Q/ < < Q, и амплитудой Фг0 = л
Рис 3 22. Схемы стабилизированных ВОИ а — стабили-
зация длины опорного плеча, б — подстройка длины
волны излучателя лазера.
13 — устройство усиления сигнала обратной связи 14 — пьезо
катушка, 15 — устройство выработки сигнала обратной связи,
16 — усилитель, 17 — термокамера (остальные обозначения см
рис 3 21)
позволяет в сочетании с использованием пикового детектора в элек-
тронной части регистрирующей схемы точно измерять величину,
пропорциональную (Os0), а при малых Os0 — непосредственно
амплитуду внешнего сигнала Os0.
Недостатком данной простой схемы является то, что она при-
годна для измерения узкополосных сигналов (AQS < Qr), спектр
которых расположен за пределами низкочастотной зоны, т. е.
Й, > 20Qr.
Другой метод пассивной стабилизации сигнала тоже связан
с гармонической модуляцией фазы в тракте опорной волны, но
только на частотах > Qs [109]. Суть этого метода такова:
как и в схеме дифференциального усилителя, используются два
фотодетектора, сдвинутых на полпериода интерференционной
картины (рис. 3 22, а) Кроме того, в опорном плече с помощью
125
пьезоэлектрического цилиндра с намотанным на него волокном
или с помощью ячейки Брэгга производится сдвиг несущей ча-
стоты оптического излучения опорной волны на величину со —
а>' « 100 кГц.
Два противофазных сигнала на частоте (со — со') выделяются
на каждом из фотодетекторов, согласно формулам (3.40) и (3.52):
Z2i = (Л + Л) {1 + cccos[(co — со') t 4- Os0 sin Qst 4- — Фг]}; (3.64)
/s2 = (lr + 7s) {1 — cccos[(co — co') / + Ф50 sin QSZ ф Ф(-- Ф/Д, (3.65)
и из них электронными методами формируется разностный сиг-
нал
7з = /si — 722 = 2 (1Г + Is) a cos [(со — со') t Д- Ф,о sin Qsf 4 Ф^ — ФЛ].
(3.66)
Подавая сигнал /3 на частотный дискриминатор, настроенный
на разностную частоту, мы получаем с него сигнал
74 ~ ~ ИДо sin Q,/ + Ф; - Фг]. . . (3.67)
>
Этот метод называется гетеродинным детектированием, а соответ-
ствующий ВОИ—гетеродинным интерферометром [156] в от-
личие от гомодинных вариантов, описанных вначале.
Отличие способов обработки сигнала /3 [см. формулу (3.66)]
от традиционных методов гетеродинного детектирования в радио-
технике состоит в том, что в сигнале, описываемом выражением
(3.66), содержится сравнительно слабый полезный сигнал (Ф,о 4
<4 1) на фоне большого сигнала на несущей частоте.
Поскольку скорость изменения сигнала дрейфа (Ф^—Фг)
относится, как правило, к более низкочастотному диапазону, чем
ожидаемые частоты полезного сигнала Qs, то, пропустив сигнал
через соответствующий фильтр, можно затем выделить на ин-
тегрирующем устройстве полезный сигнал Ф,о sin Отметим
здесь, что формирование разностного сигнала /3 из двух сигналов
фотоприемников /21 и /22 не является обязательным для гетеро-
динного ВОИ. Сигнал на разностной частоте содержится в каж-
дом из сигналов фотоприемников, однако по причинам, указан-
ным выше, такая схема детектирования сигнала является пред-
почтительной.
Одним из наиболее эффективных методов активной стабили-
зации является фазовая подстройка опорного плеча. Так же как
и в схеме, изображенной на рис. 3.22, а, все опорное волокно
(или его часть) намотано на пьезокерамический цилиндр 14 (см.
рис. 3.22, б), увеличение напряжения на котором удлиняет опор-
ное волокно и увеличивает фазу Фг [156]. Сигнал ошибки выра-
батывается в блоке 15 и усиливается блоком 16. Процедура полу-
126
чения сигнала ошибки состоит в следующем. Выражение (3.66)
для интересующего нас случая можно записать в виде
/3 == 2 (4 + Л) a cos (<Ds0 sin Qst + Ф; - Фг - Л), (3.68)
где А = (2л/Х) (n6Ls) —дополнительный сдвиг фазы, обуслов-
ленный удлинением волокна за счет изменения диаметра пьезо-
катушки при подаче на последнюю напряжения из цепи обратной
связи.
Поскольку начальная рабочая точка соответствует условию
квадратуры, то Фз — Фг = л/2 и формула (3.68) преобразуется
к виду
/3 ~ 2 (4 +/8)а(Ф80 sin Qs/— Л). (3.69)
Учитывая, что Ф50 4 1, можно заключить, что сигнал
ошибки 13 увеличивается линейно по мере отклонения рабочей
точки от положения, характерного для квадратурного режима,
что идеально подходит для целей обратной связи. В том случае,
когда ограничения на малость полезного сигнала снимаются из
практических соображений, перед формированием сигнала ошибки
необходимо поставить соответствующий фильтр низких частот.
Другим способом, позволяющим корректировать спонтанный
дрейф рабочей точки, является подача аналогично получаемого
сигнала ошибки на устройство термической стабилизации полу-
проводникового лазера. Известно (см. гл. 4), что у полупроводнико-
вых лазеров наблюдается термический дрейф длины волны гене-
рируемого излучения около 0,3 нмЛС. Если длины опорного и
рабочего плеч ВОИ не идеально выравнены, то изменение длины
волны источника приводит к появлению дополнительного фазо-
вого сдвига. Подобрав соответствующим образом знак и чис-
ленное значение сигнала обратной связи, можно, слегка изменяя
рабочую температуру лазера, корректировать дрейф рабочей
точки. Этот метод отличается меньшей оперативностью по срав-
нению с другими, так как постоянная времени исполнительного
механизма цепи обратной связи (термохолодильника Пельтье)
составляет несколько секунд. Метод фазовой подстройки опор-
ного плеча значительно более оперативен и обеспечивает очень
большой динамический диапазон, так как деформация пьезока-
тушки линейна по отклонению к подаваемому напряжению во
всем диапазоне предпробойных напряжений.
Методы обработки сигналов. Наиболее известным методом
обработки сигналов, снимаемых с фотодетекторов 12 и описывае-
мых выражениями (3.64) и (3.65), является следующий. Разност-
ный сигнал /3 [см. формулу (3.66)] линеен по отношению к изме-
ряемому сигналу Фзо sin QSZ при двух условиях: Ф8—Фг =
= л/2, Ф89 <4 1 • При этом /3 описывается выражением (3.69),
в котором, однако А ~ 0 для рассматриваемого случая без об-
ратной связи. Однако, если условие квадратуры нарушается,
сигнал /3 нелинейно спадает при росте |Ф;—Фг| и стремится
127
к 0 при |Фз —фг| = пт (т = 0, 1, 2, ...). Таким образом, воз-
никает самопроизвольное затухание (фединг) сигнала.
В том случае, когда дрейф рабочей точки происходит очень
медленно и монотонно, это явление в ряде случаев можно не при-
нимать в расчет. Часто высказывается следующее неверное сооб-
ражение: температурный дрейф фазы из-за изменения длины во-
локон при термическом воздействии неопасен по той причине,
что температура, как правило, меняется очень медленно. Однако
это не так, даже если скорость изменения температуры dT/dt
невелика и равна, например, 10"4 °С/с, коэффициент термического
приращения фазы в кварцевом волокне d<$ldT составляет не ме-
нее 100 рад/°С-м. В интерферометре с длиной плеч 100 м даже та-
кой незначительный температурный дрейф приведет к дрейфу
фазы d& Idt ~ 1 рад/с.
Поэтому с помощью сигнала (3.68) формируется другой сиг-
нал, сдвинутый относительно него на л/2, т. е.
/4 — 2 (1Г ф Is) a sin (Ф50 31П Q,/ + ф; - Фг). (3.70)
Затем из 73 [см. формулу (3.68) ] и /4 [см. формулу (3.70) ]
синтезируется сигнал /5 по следующему алгоритму:
-/«4г- ' О-71)
(Простой расчет показывает, что сигнал оказывается тож-
дественным сигналу частотного дискриминатора в гетеродинном
ВОИ [см. выражение (3.68)].
Здесь мы опять подошли к вопросу об извлечении полезного
сигнала из сигнала типа описываемого выражением (3.67). Ре-
шение этой проблемы не представляет серьезных технических труд-
ностей, только если частоты полезного сигнала и фазового дрейфа
значительно отличаются
Таким образом, к настоящему времени разработаны методы
шумоподавления, активной и пассивной стабилизации рабочей
точки ВОИ, методы гетеродинирования и обработки сигналов, поз-
воляющие стабилизировать уровень сигнала и снизить шумы источ-
ника. Тем не менее детектирование сигналов, вызывающих экви-
валентное изменение фазы бФ8т1п< 1СГ“ рад, возможно только
с применением сложных технических средств. Если же исследуе-
мый сигнал не узкополосный, как было в нашем случае, а зани-
мает широкий спектр частот, то и этот порог чувствительности
трудно реализовать в настоящее время.
Применение многомодовых волокон в ВОИ. Работы в области
использования многомодовых волокон в интерферометрах были
во многом инициированы определенными рассмотренными выше
проблемами, которые встречались при разработке ВОИ на одно-
модовых волокнах. Кроме того, не последнюю роль здесь сыграли
большая доступность многомодовых волокон по сравнению с од-
номодовыми и их дешевизна, особенно на первом этапе развития
128
волоконной оптики. Основные исследования в области ВОИ на
многомодовых волокнах шли в двух направлениях:
1) разработка одноволоконных многомодовых интерферо-
метров (ОМИ), в которых по волокну распространяются две или
более моды (или модовые группы) и для измерений используется
эффект интерференции [220, 221];
2) разработка многомодовых аналогов двухплечевых ВОИ,
описанных выше, в которых из соображений дешевизны и боль-
шей эффективности ввода излучения одномодовые волокна за-
менены многомодовыми [71].
Второе направление, на наш взгляд, является мало перспек-
тивным по следующим причинам:
распределение интенсивности в сечении световой волны, про-
шедшей через многомодовое волокно, представляет собой хао-
тическое чередование темных и светлых точек (так называемую
«спекл-структуру»); наблюдение, а тем более количественное
измерение параметров регулярной интерференционной картины,
образованной двумя волнами, прошедшими по двум многомодо-
вым волокнам, затруднены из-за сильного влияния спекл-струк-
туры, точность измерений падает во много десятков и даже сотен
раз;
даже пятикратное увеличение мощности, вводимой в многомо-
довое волокно, по сравнению с одномодовым, приведет-согласно
формуле (3.59) к снижению порога чувствительности всего в 2,2
раза;
остальные проблемы, характерные для одномодовых ВОИ,
прежде всего необходимость стабилизации рабочей точки, не сни-
маются при переходе на многомодовые волокна
Таким образом, при замене одномодовых волокон в двухплече-
вых ВОИ на многомодовые порог чувствительности возрастает
не менее чем в 50—100 раз. Поскольку верхний предел динами-
ческого диапазона остается в лучшем случае неизменным, а прак-
тически он снижается из-за трудностей наблюдения регулярной
интерференционной картины на фоне контрастной спекл-струк-
туры, то фактическое сокращение динамического диапазона со-
ставляет 25—30 дБ, что вряд ли оправдывает экономию, достигае-
мую за счет меньшей стоимости использованного волокна.
Несколько иначе обстоит дело с первым направлением, а
именно — созданием одноволоконных многомодовых интерферо-
метров (ОМИ).
Рассмотрим принцип работы ОМИ на примере волокна с та-
ким значением параметра V, что в нем распространяются две
модовые группы, имеющие соответственно постоянные распро-
странения р] и Р2 Выражение для распределения поля в попереч-
ном сечении волокна на расстоянии I от входного торца можно
записать в виде суперпозиции полей каждой из модовых групп
Аг(г, Ф, z) = ^(r, ф)еИР>'+Ф>) + А2(г, Ф)е'(3.72)
5 Бутусов М. М. и др. 129
Из формулы (3.72) видно, что в каждой точке сечения (г, ср) про-
исходит векторное (с учетом поляризации) сложение двух комплекс-
ных величин, фаза каждой из которых (рг/ + Фг) определяется
как набегом фазы на длине /, так и начальной фазой Ф,.
Вначале рассмотрим, от чего зависят амплитуда At и началь-
ная фаза Фг каждой моды При возбуждении мод на входном
торце волокна происходит процесс «сшивания» двух"«различных
распределений поля: с одной стороны от торца (в свободном про-
Рис. 3.23. Возбуждение мод в многомодовых волокнах сфокусиро-
ванным на торец пучком трех (волноводной, одной вытекающей и
одной оболочечной) мод (а) и результат интерференции двух модо-
вых групп с различными фазовыми скоростями в разных сечениях
волокна (б)
странстве) существует поле сфокусированного или плоского огра-
ниченного светового пучка, сформированного излучением исполь-
зуемого лазера и фокусирующей системой, если она применяется
(рис. 3.23, а), с другой стороны торца (в волокне) — суперпо-
зиция распределений поля волноводных мод и мод оболочки
*0 т—2 оо
JjА eZkr dk=S Am^r’ (р)е/Фт+S(р)е/Фт-
—k g m=0 m=3
(3.73)
Слева в уравнении (3.73) записано разложение по плоским вол-
нам А (к) сходящегося на торец сфокусированного пучка,
ограниченного углом 9. Следовательно, вектор к ограничен по
направлениям таким образом, что (2лА) sin 0 < L < 2л/Х.
Справа в уравнении (3.73) первая сумма представляет собой су-
перпозицию распределений поля трех мод, образующих две
первые модовые группы: фундаментальной моды LPal, имеющей
постоянную распространения и мод НЕ21 и ТЕ01 с близкими
постоянными распространения Рг ~ Рг « рг, образующих вторую
модовую группу. Вторая сумма есть континуум мод оболочки,
который ограничен сверху достаточно большим номером, что дает
право записать его в виде полубесконечного ряда.
130
В идеальном случае, когда условия возбуждения подобраны
таким образом, что оболочечные моды не возбуждаются, началь-
ные фазы Ф1Г Ф2, Ф3 волноводных мод и их амплитуды подби-
раются так, что суперпозиция полей этих мод образует суммар-
ное распределение, идентичное распределению поля падающего
на торец возбуждающего пучка.
На рис. 3.23, а проиллюстрировано это положение на примере
возбуждения двухмодового волокна гауссовым пучком, слегка
разъюстированным относительно оси волокна. Основная мода
имеет осесимметричное распределение поля (близкое к гауссову),
поэтому если бы возбуждающий пучок был съюстирован точно
по оси волокна, то наблюдалось бы возбуждение только одной
(основной) моды — так называемое «селективное возбуждение».
В нашем же случае для «сшивания» распределений поля слева
и справа от торца нужно использовать распределения полей обеих
модовых групп — симметричное для основной моды и антисим-
метричное второй модовой группы (см. гл 2). В надлежащем со-
четании, т е. при выборе соответствующих амплитуд и фаз,
они наиболее точно опишут начальное распределение поля на
входном торце.
Поскольку постоянные распространения модовых групп раз-
личны (Pj > р2), то вдоль волокна оба распределения будут иметь
различные периоды Л,, т е различные расстояния, на которых
наблюдается повторение исходного распределения поля данной
моды, ,
Л1 = ТГ<Л> = 7Г- (374)
В связи с этим суммарное распределение выглядит, как это
показано в правой части рис 3 23, б, и имеет период простран-
ственной повторяемости по длине волокна (период продольных
биений)
= (3-75>
Обратим внимание на то, что в результате продольных биений
в каждом поперечном сечении волокна устанавливается свое рас-
пределение поля, которое, кроме того, осциллирует во времени
с частотой света со Если бы модовая дисперсия отсутствовала
(Pi = Рг), то в0 всех сечениях распределения были бы идентичны
и отличались только фазой
Точный расчет полей в поперечном сечении двухмодового
волокна при условии равномерного возбуждения обеих модовых
групп [20] показал, что суммарное распределение обладает сле-
дующими основными свойствами.
1. Картина интенсивности имеет вид двух обычно асимметрич-
ных пятен (рис 3 23, б)
2. При движении вдоль волокна (или, что почти то же' самое,
при удлинении волокна и наблюдении на его выходном торце)
5*
131
эта картина повторяется с периодом, описываемым формулой
(3.75).
3. Кроме того, из-за различия в скоростях двух мод, образую-
щих вторую модовую группу (Рг #= Рг). по длине волокна наблю-
дается небольшое азимутальное «покачивание» картины распре-
деления, т. е. ее колебательно-вращательные движения вокруг
центра поперечного сечения волокна. Продольная периодичность
этого процесса значительно более плавная, так как характери-
зуется величиной
, , 2rt .. А
Л* — о-г-ЗТ- Ль.
Рг Рг
Таким образом, если расположить в плоскости увеличенного
изображения выходного торца два фотодетектора таким образом,
Рис. 3.24. Одноплечевой
интерферометр на много-
модовом волокне-
/ — лазер; 2 — микрообъ-
ектив, 3 — волокно, 4 — ис-
следуемый объем, 5 — кол-
лиматор, 6 — спекл струк-
тура, 7 — детектор
чтобы на их чувствительные площадки попадала световая мощ-
ность от каждого из двух максимумов или от их частей, то при уд-
линении волокна будут детектироваться противофазные сигналы
типов /21 и /22 [см. формулы (3.64) и (3.65)]. Это открывает воз-
можность построения одноволоконных двухмодовых датчиков,
существенной особенностью которых является простота кон-
струкции по сравнению с двухволоконными ВОИ (рис. 3.24, а).
Кроме того, вследствие простоты конструкции (отсутствия в схеме
светоделительных и объединяющих элементов) снижается уровень
собственных шумов.
Наиболее существенным недостатком двухмодового интерферо-
метра является значительно более высокий порог чувствитель-
ности сравнительно с двухволоконным устройством на одномодо-
вых волокнах. Допустим, что в обоих устройствах используются
одинаковые схемы шумоподавления и обработки сигналов, поз-
воляющие, следовательно, регистрировать примерно одинаковые
минимальные изменения фазы 6Фт1п (например, 10~4 рад). Срав-
ним, какие изменения длины рабочего волокна должны про-
изойти в двух- и одноволоконном устройствах, чтобы произошло
пороговое изменение фазы.
В двухволоконном интерферометре при условии полной ста-
билизации опорного плеча согласно формуле (3.36) имеем, что
Отт
6Фт1п = -р- (L.A - n8Ls2) « №Ls2. (3.76)
132
Мы оставили в выражении (3.76) только второе слагаемое,
поскольку оба слагаемых одного порядка, а наш расчет носит
оценочный характер. Из формулы (3.76) следует, что
«бФн^/рр - (3.77)
В одноволоконном интерферометре при изменении его длины
фазы обеих модовых групп изменяются в одну сторону, и для
наблюдения их фазового рассогласования необходимо, чтобы
6®min (Р1 — Рз)
и, следовательно,
6Z-S1 ~ 6Фт1п/(Р1 Ра)-
(3.78)
Максимальная разность между постоянными распространения
двух модовых групп не превышает разности показателей прелом-
ления сердцевины и оболочки (см. гл. 2):
(Pi-P^a^-Y-^-zM, (3.79)
в то время как Pi
Следовательно,
« (2л/Л) Цр
£>Lsi
« - П1
«1 — п2
(3.80)
т. е. одноволоконный двухмодовый интерферометр реагирует на
изменения длины рабочего волокна 8Lsl, примерно в 1000 раз
превышающие аналогично измеряемые удлинения рабочего во-
локна В ДВуХВОЛОКОННОМ ВОИ 6Z.S2-
Несмотря на этот очевидный и во многих случаях решающий
недостаток, мы достаточно подробно рассмотрели двухмодовый
одноволоконный интерферометр по двум причинам: во-первых,
это облегчит анализ применимости волокон, в которых число мод
еще больше и достигает М = 3004-1000, как это имеет место в во-
локнах для связи; во-вторых, существует еще один тип интерферо-
метра— поляризационный [316], анализ которого может быть
проведен сходным образом
При переходе от двухмодового волокна к многомодовому кар-
тина интерференции полей различных мод усложняется и при
М > 54-6 приобретает характер хаотически расположенных пя-
тен, число которых увеличивается с ростом числа мод М, а сред-
ний размер соответственно уменьшается. Состояние поляризации
в каждом из пятен (спекл-структур) меняется хаотически, а
фаза меняется не более чем на ±л относительно некоторого опор-
ного волнового фронта [138]. При удлинении волокна наблю-
дается эффект хаотического перемещения и «мерцания» спеклов
в поперечном сечении световой волны, выходящей из многомодо-
вого волокна. Поскольку в образовании спекл-структуры уча-
ствуют поля различных мод, постоянные распространения ко-
133
торых также различны, не существует единой периодичности из-
менения различных участков спекл-структуры.
В принципе возможно, поставив два фотодетектора в местах
расположения двух соседних или пространственно удаленных
спеклов на увеличенном изображении выходного торца волокна
или просто в дальней зоне его выходного излучения, добиться
тех же порогов чувствительности, что и в случае двухмодового
ВОИ. Однако на практике, поскольку в этом случае для детекти-
рования сигналов используется лишь ничтожная (~1/Л4) часть
энергии источника излучения, даже этот сравнительно скромный
предел недостижим. Поэтому можно рекомендовать использова-
ние ОМИ как пороговых устройств, предназначенных для фикса-
ции факта некоего воздействия на волокно (так называемые
«датчики событий» и т. п.), но не для измерения степени этого воз-
действия.
Тем не менее изучение спекл-структур, образующихся при
вводе когерентного излучения в многомодовые волокна, оказа-
лось весьма полезным для исследования так называемых «модовых
шумов» [163]вВОСП, а также для реализации некоторых уст-
ройств безразрывиого ввода информации в световодные системы
[220].
Поляризационные ВОД. Переходя к анализу поляризацион-
ных волоконных датчиков, перечислим их основные особенности:
1. В поляризационных ВОН используется явление интерфе-
ренции двух мод, на которые основная мода расщепляется в одно-
модовых волокнах с выделенным состоянием поляризации (см.
гл. 2).
2. Выделенное состояние поляризации возникает либо за счет
создания специального волокна с эллиптической сердцевиной,
либо за счет двулучепреломления, которое, в свою очередь, на-
водится в сердцевине круглого сечения за счет неравномерного
сжатия в различных радиальных направлениях.
3. Наведенное двулучепреломление создается сознательно или
случайно в процессе изготовления волокна (решающую роль
играет технология получения заготовки) [240], либо при намотке
волокна с усилием на катушку малого диаметра (304-60 мм)
[316].
4. Если на входе волокна возбуждаются обе моды (обозначим
их постоянные распространения как Рц и |3,), то состояние поля-
ризации, аналогичное условиям на входном торце, будет повто-
ряться по длине волокна на расстояниях /6 = 2л/(Рц —pL).
Практически удается создать волокна с весьма значительной
разницей р ц — р±, так что 1Ь та 5 см [240]. Для сравнения ска-
жем, что период биений между двумя первыми модами в двух-
модовом волокне обычно составляет Ль & 0,54-0,6 мм.
Из сказанного, казалось бы, напрашивается прямой вывод
о том, что поляризационный интерферометр еще менее чувствите-
лен, чем его аналог на двухмодовом волокне. Однако это не так.
134
Рассмотрим более подробно выражение для разности фаз между
ортогонально.-поляризованными модами на выходе из волокна:
Олт
6Ф = Фй - фг = ((бП| _ ц + (Л1| _ л j (3.81)
Это выражение вытекает из общей формулы (3.36) и позволяет
сделать следующие предварительные выводы.
1. Если только второе слагаемое в выражении (3.81) имеет
место, т. е. постоянные распространения ортогональных мод при
внешнем воздействии не изменяются, то наше замечание относи-
тельно малой чувствительности поляризационного интерферо-
метра полностью оправдано.
2. Если же предположить, что доминирует первое слагаемое,
т. е. основной вклад в фазовое приращение вносит изменение ус-
ловий распространения ортогональных мод (двулучепреломление
в волокне является функцией внешнего измеряемого фактора),
то ситуация становится весьма многообещающей: чем длиннее
волокно, тем более значителен вклад первого слагаемого. Отно-
шение двух слагаемых
может быть и много больше, и много меньше единицы в зависи-
мости от того, какое внешнее воздействие оказывает влияние на
волокно. Например, если происходит термическое удлинение во-
локна, т. е. 8LS = (dL/dT) ST, то дополнительное двулучепрелом-
ление практически не наводится, т. е. бяц ж и первый член
в выражении (3.49) равен нулю. В то же время, если вспомнить,
что для кварцевого волокна термический коэффициент прираще-
ния фазы составляет величину порядка 100 рад/°С-м, то второй
член в уравнении (3.81)
6Ф|= («„ — rt±) 6L 6 = и j =
= (3.83)
' л \ п /
Сомножители перед скобкой в формуле (3.83) и составляют тер-
мическое приращение фазы в волокне длиной Ls при изменении
температуры на 6Т. В этом выражении kT — коэффициент тер-
мического удлинения кварцевого волокна, a n®(nj + nJ/2—
усредненный показатель преломления. Однако разность фаз между
ортогональными ^модами будет при росте температуры меняться
гораздо медленнее из-за влияния сомножителя в скобках. Как
мы знаем, в волокне с сохранением поляризации 1Ь = 2л/(Р ц —
P i.) ~ 5 см, следовательно, пц — 10*4. Поэтому термический
дрейф разности фаз в волокне с сохранением поляризации ослаб-
135
лен примерно в 104 раз по сравнению со случаем ВОИ на двух
одномодовых волокнах той же длины.
Это говорит о явной непригодности поляризационного интер-
ферометра для термических измерений и в то же время открывает
путь для создания интерференционного датчика, свободного от
паразитного дрейфа фазы, вызываемого воздействием темпера-
туры. Для этого требуется только одно: максимизировать влияние
первого члена в формуле (3.81). Как это делается применительно
к фазовым датчикам акустических полей, мы рассмотрим в п. 3.5.
3.5. Фазовые датчики акустических колебаний
Использование ВОИ в качестве датчика акустиче-
ских колебаний предполагает прежде всего возможность созда-
ния преобразователей звука — микрофонов и гидрофонов, а
также геофизических сейсмодатчиков [33]. Как уже говорилось
в п. 3.1, именно акустическое приборостроение стало одной из
первых областей, где создание волоконно-оптических датчиков
зарекомендовало себя как перспективное направление.
Поскольку в отличие от датчиков интенсивности (см. п. 3.2)
в фазовых датчиках в качестве чувствительного элемента, реаги-
рующего на изменение давления в акустическом поле, исполь-
зуется непосредственно оптическое волокно, рассмотрим пове-
дение последнего в поле давления р, действующего изотропно
во всей области расположения волокна. Используем для анализа
формулу (3.46), имея в виду, что распространение акустической
волны — адиабатический процесс, а следовательно, он вызывает
изменение температуры 8Т,
ЬТ - (T'oV'o/Cp) Мр. (3.84)
Отбросив в формуле (3.46) те члены, которые связаны с воз-
действием температуры как первичного фактора, т. е. др!дТ — О,
получаем
=Л,'/2в- + Л^ (3.85)
6р 8 \ др 1 дТ др / 1 1 \ др ' дТ др / v '
Оценим возможное влияние температурных членов в формуле
(3.85) по сравнению с членами, описывающими непосредственно
влияние давления р. Для этого необходимо составить и обосно-
вать физическую модель поведения волокна, погруженного в уп-
ругую среду. Было предложено две альтернативные модели:
гидростатическая [328] и так называемая «модель свободных кон-
цов» [109].
Согласно гидростатической модели в волокне, находящемся
в упругой среде, происходят следующие физические процессы
(для определенности положим, что давление нарастает).
136
1. Волокно укорачивается под действием осевого сжатия, по-
добно стержню,
SL3 = е2Д, • (3.86)
где"е2 — относительная деформация по оси г, совпадающей с осью
волокна.
2. Диаметр волокна изотропно уменьшается, что приводит
к изменению постоянной распространения
6₽ = _g_6n + ^L6Z). (3.87)
В формуле (3.87) первый член связан с эффективным возра-
станием показателя преломления за счет уплотнения материала
(упругооптический эффект), второй учитывает уменьшение радиуса
волокна и через параметр V [см. формулу (2.6)] соответственное
уменьшение постоянной распространения р.
Роль упругооптического эффекта оценивается с помощью из-
вестной формулы
6
(3-88)
/=1
где pij — упругооптические константы; — относительные де-
формации.
Учитывая отсутствие деформаций сдвига, т. е. существование
лишь трех компонентов е
’ ег'
-е2_
и записав матрицу упругооптических коэфициентов, в которой
в силу изотропности все недиагональные члены одинаковы
Pll Р12 Р13
Ри Ри Рзз
_Рз1 Рзг Рзз.
получаем выражение для первого члена в формуле (3.87)
дР «2Р / । , ч ефРи 4~ ezPn)-
Наконец, второй член'в "фор муле (3.87) записывается с исполь-
зованием нормированного показателя преломления Вп [см. фор-
мулу (2.138)] и параметра V [см. выражение (2.6)]
дР __ дЬп
dD 2D2p dV v ’
137
Общее выражение (3.85), временно полагая температурные
эффекты несущественными, в рамках гидростатической£модели
приводят к виду
—fy' — [---2~ (^Р11 e4>Pia 4- e2pi2)+
+ (^т^’)тЯ + ₽1«6е‘- <3'89>
Наконец, используя факт изотропности напряжений, что яв-
ляется принципиальным для гидростатической модели, т. е. <тг —
= оф = oz = —6р, и вводя модуль Юнга Е и коэффициент
Пуассона р, характеризующие механические свойства волокна,
получаем с учетом
ег = еф = £- = — (1 8р
выражение для фазового сдвига в ответ на единичное изменение
давления
- Р(1 72и) [1 - 4"+ р^\- <3-90>
Формула (3.90), вообще говоря, является приближенной, так
как в ней по сравнению с выражением (3.89) не записано среднее
слагаемое, описывающее изменение постоянной распростране-
ния Р из-за изменения диаметра волокна D. Дело в том, что по
сравнению с первым и третьим членами это слагаемое для всех
реальных волокон значительно меньше. В (3.90) первый член
в квадратных скобках соответствует укорочению волокна, а вто-
рой — увеличению его плотности и показателя преломления п.
Эти члены действуют на приращение фазы в противоположных
направлениях — первый вызывает уменьшение оптического пути,
а второй — его возрастание.
Альтернативная модель свободных концов предполагает, что
осевая составляющая напряжений <тг = 0, а две остальные ог =
= Оф ='—8р. Для этого случая
е, - еФ =- — -Ц4 бр; е* =
Выражение, соответствующее формуле (3.90), выглядит сле-
дующим образом:
-^-44i+^[{pii+pi2)(1 -и)-2ир121г {3-91)
Из формулы (3.91) видно, что изменение длины и показателя
преломления действуют одинаковым образом: волокно свобод-
ными концами словно «выдавливается» по оси под действием ра-
диального сжатия, и его длина увеличивается Ясно, что в этом
случае должна ожидаться более высокая чувствительность фазо-
вого датчика.
138
Экспериментальная проверка адекватности обеих моделей,
проведенная в работе [20], показала, что по численному значе-
нию и знаку фазовых сдвигов, наблюдаемых в волокне, свободно
уложенном в гидравлическом цилиндре, реализуется гидростати-
ческая модель. Подстановка в выражение (3.90) значений харак-
терных для кварца констант показывает, что первый член в
правой части уравнения (осевое сжатие) действует несколько
сильнее, чем второй член (радиальное сжатие). Следовательно,
суммарный фазовый сдвиг при увеличении давления имеет отрица-
тельный знак.
Произведем подсчет акустической чувствительности, основы-
ваясь на формуле (3.90) и подставляя следующие значения, ха-
рактерные для объемного плавленого кварца: п — 1,46; Р =
- 1,455-ю7 м-1; Е = 7• 1О10 Н/м2; Р11 = 0,12; р12 = 0,27; р =
= 0,7; X = 0,63 -10-7 м. Получаем, что (рад/Па)
= -5.10-4,. (3.92)
Эта величина безусловно является малой, поэтому следует под-
считать, какое влияние могут оказать температурные члены выра-
•жения (3.85). По данным работы [177], dLJdT = 5ПО-7 Ls
(1/ °C), дп/дТ 10-5 (1/ °C).
Как уж’ упоминалось выше, термически индуцированное
приращен" фазы для кварцевых волокон составляет (рад/°С)
-^- = LS.1O2. (3.93)
Следовательно, роль тепловых эффектов может быть оценена
в результате анализа члена дТ)др, который существенно зависит
от вида упругой среды, в которой распространяется акустическая
волна. Так, для воды dTfdp = 6-10~8 °С-м2/Н, для воздуха
дТ/др = 9-10-2ОС-м7Н.
Подставляя в выражение (3.85) все полученные численные зна-
чения, приходим к следующим выводам.
1. В жидкой среде влияние адиабатического нагрева на
порядок слабее, чем прямое воздействие акустического давле-
ния [см. формулу (3.92)]. Поэтому при оценках динамического
поведения волокна в акустическом поле в жидкостях, температур-
ные эффекты можно не учитывать. Нельзя, однако, забывать,
что длительное воздействие акустической мощности высоких уров-
ней неминуемо вызовет нагрев волокна и соответствующий дрейф
рабочей точки ВОИ.
2. В газообразных средах температурные эффекты на несколько
порядков сильнее деформационных. Вследствие большой инер-
ционности процессов теплопередачи термические эффекты нельзя,
однако, использовать для регистрации акустических колебаний
на звуковых и более высоких частотах. Поэтому применение фа-
139
зовых датчиков для создания микрофонов нецелесообразно, и
в данном разделе далее будут рассмотрены только гидрофоны.
Возвращаясь к формуле (3.92), еще раз отметим, что кварце-
вое волокно без покрытия имеет весьма малую акустическую
чувствительность. Тем не менее если ориентироваться на возмож-
ность детектирования малых фазовых сдвигов (~10~5—10-7 рад),
о чем было рассказано в п. 3.5, то даже одного метра волокна
достаточно, чтобы превзойти порог слышимости (рис. 3.25) (1561.
Частотная независимость чувствительности, как видно из
рис. 3.25, также является достоинством ВОД перед остальными
датчиками: во всем звуковом диапазоне волокно ведет себя в поле
Рис. 3 25. Характеристики акустических ВОН
(1091:
—— — пороговые давления для ВОИ с различными
длинами оптических плеч, — — - — порог слышимос-
ти, —— характеристика пьезокерамического гидро-
фона
переменных давлений, как в статическом. Эта особенность, од-
нако, характерна для ВОД с сенсором в виде прямолинейного
отрезка. Если же, как это бывает чаще, сенсор выполнен в виде
одного или многих витков, то особенности на частотной характе-
ристике проявляются тогда, когда размеры катушки или витка
становятся соизмеримы с длиной звуковой волны в среде. При
этом сенсор помимо давления начинает «чувствовать» еще и гра-
диент давления, так как разные участки витка находятся под
действием различных мгновенных давлений. В данной ситуации
виток волокна начинает проявлять направленные свойства, т. е.
возникает возможность определять направление на источник из-
меряемого звукового давления.
Наконец, в диапазоне частот 1 мГц и выше (ультразвуковой
диапазон) возникают эффекты, связанные с поперечными резо-
нансами самого волокна как упругого стержня. Комплекс про-
цессов, происходящих при этом, включает помимо рассмотренных
явлений также наведенное двулучепреломление, брэгговскую ди-
фракцию, конверсию мод и т. д. Эти вопросы нуждаются в до-
полнительной теоретической проработке и экспериментальном
исследовании.
Возвращаясь к поведению волокна в квазистатическом поле,
рассмотрим методы повышения и понижения чувствительности
к давлению. Повышение чувствительности преследует очевидную
цель — улучшение параметров датчика, в то время как понижение
140
чувствительности позволяет избежать паразитных наводок в опор-
ном плече ВОИ и в подводящих концах рабочего плеча.
Расчет свойств оптического волокна в стандартном защитном
полимерном покрытии (одно- и многослойном) был проведен с при-
влечением теории механических свойств многослойных стержней
и цилиндров в работе [177]. Он показал, что полимерное покры-
тие практически не препятствует воздействию радиального сжи-
мающего давления на кварцевую сердцевину волокна. Следова-
тельно, второй член в выражении (3.90), описывающий влияние
радиального сжатия на фазовую задержку, меняется незначи-
тельно в зависимости от наличия или отсутствия покрытия.
Иначе обстоит дело с продольной деформацией. Осевое напря-
жение в волокне с покрытием может стать много больше, чем
в волокне без покрытия, при том же давлении. Это вызвано тем,
что в волокне с покрытием, как во всякой композитной струк-
туре, более жесткий компонент, а именно кварцевая сердцевина,
для которой модуль Юнга в 20—30 раз больше, чем у полимерного
покрытия, принимает на себя пропорционально большую часть
радиальной нагрузки. В свою очередь, общая аксиальная нагрузка
на волокно с покрытием возрастает по сравнению с непокрытым
волокном во столько раз, во сколько увеличивается поперечное
сечение. Поэтому сила давления, приложенная к торцу волокна,
в основном перераспределяется с покрытия на кварцевую жилу.
Следовательно, осевое напряжение и соответствующая деформа-
ция многократно возрастают. Фазовый сдвиг, описываемый пер-
вым членом в выражении (3.90), увеличивается в 10—20 раз по
сравнению с непокрытым волокном [177]. Как следует из рис. 3.26,
эффект увеличения фазового сдвига тем сильнее, чем больше раз-
ница модулей Юнга у материалов покрытия и волокна, а также
чем больше диаметр защитного покрытия. При отношении диа-
метров покрытия и волокна примерно 20 : 1 наступает тенденция
к насыщению процесса увеличения чувствительности.
Некоторым недостатком описанного метода увеличения чув-
ствительности является влияние упругих свойств полимерного
покрытия на частотную характеристику. Следовательно, коэф-
фициент AS/S0 на самом деле является медленно спадающей функ-
цией частоты.
141
Руководствуясь теми же соображениями, можно полагать, что
нанесение на кварцевое волокно более жесткого, чем кварц, по-
крытия уменьшает акустическую чувствительность. Действи-
тельно, возвращаясь к формуле (3.90), мы видим, что поскольку
фазовый сдвиг формируется двумя разнонаправленными факто-
рами, можно подбором материала и размеров отдельных компо-
нентов ткомпозитной структуры (в простейшем случае — кварце-
вой жилы и металлического покрытия) добиться минимизации
фазового сдвига и даже обращения его в нуль. Отсутствие толстого
полимерного покрытия существенно уменьшает осевое сжимаю-
щее усилие, более того, жесткий внешний металлический цилиндр
।
\
Рис. 3 27. Относительное увеличение чувствительности
волоконно-оптического гидрофона при намотке волокна
на полую катушку диаметром 26 с толщиной стенки d
делает волокно менее податливым, чем чисто кварцевое волокно.
При определенной толщине металлического покрытия в зависи-
мости от механических свойств последнего числовые значения
обоих членов в уравнении, аналогичном формуле (3.90), стано-
вятся одинаковыми, а поскольку их знаки противоположны,
волокно с покрытием перестает «чувствовать» влияние давления.
Толщина никелевого покрытия должна быть около 13 мкм, алю-
миниевого— около 80 мкм [177].
Из сказанного ясно, что для оптимизации параметров датчиков
необходимо изготовление специальных волокон, покрытие кото-
рых оптимизируется применительно к их назначению.
Другим способом увеличения чувствительности ВОД давления
является намотка волокна на эластичный полый цилиндр [156].
Деформация стенок такого цилиндра в зависимости от их тол-
щины в 50—400 раз больше, чем деформации витиов свободного
кварцевого волокна. На рис. 3.27 показано, что возрастает относи-
тельная фазовая чувствительность акустического ВОД, в котором
опорное плечо выполнено в виде полого цилиндра, изготовлен-
ного из двух различных полимеров, на который плотно намотано
кварцевое волокно.
Данное решение, как показали эксперименты, действительно
позволяет увеличить чувствительность датчика в 100—200 раз,
однако возникает опасность влияния поляризационных эффектов,
возникающих в одномодовом волокне всегда, когда оно с усилием
намотано на цилиндрическую поверхность. Кроме того, на ча-
стотной характеристике датчика появляются неравномерности,
142
связанные с резонансами полого цилиндра,[156]. В тех случаях,
когда эта проблема не является решающей, цилиндрическая кон-
струкция сенсора представляется весьма перспективной. Более
того, можно удвоить чувствительность ВОИ, если опорное и ра-
бочее волокна разместить на внешней и внутренней поверхностях
двойного цилиндра (рис. 3.28). При этом оба плеча ВОИ распола-
гаются в зоне одинаковых температур, так что термический фазо-
вый дрейф минимизируется. В то же время реакция плеч ВОИ
на измеряемое давление будет иметь противоположный знак —
при увеличении давления волокно на
внешней поверхности сенсора укорачи-
вается, а на внутренней — удлиняется.
При изменениях температуры деформа-
ции обоих волокон будут иметь одинако-
вый знак и близкое числовое значение,
что уменьшает дрейф рабочей точки.
Резюмируя сказанное и возвращаясь
к рис. 3.25, можно утверждать, что
Рис. 3.28. Конструкция ВОИ, характеризую-
щегося пониженной чувствительностью к из-
менениям температуры:
1.2 — волоконные плечи; 3 — цилиндр с двойными
стенками; 4 — герметичный зазор
принятие описанных выше мер’для повышения чувствительности
ВОИ к акустическому воздействию позволит еще в 10—100 раз
снизить порог обнаружения, если ориентироваться на работу на
уровне дробовых шумов фотодетектора. Какие пути существуют
для достижения этого предела, мы рассказали в п. 3.4.
3.6. Волоконно-оптические гироскопы
Возможность измерения угловых скоростей враще-
ния интерферометрическим способом была экспериментально про-
демонстрирована еще в 1913 г. Саньяком [321], который устано-
вил, что вращение кольцевого интерферометра (рис. 3.29, а)
вокруг оси, перпендикулярной его плоскости, вызывает появле-
ние разности фаз световых волн, распространяющихся по замкну-
тому контуру во встречных направлениях. Объясняется это сле-
дующим образом. Согласно общей теории относительности вре-
мена прохождения света по замкнутому оптическому контуру
(рис. 3.29, б) во вращающейся системе координат будут различны
для встречных направлений [56]. Разница во времени составляет
143
где 0 — угловая скорость вращения, г и <р — координаты точек
на оптическом контуре; с — скорость света в свободном простран-
стве. Ограничиваясь членом первого порядка разложения по ве-
личине отношения линейной скорости к скорости света 0Л/О
получим
« = = (3.95)
где А — площадь, охватываемая контуром. Выражение (3.95)
справедливо для контура произвольной формы и не зависит от
положения центра вращения. Разности времен <4 при использо-
Рис, 3.29, Интерферометр
Саньяка (а) и классиче-
ская интерпретация эф-
фекта Саньяка (б):
1 — источник света; 2, 3,
4 — полностью отражающие
зеркала; 5 — полупрозрач-
ное зеркало
вании монохроматического света соответствует разность фаз между
встречными волнами, обусловленная вращением
Ф, ~ ЗпА^кс. (3.96)
Это выражение не изменяется, если интерферометр заполнен сре-
дой с показателем преломления п [172].
Выражение для Фг можно получить, исходя из нестрогих,
но наглядных классических представлений. Для этого рассмотрим
контур, представляющий собой окружность радиуса г (рис. 3.29, б).
Свет в точке М разделяется на два луча, которые распростра-
няются по окружности в противоположных направлениях и после
обхода контура объединяются.
В неподвижном интерферометре время обхода контура каж-
дым из лучей одинаково и равно t = Inr/c. Во вращающемся ин-
терферометре место встречи лучей приходится уже не на точку М,
а на точку М'. Считая скорость света неизменной, получаем, что
для волны, бегущей в направлении вращения,
2лг Д г04 = ct+<
для встречной волны
2лг - - rQt_ = ct_.
Отсюда
___________________________ 2лг
* ~ с(1 ±гё/с) ’
144
и
(3.97)
В первом приближении по г0/с получаем
б/ = *+-С = -^-0;
Ф, = ^-0-
Сдвигу фаз ФЛ и разности времен Ы соответствует разность
оптических путей
44 •
(3.98)
Формулы (3.97) и (3.98) можно получить исходя из другой
упрощенной модели: длину пути считать неизменной, а скорость
света — различной для встречных направлений распространения.
Таким образом, разность
фаз встречных световых волн
в кольцевом интерферометре
пропорциональна угловой
скорости вращения. Это по-
Рис. 3.30. Лазерный гироскоп:
1— 3 — зеркала кольцевого оптическо-
го резонатора; 4 — активная среда;
5, 6 — зеркала смесителя встречных
воли, 7 — фотояриемник и процессор
зволяет наблюдателю, находящемуся во вращающейся системе
координат, измерять скорость вращения и значение угла пово-
рота этой системы.
В 1925 г. Майкельсон [269], измерял достаточно малую вели-
чину — угловую скорость вращения Земли — с помощью интер-
ферометра Саньяка прямоугольной формы с размерами 600Х
ХЗЗО м. Разность оптических путей при этом фиксировалась по
сдвигу интерференционной полосы в сравнении с интерференцион-
ной картиной кольцевого интерферометра меньших размеров и
составляла величину около 130 нм. Малое числовое значение фа-
зового сдвига Фг для технически-реализуемых размеров зеркаль-
ных кольцевых интерферометров не позволяло использовать
эффект Саньяка в приборостроении, и он оставался лишь интерес-
ной иллюстрацией теории относительности вплоть до появления
в 1960-х гг. лазерных гироскопов.
В лазерных гироскопах (рис. 3.30) кольцевой интерферометр
используется в качестве резонатора лазера. Невзаимный сдвиг
фаз встречных волн, обусловленный вращением, вызывает рас-
щепление собственных частот резонатора для встречных направ-
лений. Условие резонанса для кольцевого резонатора с оптической
длиной контура L записывается как q\ = L или v = q (c/L),
где продольный индекс моды резонатора q — большое (105—106)
целое число. Разница в оптическом пути для встречных направле-
145
ний приводит к расщеплению собственных частот. Используя
выражение (3.98), получаем выражение для этого расщепления:
Если резонатор заполнен средой с показателем преломле-
ния п, то L = nl, где I — геометрическая длина периметра, сле-
довательно,
(3.99)-
S 4Л
SV' = T^~0-
В дальнейшем при рассмотрении волоконно-оптических гиро-
скопов немаловажными будут два факта: выражение (3.96) для
сдвига фаз Фг не зависит от показателя преломления среды п,
тогда как формула (3.99) для 6vr содержит эту величину; сдвиг
фазы Фг пропорционален площади интерферометра, а расщепле-
ние частот — отношению площади к периметру.
Генерация в лазере с кольцевым резонатором происходит
на частотах, близких к собственным. Таким образом, смешивая
встречные световые лучи лазера на фотодетекторе, мы получаем
электрический сигнал биений на частоте 6vr, пропорциональной
угловой скорости. В оптическом диапазоне частота v велика
(~1014 Гц), поэтому даже малые изменения 6L легко регистри-
руются. Так, для лазера с квадратным резонатором со стороной
10 см и длиной волны генерации 0,63 мкм частота биений 8vr «
« 7,7 Гц при скорости вращения 10 ...°/ч. Измерить такое зна-
чение частоты легко. В пассивном интерферометре Саньяка этому
случаю соответствует сдвиг фаз встречных волн Ф « 6,45 X
X1Q-7 рад; 6L при этом составляет 6,46-10-14 м, на практике из-
мерить такие значения невозможно. Преимущества лазерного
гироскопа в сравнении с пассивным интерферометром очевидны.
Именно в силу этих преимуществ исследования физики и тех-
ники лазерных гироскопов, начало которым положила первая
экспериментальная работа в 1963 г. [252], интенсивно развива-
лись. В настоящее время можно назвать целый ряд обзорных ста-
тей и монографий, посвященных лазерным гироскопам (см.,
например, работы [7, 58, 84]). В лучших конструкциях этих
устройств случайный и долговременный дрейф показаний, а
также его воспроизводимость при включениях составляет порядка
10-2 ... °/ч [283].
С развитием лазерных гироскопов стали ясны и их недостатки.
Неотъемлемой частью любого генератора, в том числе и оптиче-
ского, является усиливающий (активный) элемент. Частоты, на
которых происходит'генерация, не совпадают с собственными ча-
стотами пассивного резонатора вследствие аномальной дисперсии
света в активной среде. Кроме того, всегда существует нелинейное
взаимодействие встречных волн в активной среде, изменяющее
в конечном счете ее дисперсионные свойства на частотах генера-
ции. Наконец, связь между встречными волнами за счет обрат-
146
ного рассеивания на элементах лазера приводит вследствие не-
линейного взаимодействия встречных волн к синхронизации
(«захвату») их' частот при малых скоростях вращения. При этом
прибор становится нечувствительным к вращению. Чтобы вы-
вести лазерный гироскоп из полосы синхронизации частот встрсч-
ных(волн, создают частотную «подставку» с помощью невзаим-
ного фарадеевского элемента, знакопеременного вращения и
т. п. Однако нелинейное взаимодействие между встречными вол-
нами приводит к ошибкам при измерении угловых скоростей и
вне полосы захвата, причем числовые значения этих ошибок за-
висят от положения частот генерации относительно максимума
линии усиления, превышения по-
рогового значения усиления, об-
ратного рассеяния в резонаторе,
внешнего магнитного поля и дру-
гих причин.
Существенно и то, что в лазер-
ных гироскопах в качестве ак-
Рис. 3.31. Многовитковый волоконный
аналог интерферометра Саньяка:
1 — источник излучения; 2, 3 — делительные
зеркала; 4 — волоконная катушка; 5,6 —
фотодетекторы
тивной среды используется, как правило, гелий-неоновая смесь.
Следовательно, необходимо применять высококачественные ди-
электрические зеркала и вакуумную технологию, сокращается
срок службы и повышается стоимость прибора.
Недостатки лазерных гироскопов подтолкнули исследовате-
лей и конструкторов к созданию оптических гироскопов с пас-
сивным интерферометром, позволяющим использовать новые воз-
можности, которые открывает волоконная оптика.
Принципы построения волоконно-оптических гироскопов. Во-
локонно-оптические гироскопы (ВОГ) можно разделить на два
класса [113, 144, 145]:
фазовые, в которых измеряется сдвиг фазы Фг, обусловленный
вращением;
резонаторные (или двухчастотные), в которых измеряется рас-
щепление 6vf резонансных частот пассивного кольцевого воло-
конного резонатора, пропорциональное угловой скорости.
Первый тип ВОГ представляет собой многовитковый волокон-
ный аналог классического интерферометра Саньяка (рис. 3.31).
Конструкция ВОГ на основе катушки волокна позволяет сущест-
венно повысить чувствительность прибора без увеличения его
габаритных размеров. В этом случае площадь, охватываемая
контуром,
А = Ж,
147
где N — число витков в катушке; а — площадь, охватываемая
одним витком. Выражение (3.96) для Фг принимает вид
фг=^-0. (3.100}
Для цилиндрической катушки радиуса R
= (3.101}
Важным является существенное отличие фазовых ВОГ от дру-
гих датчиков интерферометрического типа. Как показано в п. 3 4,
в многомодовых интерферометрах набег фазы световой волны
под действием измеряемых физических полей существенно за-
висит от номера моды. Саньяковский сдвиг фазы оказывается
в первом приближении одинаковым для всех мод в многомодовом
волоконном интерферометре. Это теоретически ясно из выражений
(3.96) и (3.101), в которые не входит показатель преломления
среды. Точный расчет подтверждает эти соображения [24]. Та-
ким образом в фазовых ВОГ могут использоваться многомодовые
волоконные световоды, однако при этом необходимо, чтобы све-
товые потоки, распространяющиеся во встречных направлениях,
имели одинаковый модовый состав и условия их ввода в световод
были строго одинаковы [51].
Как и в большинстве опубликованных работ, посвященных
фазовым ВОГ, ниже будут рассмотрены конструкции на одномо-
довых волокнах. Можно, однако, предположить, что в недале-
ком будущем будут реализованы ВОГ на многомодовых волокнах
В рассматриваемой нами (рис. 3.31) простейшей схеме ВОГ
с двумя делительными зеркалами интенсивность света на входе
фотодетекторов (без учета потерь в элементах ВОГ)
/1 = ^(1+ COS Фг); /2 = А (1 - cos ФД
где /0 — интенсивность света на выходе источника излучения.
Несложные операции с электрическими сигналами на выхо-
дах фотодетекторов позволяют получить выходной сигнал
j = 2 = fe cos Фг, ' (3.102)
' 1 “Г ' 2
где k — коэффициент пропорциональности, определяемый пара-
метрами фотодетекторов и электронных схем. Простота обработки
исключает зависимость выходного сигнала от флуктуаций мощ-
ности источника излучения.
Основной недостаток этой схемы, исследовавшейся на первых
этапах создания ВОГ, — низкая чувствительность при малых ско-
ростях вращения. Из определения чувствительности ВОГ
S = ~ 6 sin Ф,,
148
очевидно, что при малых скоростях вращения числовое значе-
ние s мало.
Максимум чувствительности достигается в схемах, использую-
щих дополнительный фазовый сдвиг между встречными вол-
нами л/2. В этом случае
Л = 4^ -5шфЛ: /2 = 4(1+8тфг); (3.103)
J = k sin Фг;
s = k cos Ф,.
Таким образом, чувствительность гироскопа становится макси-
мальной при Фг = 0. При малых скоростях вращения (Фг « 1)
выходной сигнал прямо пропорционален угловой скорости:
Часто используется понятие «масштабный коэффициент гиро-
скопа». Под ним подразумевают коэффициент, характеризующий
соотношение между угловой скоростью и измеряемой величиной.
В случае фазового ВОГ с «подставкой» л/2 угловая скорость и
выходной сигнал (ток, напряжение) связаны соотношением
' 0b -8лЗД‘аГС51П К • (3,1°4)
Повышение чувствительности фазовых ВОГ за счет заданной
фазовой «подставки» л/2, однако, не решает проблемы. Необходимо
создать прибор, работающий в широком диапазоне с минималь-
ными случайными и систематическими погрешностями и низким
порогом чувствительности. С этой целью в реальных конструк-
циях принимаются специальные меры для устранения основных
причин погрешностей и расширения динамического диапазона
Теоретически, как и во всех волоконно-оптических датчиках,
основные ограничения на порог чувствительности и точность ВОГ
налагает наличие дробовых шумов фотодетектора, однако в дей-
ствительности более существенную роль играет ряд других фи-
зических процессов. В первую очередь — явления, приводящие,
как и эффект Саньяка, к невзаимному сдвигу фаз встречных све-
товых волн.
Сдвиг фаз во внешнем магнитном поле, обусловленный хорошо
известным эффектом Фарадея, пропорционален величине V (j) Hdl,
где d\ — элементарный участок оптического контура; Н — на-
пряженность магнитного поля, действующего на этот участок;
V — постоянная Верде. Если Н — величина, постоянная для всего
контура, то фарадеевский сдвиг фаз равен нулю, так как (j) dl =
= 0. Наличие градиента магнитного поля или различие в поля-
149
ризациях встречных волн делают этот сдвиг отличным от нуля.
Магнитная экранировка и использование волокон, сохраняющих
поляризацию, ослабляют влияние эффекта Фарадея.
Двулучепреломление в волоконном световоде является одним
из основных источников ошибок и шумов в ВОГ. Эллиптичность
волокна, механические напряжения и другие подобные причины
снимают вырождение по поляризации в одномодовом волокне
В результате ортогональные линейно-поляризованные моды рас-
пространяются с разными скоростями. Само по себе это явление
не должно приводить к невзаимному сдвигу фаз. Однако в реаль-
ных волокнах случайное расположение участков с двойным луче-
преломлением и эллиптичностью сердцевины, а также связь
между ортогонально-поляризованными модами приводят к тому,
что эффективные оптические пути встречных волн интерферометра
становятся различными. Наведенное двулучепреломление и
связь между ортогонально-поляризованными модами сильно за-
висят от внешних акустических и тепловых флуктуаций. Сдвиг
нуля ВОГ, обусловленный двулучепреломлением, и поляризацион-
ный шум значительно уменьшаются при использовании светово-
дов, сохраняющих поляризацию [113]. Необходим также кон-
троль состояния поляризации в ответвителях на входе и выходе
интерферометра [377].
К невзаимному сдвигу фаз в ВОГ приводит и высокочастотный
эффект Керра [222], известный из нелинейной оптики. Суть его
состоит в том, что показатель преломления среды зависит от ин-
тенсивности распространяющегося в ней света. Если интенсив-
ности встречных световых волн не равны, постоянные их распро-
странения становятся различными. Этот эффект проявляется очень
слабо, однако его необходимо учитывать при создании высокоточ-
ных ВОГ. Один из путей минимизации влияния эффекта Керра
состоит в использовании электронной системы автоматического
выравнивания интенсивностей встречных волн [222], что, однако,
значительно усложняет прибор. Другое решение проблемы заклю-
чается в использовании источников излучения с достаточно
широким спектром(суперлюминесцентных диодов). При этом усред-
ненный по спектру сдвиг фаз равен нулю [145].
К числу причин, влияющих на невзаимный сдвиг фаз, необ-
ходимо отнести и нестабильность заданной фазовой «подставки».
В реальных устройствах ее величина зависит от изменений внеш-
них условий и поляризации вводимого в интерферометр излуче-
ния [232].
Особое место среди факторов, ухудшающих характеристики
ВОГ, занимают релеевское рассеяние в световоде и отражение
от элементов гироскопа [164]. Эти процессы не влияют па коге-
рентность излучения, но фазы рассеянного и отраженного света
могут существенно меняться при изменении внешних условий,
а также при акустических и тепловых флуктуациях в простран-
стве, окружающем световод. Рассеянные и отраженные волны ин-
160
терфирируют со встречными волнами и сдвиг фаз, вызванный вра-
щением, становится неразличимым на фоне этой интерференции.
Эффективный способ снижения уровня шума, обусловленного
рассматриваемыми факторами, состоит в уменьшении длины ко-
герентности излучения источника. Разность хода 8L встречных
лучей, определяемая эффектом Саньяка, достаточно мала. Если
выбрать источник с широким спектром, так что длина когерент-
ности будет лишь ненамного больше 6L, влияние значительной
части отраженного и рассеянного света устраняется. Лишь та
его часть, которая попадает на фотодетектор с задержкой, не пре-
вышающей 6t = bLjc, участвует в формировании шумового сиг-
Рнс. 3.32 Волоконно-оптический
гироскоп:
1 — волоконная катушка; 2 — матрица
из четырех направленных ответвителей
[180]
1 нала. Безусловно, необходимо и уменьшение числа отражающих
поверхностей в ВОГ, т. е. числа элементов в объемном исполнении.
Динамический диапазон фазовых ВОГ ограничивает прежде
всего то обстоятельство, что выходной сигнал есть тригонометри-
ческая (т. е. отнюдь не линейная) функция сдвига фаз Фг. Линей-
ный участок функций cos Фг или sin Фг мал. Кроме того, понят-
ные трудности связаны с периодичностью этих функций. В резуль-
тате для создания ВОГ с приемлемым динамическим диапазоном
необходима специальная обработка его выходного сигнала.
В настоящее время известен ряд перспективных схемных ре-
шений фазовых ВОГ [139, 145, 180, 218, 313], из которых мы вы-
делим те, которые в комплексе решают проблемы уменьшения
уровня шумов, погрешностей, повышения чувствительности и
расширения динамического диапазона.
В схеме гироскопа, приведенной на рис. 3.32, используется
квадратурное детектирование с помощью матрицы из четырех
(2X2) пассивных направленных ответвителей, модуляция мас-
штабного 'коэффициента и электронная обработка сигнала [180].
Такая схема позволяет в значительной мере исключить ошибки,
вызванные невзаимными сдвигами фаз различной природы, ли-
неаризовать выходную характеристику ВОГ (расширить динами-
ческий диапазон). Кроме того, регистрация сигнала по перемен-
ному току с использованием фильтров или резонансных усили-
телей приводит к существенному уменьшению влияния шумов
источника излучения и регистрирующих схем (эти шумы зависят
от частоты f, как 1//).
Направленные ответвители, изготовленные путем сплавления
волокон, исключающим их скручивание (см. гл. 4), работают,
151
как трехдецибельные мосты, обеспечивая при делении сдвиг фаз
л/2 между световыми волнами. Как видно из рис. 3.32, использо-
вание матрицы ответвителей 2x2 позволяет получить на выхо-
дах четырех фотодетекторов нормализованные сигналы вида
Л = 1 + cos Ф,; /а = 1 + sin Фг; (3.105)
13 = 1 — cos Ф/, /4 = 1 — sin Фг.
Сдвиг фазы в направленном ответвителе всегда отличается от л/2
на некоторую величину a (f), которая в силу слабой зависимости
параметров ответвителя от внешних условий может зависеть от
времени. Кроме того, по причинам, изложенным выше, в ВОГ
может иметь место дополнительный сдвиг фаз встречных волн е (0,
приводящий к систематическим и случайным ошибкам в измере-
ниях. С учетом существования величин а (0 и е (I) выражения
(3.105) принимают вид:
Л = 1 + cos [Фг + е (/)]; /2 = 1 + sin [Фг Ч е (t) + а (0];
/3 = 1 — cos [Фг 4- е (0]; /4 = 1 —• sin [Фг 4- е (0 4~ а (0].
(3.106)
Как уже отмечалось, в рассматриваемой схеме осуществляется
модуляция масштабного коэффициента ВОГ. С этой целью можно
модулировать одну из двух величин, входящих в основное урав-
нение ВОГ (3.101),—радиус катушки R или длину волны Л,:
Фг = ^ё.
г лс v
При этом величина Фг становится функцией времени. Заметим,
что модуляция R или Л, практически не приводит к модуляции а (0
и е(0. Модуляция R легко осуществляется, если волоконная
катушка намотана на пьезоэлектрический цилиндр, модуляция
длины волны источника излучения Л, — при использовании полу-
проводникового С3-лазера (см. гл. 4).
В качестве примера рассмотрим случай, когда R меняется
по закону
Я = Яо 4- ЛЯ sin Й/, ' (3.107)
причем ЛЯ < Яо. Тогда
Ф ц\ _ (Яо + ДЯ sin Qi)2
r (i) 0.
Ограничиваясь первым порядком величины ДЯ/Яо, получаем
Ф,(О - ’-44- о (1 + sin 01) = ф„ (1 + “Д sin at).
(3.108)
где Фг0 — саньяковский сдвиг фазы, Фг0 = 8л2NRfy/^c.
152
Электронная система обработки сигналов осуществляет сле-
дующие операции:
) '*=№’
г 4/а . г di д .
lc~ ~dT' 1D~~dT’
4) 1е = ^с^в^ If = ^d^a'>
5) Дых = Д
Подставив значения Д, /2> Л и Л из уравнений (3.106), получаем,
что
Дых = cos а + ^ЗГ cos а +
+ cos [8 (t) + Фг (01 cos [а (0 4- 8 (0 + Фг (01- (3.109>
Величина а (0, представляющая собой отклонение заданной
фазовой «подставки» от значения л/2, обычно медленно меняется
во времени (в соответствии с изменениями температуры) [180],
поэтому da (t)/dt и третье слагаемое в выражении (3.109) пре-
небрежимо малы. Дифференцируя выражение (3.108), получаем,
что
<1ФГ 2AR г, г..
—тг— = Фго —п— П cos Qt;
at t\Q
/вых = Фго Цг- й cos Ш cos а (0 4- cos а (П.
Ко at
В реальных условиях при современной технологии а (/) <4 1,
cos а (/) » 1, поэтому на выходе фильтра, настроенного на ча-
стоту модуляции й, получаем выходной сигнал
/вых = Фго 4^-Й cosQf. (3.110)
АО
Таким образом, амплитуда сигнала на частоте модуляции
прямо пропорциональна Фг0 и соответственно угловой скорости
вращения, при этом в значительной мере исключаются ошибки,
вызванные невзаимными сдвигами фаз различной природы, и
низкочастотные шумы. Чем выше частота модуляции й, тем ближе
к действительности проведенный расчет.
Важно, что рассмотренная схема не содержит сложных замкну-
тых систем автоматического управления, обработка сигнала может
производиться достаточно простыми электронными средствами.
153
ВОГ такого типа может быть полностью волоконным (не содер-
жать элементов в объемном и планарном исполнении), что снижает
число отражающих поверхностей и потери излучения при согласо-
вании.
Этими же достоинствами обладает и другая схема ВОГ, име-
ющая линейную выходную характеристику, а значит и широкий
динамический диапазон [218] (рис. 3.33, а). Фазовый модулятор,
представляющий собой пьезоэлектрический цилиндр с несколь-
кими витками волокна (см. гл. 4), расположен несимметрично
относительно входа — выхода интерферометра, поэтому проис-
ходит модуляция сдвига фазы между встречными волнами. Если
Рис. 3 33. ВОГ с линеа-
ризацией масштабного ко-
эффициента 1218}- а —
функциональная схема;
б — временная диаграм-
ма;
1 — источник излучения,
2 — волоконная катушка:
3 — фазовый модулятор,
4 — генератор модулирую-
щей частоты Й, 5 — фото-
детектор, 6 — полосовой
усилитель, 7 — переключа-
тель каналов, 8, 9 — поло-
совые фильтры, 10 — изме-
ритель сдвига фаз
на модулятор подается напряжение с угловой частотой Q, то ток
на выходе фотодетектора меняется по закону
1 (t) = k [ 1 + cos (Фт sin Qt + Фг) ],
где k — коэффициент пропорциональности; Фт —амплитуда фазо-
вой модуляции.
Осуществляя переключение между каналами 1 и 2 в моменты
времени, соответствующие максимумам и минимумам модулиру-
ющего напряжения, как это показано на временных диаграм-
мах (рис. 3.33, б), и выделяя фильтрами сигналы на частоте 2Q,
получаем на выходе первого канала
4 = A cos (2Ш — Фг)
и на выходе второго канала
/2 ~ A cos (2Qt + Фг),
где А — коэффициент пропорциональности, определяемый пара-
метрами фотодетектора, электронных схем и глубиной модуляции.
Измеряя сдвиг фаз между сигналами первого и второго каналов
аналоговым измерителем сдвига фаз или цифровым счетчиком
временных интервалов, мы получаем значение удвоенного сань-
яковского сдвига, прямо пропорционального угловой скорости
вращения.
154
Таким образом, в рассмотренной схеме регистрация сигнала
по переменному току существенно снижает уровень шумов, не-
посредственное измерение фазового сдвига ФЛ линеаризует мас-
штабный коэффициент прибора. Однако ошибки, связанные с эф-
фектами Фарадея, Керра, двулучепреломлением, остаются, для
их устранения необходимо принимать меры, рассмотренные выше.
В другой схеме ВОГ (рис. 3.34), описанной в работах [145,
395], так же как и в лазерном гироскопе, измеряется расщепление
резонансных частот кольцевого резонатора, вызванное вращением
с помощью внешнего лазерного источника излучения. В этом
случае устраняются недостатки лазерных гироскопов, связанные
с наличием нелинейного элемента — активной среды в резонаторе.
Рис. 3.34. Резонаторный
ВОГ-
1 — гелий-неоновый лазер;
2, 4 — акустические ячейки
Б рэгга, генератор ча-
стоты /'2; 5 ~~ генератор ча-
стоты h; 6 — направленный
ответвитель 7 — резонатор,
8,9 — фотодетекторы, 10 —
схема автоподстройки ча-
стоты fij 11 — схема авто-
подстройки периметра ре-
зонатора,12 —t смеситель
Свет с частотой v0 от источника излучения поступает на две
брэгговские акустооптические ячейки, сдвигающие световую ча-
стоту на величины /у и f2 соответственно. Излучение с частотой
v0 4 fi через направленный ответвитель вводится в кольцевой
волоконный резонатор и распространяется в нем по часовой
стрелке. Излучение с частотой v0 + f2 также вводится в резонатор
и распространяется против часовой стрелки. Система автопод-
стройки длины периметра подстраивает ее так, чтобы резонансная
частота резонатора для волны, бегущей по часовой стрелке,
совпала с частотой v0 + fY. Система автоподстройки частоты гене-
ратора подстраивает величину /2 так, чтобы v0 + f2 совпадала
с резонансной частотой для волны, бегущей против часовой
стрелки. В результате величины v0 + Д и v0 + /2 есть резонансные
частоты волоконного резонатора для встречных направлений, а их
разность
h - h =
есть расщепление, обусловленное вращением и определяемое
формулой (3.99):
Для волоконного резонатора в виде катушки из N витков
радиуса R А = NnR2, I = N2nR, п = /7эфф, где /гЭфф — эффек-
155
тивный показатель преломления световода для данной моды.
Отсюда
6vr = -y^-0, (3.111)
Ллэфф
чувствительность резонаторного ВОГ
= (3.112)
АЛэфф
Анализ резонаторных ВОГ целесообразно вести в сравнении
с альтернативным вариантом — фазовыми ВОГ. Сопоставление
основных уравнений фазового (3 101) и резонаторного (3.111)
ВОГ позволяет определить основные отличия этих устройств.
Сразу же отметим, что в отличие от фазового ВОГ использо-
вание в конструкции резонаторного ВОГ волоконной катушки не
дает прямого выигрыша в чувствительности. Разность фаз Фг
пропорциональна произведению числа витков катушки N на
ее радиус R, тогда как расщепление частот &vr пропорционально
просто радиусу R.
В выражении для чувствительности резонаторного ВОГ, в от-
личие от фазового, появляется эффективный показатель пре-
ломления моды световода /гЭфф' Во-первых, это означает, что
в резонаторных ВОГ можно использовать только одномодовые
световоды, так как значение «Эфф зависит от номера моды. Во-
вгорых, в резонаторных ВОГ наряду с общими для обоих типов
ВОГ погрешностями и шумами (вызванными обратным рассе-
янием и отражением, двулучепреломлением, эффектами Фарадея
и Керра) появляется погрешность, обусловленная зависимостью
«эФФ от внешних воздействий, изменений давления, температуры
и т. п. (см. п. 3.3). Надо отметить, что при одновременном изме-
рении 6vr и частотного интервала между соседними продольными
модами волоконного резонатора 1 А = с/пЭфф1 пэфф становится
измеряемой величиной [157] и
Методика измерения расщепления резонансшях частот для
встречных направлений с помощью внешнего источника излучения,
используемая в резонаторных ВОГ, накладывает жесткие огра-
ничения на ширину спектральной линии излучения. Лучшие
результаты получены с использованием гелий-неонового одно-
частотного лазера, тогда как в фазовых ВОГ используются слабо-
когерентные источники (полупроводниковые лазеры и свето-
диоды). Кроме того, даже если предположить, что излучение
монохроматично, порог чувствительности резонаторного ВОГ бу-
1 Приближенный аналитический и численный расчеты собственных частот
кольцевых волоконных резонаторов проведены в работах [8, 9, 12]
156
дет зависеть от ширины резонансной кривой оптического резона-
тора, минимальная измеряемая угловая скорость 60 будет опре-
деляться выражением [395]
60 =
^лэфф/ Г________
4 А /Л/фдт
где Г — ширина резонансной кривой оптического резонатора;
Мф — среднее в единицу времени число фотонов, попадающих
на фотодетектор; q — квантовая эффективность фотодетектора;
т — время осреднения в ВОГ. В целях повышения добротности
резонатора (уменьшения Г) имеет смысл увеличивать его длину
(например, за счет использования многовитковой конструкции)
до тех пор, пока потери в световоде не станут сравнимыми с по-
терями за счет других факторов
Наряду с перечисленными недостатками необходимо отметить
два несомненных преимущества резонаторных ВОГ перед фазо-
выми. Первое из них заключается в том, что измеряемая вели-
чина — расщепление частот 6vr — прямо пропорциональна
угловой скорости 0. Это означает, что динамический диапазон
резонаторного ВОГ не ограничен сверху.
Второе приемущество резонаторных ВОГ состоит в том, что
по своей сути они являются цифровыми приборами, легко стыку-
ющимися с вычислительными устройствами. В них, как и в ла-
зерных гироскопах [7], измерение разности частот за определен-
ный интервал времени есть не что иное, как счет числа импульсов.
т
Число импульсов Np = J 6vrdt соответствует углу поворота си-
0
т
стемы за время т: 0 — j Qdt.
о
Фазовые ВОГ измеряют аналоговый сигнал, и лишь в специаль-
ных схемах, подобных описанной выше, измерение фазы Фг при-
водится к измерению интервалов времени.
Технология изготовления и перспективы внедрения ВОГ.
В соответствии с технологией изготовления существующие и раз-
рабатываемые ВОГ можно разделить на три группы с исполь-
зованием элементов в волоконном и объемном исполнении; с ис-
пользованием волоконных и планарных (интегрально-оптических)
элементов; полностью волоконные.
Наиболее перспективными являются полностью волоконные
ВОГ, в которых все элементы, кроме источника излучения и фото-
детектора, выполнены из волоконных световодов. В них мини-
мальны потери излучения, отсутствуют юстируемые элементы,
минимально число отражающих поверхностей. Последний факт
особенно важен с точки зрения уменьшения шумов и погрешно-
стей, связанных с интерференцией отраженных волн. В принципе
при использовании волоконных лазеров и проходных фотодетек-
157
торов (см. гл. 4) возможна реализация ВОГ, интегрированного
на волокне.
Существующая элементная база способна обеспечить выпуск
полностью волоконных фазовых ВОГ. Определенные трудности
связаны с изготовлением направленных ответвителей со стабиль-
ными параметрами, особенно сохраняющих поляризацию [283].
Однако общая тенденция развития фазовых ВОГ имеет четкую
направленность на интеграцию на волокнах [113, 282].
Резонаторные ВОГ содержат элементы, которые в настоящее
время эффективно работают только в объемном или планарном
исполнении. Речь идет об элементах, сдвигающих частоту лазер-
ного излучения, — акустических ячейках Брэгга. Хотя в послед-
нее время и появились аналогичные волоконные устройства
(см. гл. 4), однако применение их в ВОГ требует, по-видимому,
дальнейшей проработки. Поскольку конструкция резонаторного
ВОГ в виде волоконной катушки не дает прямого выигрыша
в чувствительности, оптические гироскопы такого типа разраба-
тываются в малогабаритном объемном и планарном исполне-
ниях [113, 283], причем объемные резонаторные гироскопы имеют
порог чувствительности по крайней мере на порядок ниже, чем
волоконные.
Перспективы внедрения ВОГ определяются их преимуще-
ствами перед механическими гироскопами:
ВОГ включаются в рабочий режим практически мгновенно;
масса ВОГ и импульс силы не влияют на измерения угловой
скорости, поэтому ВОГ нечувствительны к ускорениям и спо-
собны к работе при больших механических перегрузках;
в ВОГ отсутствуют вращающиеся механические части, этот
факт, а также то, что причины систематических ошибок (сдвига
нуля) известны, позволяют считать, что будут созданы приборы
с очень малым сдвигом нуля, тогда как в механических гироскопах
дрейф имеет систематический характер и со временем накапли-
вается;
выходной сигнал ВОГ — электрический, поэтому они легко
сопрягаются с вычислительными устройствами;
стоимость ВОГ в перспективе будет существенно ниже, чем
у гироскопов других систем
Наиболее явно преимущества ВОГ, как и лазерных гироскопов
[7], проявляются в бескарданных системах, где гироскоп жестко
связан с объектом. Процессор выполняет преобразование коорди-
нат в системе, связанной с объектом, в координаты опорной си-
стемы по данным о скорости вращения и угле поворота.
Наиболее близкие к ВОГ по принципу действия лазерные
гироскопы в настоящее время существенно превосходят их по
точности измерений. Отставание ВОГ по точности сохранится,,
по прогнозам [2831, в течение 1980-х гг., поэтому в прикладном
аспекте на первый план выступают другие их преимущества.
По опубликованным данным [2831, в 1984 г. в США начался
158
Таблица 3.6. Ожидаемое соотношение объемов выпуска
различных типов гироскопов
Погрешность измерения угловой скоро- сти, ... °/ч Тип гироскопа Пропорции выпуска, %
1984 г. 1988 г. 1994 г.
Механический 62 39 16
>0,1 Лазерный 38 60 62
ВОГ 0 1 22
0,1-1 Механический 100 93 54
ВОГ 0 7 46
Механический 99,6 82 22
> 1 ВОГ 0,4 18 78
промышленный выпуск простейших ВОГ, обеспечивающих точ-
ность измерения угловой скорости ~10 ... 7ч. В дальнейшем
использование волоконных световодов, сохраняющих поляриза-
цию, усовершенствованной элементной базы и устройств обра-
ботки сигнала приведет к наращиванию выпуска ВОГ для систем,
где необходима точность измерений не ниже 0,1 ... 7ч. По данным
работы [283] составлена табл. 3.6.
3.7. Фазовые и поляризационные датчики
магнитного поля
Интерес к волоконно-оптическим датчикам магнит-
ного поля вызван принципиальной возможностью достижения
рекордной чувствительности 10-11 А/м, сопоставимой только
с чувствительностью магнитометров на основе сверхпроводи-
мости [156, 392]. Достоинствами волоконно-оптических магнито-
метров являются: возможность эксплуатации при комнатной
температуре, малый уровень потребляемой мощности, большой
диапазон измеряемых полей, а также все перечисленные в п. 3.1
преимущества, присущие ВОД в целом.
Принципы построения ВОД и способы снижения влияния шу-
мов для малых и больших полей, для различных диапазонов
частот значительно различаются. Для детектирования малых по-
лей в основном используются интерферометрические методы, а для
контроля больших — поляризационные. Для некоторых частных
целей могут оказаться перспективными также простые датчики
с модуляцией интенсивности.
Интерферометрические волоконно-оптические датчики магнит-
ного поля. В основе действия всех волоконно-оптических интер-
ферометрических магнитометров (ВОИМ) лежит детектирование
159
изменения длины оптического пути в сигнальном плече интерферо-
метра (см. п. 3.3), вызванного деформациями магнитострикцион-
ного материала, который тем или иным способом прикрепляют
к волокну.
На рис. 3.35 представлена схема интерферометрического дат-
чика магнитного поля. Порог чувствительности датчика (мини-
мально детектируемый сигнал) и амплитудно-частотная характе-
ристика в значительной степени определяются параметрами ма-
гнитострикционного материала, способом крепления или нанесе-
ния его на оптическое волокно, формой сенсорной части датчика,
методами детектирования сигнала и
подавления собственных и внешних
'—' X шумов.
\ \ Предельная чувствительность
I \ ВОИМ [392] может быть оценена
к^)4 в предположении, что все деформации
I I Рис. 3.35. Интерферометрический датчик
/ / магнитного поля:
' I J J 1 — источник; 2 — ответвитель; 3 — смеситель;
i~——i 4 ~~ опорное плечо; 5 — чувствительный элемент;
1 6 — фотоприемиик
в 3
магнитострикционного материала, возникшие под действием де-
тектируемого поля, полностью преобразуются в деформации
волоконного световода. Это достигается при различных методах
изготовления датчика — приклеивания волокна к ленте из маг-
нитострикционного материала, непосредственном нанесении толс-
той пленки (больше 10 мкм) на поверхность волокна и др.
(рис. 3.36).
При этом допущении продольную деформацию волокна можно
выразить [239 ] следующим образом:
^ = ^-=^'/2, (3.113)
где k — константа магнитострикции, зависящая от материала
и технологии его изготовления; Н — напряженность магнитного
поля.
Напряженность поля Н, в котором находится датчик, можно
представить как сумму напряженностей постоянного поля (поля
Земли или поля смещения, создаваемого для обеспечения опти-
мальных условий работы магнитострикционного материала) Но
и измеряемого переменного Hs, причем Hs Но. В этом случае
формулу (3.113) легко преобразовать к виду
ез = е" + е; = ^/2 + (^з)/2Яо/2. (3.114)
Из условия симметрии волокна следует равенство деформаций
е, = е2, (3.115)
160
а из условия сохранения объема —
ei = Ч = —е3/2.
(3.116)
Изменение фазы оптического излучения, проходящего через
волоконный световод длиной /, в результате деформаций
6Ф = , (3.117)
где п — показатель преломления; б« — его изменение.
Изменение показателя преломления деформированного опти-
ческого волокна в результате эффекта фотоупругости описывается
выражениями:
Рис. 3.36. Чувствительный элемент (сенсор) датчика магнитного
поля: а — с чехлом из магнитострикционного материала; б — поло-
ска метгласа с приклеенным к ней волокном; в — цилиндр из ма-
гнитострикционного материала, обвитый волокном; г — лента из
из метгласа на каркасе
б J j — (Ри + Р12) Е1 |- (3.118)
б f-4-L = (Pii4-p]2)ei+pi2e3; (3.119)
L ,l J*
б Г“7г" I, — PiaEi + Pii?3> (3.120)
L ,l Jo
где pih — компоненты тензора фотоупругости.
Так как свет, распространяющийся в волоконном световоде,
поляризован практически в поперечном направлении, то
= 8п2 = — -Дн(риН Р12) ei Ч АгЕзТ (3.121)
6 Бутусов М. М. и др.
161
Для чистого кварца р1± — 0,12; р1г = 0,27. Учитывая это,
уравнение (3.117) преобразуем к виду
6Ф=^-0,92е3) (3.122)
опираясь на формулу (3.114), уравнение (3.122) можно записать
как
6Ф = 0,92 На = тН,1, (3.123)
где т — коэффициент, зависящий от константы k, напряженности
постоянного поля Но, длины волны излучения X и оптических
свойств волокна. Ток фотодетектора, зависящий от изменения
фазы излучения в рабочем плече интерферометра, в соответствии
с формулой (3.57)
is = 6Ф = ^LrnlHs. (3.124)
й hv hv '
Соотношение сигнал/шум с учетом формулы (3.55) получает
следующий вид:
S _ Js_______(W
У 72 4/iv Av
lN
(3.125)
Принимая SIN = 1, можно определить минимально детекти-
руемую напряженность магнитного поля по аналогии с формулой
(3.7) ______
(Hs)raln= (3.126)
’ 4 lb i
При 6Q = 1 Гц, Ps = 10-3 Вт, I = 103 м, q = 0,5, v = 3 X
X К)14 Гц (X = 1 мкм), Но = 2,4-102 А/м, т = 10"5 из формулы
(3.126) можно определить, что = 12,8-10'11 А/м (для
никеля). Для аморфных магнитострикционных материалов (мет-
гласов) коэффициент магнитострикции на порядок выше и (Hs)min=
= 8-10"12 А/м.
Таким образом в принципе можно достичь рекордной чувстви-
тельности без применения криогенной техники. Однако при
реализации датчиков магнитного поля, имеющих на практике
чувствительность, приближающуюся к теоретически достижимой,
возникает ряд проблем, основной из которых является снижение
различного рода шумов (источников излучения, а также об-
условленных процессами, происходящими на границах зерен
при перемагничивании магнитострикционных материалов, пере-
падами температуры и вибрациями). Влияние различных по
природе шумов в диапазонах инфранизких частот и более высоко-
частотной области (100—1000 Гц) различно. Более просто создать
датчики для больших частот, так как здесь незначительны шумы
162
лазеров, пропорциональные 1/й, а шумы, вызванные влиянием
температуры и вибрациями, лежат в более низкочастотном диапа-
зоне. В диапазоне 100—1000 Гц основное влияние на параметры
магнитометра оказывают свойства магнитострикционного мате-
риала и выбор конструкции сенсора.
Магнитострикционные материалы, используемые при из-
готовлении сенсоров ВОИМ, можно разделить на две группы:
1) магнитострикционные металлы (железо, никель, кобальт),
а также сплавы па их основе; 2) магнитострикционные металличе-
ские стекла (метгласы). При нанесении магнитострикционного
Таблица 3.7. Константы магнитострикции материалов,
применяемых в сенсорах ВОИМ [156]
Материал Аюп* 10е Ю« Материал й loo* 1 0е tnl. ю«
Fe 20 —20 Ni —46 —24
Ni—Fe с содер- Si—Fe с содер-
жанием Ni жанием Si (%):
(%): 3 27 —5
40 —7 30 7 -5 3
60 27 22 Ni„,8Fe2,2O4 —4 —4
73 (отжиг) 14 7 Со0,8?е2,2О4 —590 120
73 15 14
80 9 0
материала непосредственно на оптическое волокно (сенсор типа
«чехла») среднее значение константы магнитострикции может быть
рассчитано по формуле (3.114):
= (2/г1Оо + 3/гт)/5. (3.127)
Значения константы магнитострикции для некоторых мате-
риалов приведены в табл. 3.7. Из представленных в ней данных
видно, что можно обеспечить и положительную и отрицательную
магнитострикцию, причем значение константы магнитострикции
метгласов на один-два порядка выше, чем у металлов. Из метал-
лических материалов чаще всего применяют никель, имеющий
достаточно высокие значения констант магнитострикции. Исполь-
зование никеля требует очень высокой чистоты материала и от-
жига, что вызывает дополнительные трудности при нанесении
никеля непосредственно на волоконный световод. При толщине
никелевой пленки более 10 мкм после отжига при 1000 °C в водо-
роде свойства пленочного покрытия соответствуют свойствам
объемных образцов.
В табл. 3.8 приведены данные о чувствительности ВОИМ
различного типа при работе на частоте 1 кГц. При использовании
метгласов достигается чувствительность на уровне 4-10-7 А/м2,
поскольку в этом случае можно использовать волоконные свето-
воды длиной 100—1000 м, вполне реально создание датчиков для
6*
163
диапазона частот 100—1000 Гц с минимально детектируемым
сигналом 10~9—10~10 А/м.
Важными характеристиками датчика являются зависимость
выходного сигнала от внешнего поля и амплитудно-частотные
характеристики. Эти зависимости определяются как параметрами
магнитострикционного материала, так и конструкцией сенсора.
Полевая зависимость для ленточного сенсора (волоконный
световод, приклеенный к полоске метгласа), обеспечивающего
высокую чувствительность, линейна (рис. 3.37) на частоте 1 кГц
[163]. Линейность отклика в области сильных полей ограничена
в соответствии с формулой (3.50).
Рис. 3.37. Зависимость
выходного сигнала дат-
чика магнитного поля от
амплитуды напряженно-
сти поля
Рис. 3.38. Амплитудно-частотные ха-
рактеристики интерферометрическо-
го датчика магнитного поля (кривые
1—3 соответствуют сенсорам, изоб-
раженным на рис. 3.36, а—в)
Амплитудно-частотные характеристики в области 100—
10 000 Гц в зависимости от конструкции сенсора представлены
иа рис. 3.38. из которого ясно, что, оптимизируя конструкцию
Таблица 3.8. Чувствительность волоконно-оптических
интерферометрических датчиков магнитного поля
с сенсорами различных типов
Тип сенсора Напряженность постоянного пбля (поля смещения) Н„, А/м Напряженность минимально детектируемо- го поля Hmin. А/м
«Чехол» нз объемн: го никеля Пленка никеля (15 мкм), нанесенная посред- ством: 240 6,4-10~6
электролиза 0 4,8-10-5
вакуумного испарения 0 0,8-10~2
Цилиндр из метгласа 75 4,0-10-’
Полоска из метгласа с приклеенным воло- конным световодом 2800 4,8-10-’
«Чехол» из метгласа (0,6 мкм) 0 2,4-10-3
164
сенсора и метод крепления волоконного световода, можно обеспе-
чить пологую амплитудно-частотную характеристику.
Итак, высокая чувствительность ВОИМ в области частот
100—10 000 Гц достигается за счет оптимизации магнитострик-
ционного материала и конструкции сенсора. Влияние шумов
лазеров, шумов, вызванных вибрациями и колебаниями темпера-
туры, в этой области достаточно легко устраняется. В области
квазистационарных магнитных полей и инфранизких частот на-
ряду с параметрами магнитострикционного материала и формой
сенсора большое влияние на чувствительность оказывают соб-
ственные и внешние шумы.
Снизить влияние этих шу-
мов позволяет анализ вы-
ходных сигналов (см.п.3.5)
Рис. 3.39. Оптическая схема ин
терферометра (без смесителя):
/а— лазер; 2 — направленный от
ветвитель; 3 — фокусирующие лии
зы; 4 — коллимирующая линза
5 — матрица фотодиодов; 6 —
микропроцессор
и использование гистерезиса магнитострикционных характе-
ристик. При этом возможно достижение минимально детекти-
руемого сигнала 10-4 А/м.
Показателен следующий пример применения модифицирован-
ного интерферометра Маха — Цендера (рис. 3.39) и анализа вы-
ходных сигналов с помощью микропроцессора. Поле интерферен-
ции, образованное излучением двух выходных торцов волоконных
световодов, проецируется на поверхность матрицы фотодиодов
из 128 элементов. В этом случае полезный сигнал, т. е. фазовый
сдвиг в сигнальном плече интерферометра, приводит к сдвигу
полос, а шумы, обусловленные нестабильностью параметров
источника излучения, и поляризационные влияют только на
соотношение контрастности и интенсивности интерференционной
картины. Обработкой цифровых сигналов на микропроцессоре
обеспечивается выделение полезного сигнала на фоне шумов, что
является развитием метода дифференциальной обработки
13881.
Достоинствами этой более сложной схемы является то, что
отпадает необходимость поддерживать выходной сигнал в ква-
дратуре, так как используется не один максимум интерферен-
ционной картины, а вся картина, и подавать тестовые сигналы на
сенсор.
При детектировании квазистационарных магнитных полей
с помощью модифицированного интерферометра порог чувстви-
тельности в значительной мере зависит от конструкции сен-
сора.
165
^min> А/м2
Аморфный слой Fe80Ba0, нанесенный в виде покрытия толщиной
5 мкм на волокно........................................ 16
Полоска метгласа с приклеенным волокном...................... 8- 1СГ2
Волоконный световод приклеен к ленте метгласа, предваритель-
но намотанной на цилиндр:
из стекла............................................ 80
» пластика.......................................... 0,8
Очевидно, что относительно низкие значения Ят1п достигаются
как за счет приклеивания волоконного световода к линейной
полоске метгласа, так
пластиковый цилиндр.
и в случае предварительной намотки на
Это дает возможность конструировать
малогабаритные сенсоры с волоконны-
ми световодами большой длины. Поле-
вая характеристика датчиков также
сильно зависит от конструкции сенсора
(рис. 3.40).
Другие методы повышения чувстви-
тельности в области инфранизких час-
Рис. 3.40. Зависимость выходного сигнала ин-
терферометрического датчика от напряженности
магнитного поля для различных конфигураций
чувствительного элемента (кривые I—4 соот-
ветствуют сенсорам, изображенным на
рис. 3.36, а—г)
тот специфичны для ВОИМ и основываются на нелинейном ха-
рактере зависимости магнитострикционного отклика k от поля
смещения. Такая зависимость для никеля и метгласа представ-
лена на рис. 3.41.
В магнитометре, построенном по схеме интерферометра Май-
кельсона (рис. 3.42), на сенсор в виде волоконного световода,
намотанного на никелевый цилиндр, подается поле смещения,
соответствующее максимальной магнитострикционной чувстви-
тельности, и тестовые сигналы с частотой Qj — 285 Гц.
Аппроксимируя в этой области полевую зависимость магнито-
стрикции для никеля (рис. 3.41) как квадратичную, получим, что
-у- = k (Hi + Я3)2 = /гЯ? + H2S + 2kH\Hs, (3.128)
где Нх — тестовые сигналы с частотой йг; Hs — напряженность
детектируемого поля с частотой Qs. Легко показать, что детекти-
рование низкочастотного поля приведет к возникновению сигналов
с частотами (Qj -Г й3), (Qi — Qs):
2kHiHa = 2kHiHs sin sin Qst =
= kH°{H° [cos Q| - Qe) t - cos (Q, + Qe) /]• (3.129)
166
При анализе спектра выходного сигнала достигается достаточно
высокая чувствительность в области низких частот 8-10-2 А/м2.
Применение для изготовления сенсора метгласа, имеющего боль-
шие значения константы магнитострикции, может повысить чув-
ствительность до 8- 1(Г3—8-10"4 А/м2. Данный метод детектиро-
вания позволяет создать достаточно чувствительные датчики для
низких частот 10—100 Гц, но возникают понятные сложности
при детектировании квазистационарных полей в диапазоне частот
0,001—0,1 Гц.
магнитострикционного материала
базе интерферометра Майкельсона:
1 — лазер; 2 — фокусирующая линза; 3 —
сигнальное плечо; 4 — ответвитель; 5 —пъе~
зокерамический компенсатор; 6 — полоска
никеля илн метгласа; 7, 8 — генераторы
сигналов; 9 — источник питания для поля
смещения; 10 — фильтр низких частот, 11 —
фотоприемннк
от напряженности магнитного поля
Схема детектирования
квазистационарных магнит-
ных полей (рис. 3.43), в ко-
торой используются активная
фазовая компенсация и сдвиг петли гистерезиса при воздействии
квазистационарных полей, обеспечивает достаточно высокую чувст-
вительность [231]. К сенсору прикладывается высокочастотное
тестовое поле с частотой = 1 кГц и низкочастотное поле с часто-
той 0,2 Гц. В результате нелинейности магнитострикционной вос-
приимчивости метгласа (см. рис. 3.41, а) на экране осциллографа
наблюдается петля гистерезиса. Низкочастотные шумы, вызванные
изменениями температуры и вибрациями, компенсируются с по-
мощью пьезоэлектрического фазового модулятора в опорном плече
интерферометра, но эти сигналы не влияют на выходной сигнал, так
как селективный усилитель пропускает и усиливает сигналы только
на частоте в узкой полосе. Внешнее детектируемое поле сдвигает
рабочую точку на кривой магнитострикционного отклика и соот-
ветственно на экране осциллографа наблюдается сдвиг петли
гистерезиса. При использовании сенсора в виде волоконного
световода длиной 5 см, приклеенного к полоске метгласа, была
достигнута чувствительность 1,3-10-1 А/м в области частот менее
1 Гц. Увеличивая длину волоконного световода в сенсорах, можно
ожидать достижения чувствительности 8-10'7 А/м.
167
Более удобный для практического использования нулевой ме-
тод, основанный также на сдвиге рабочей точки на зависимости
магнитострикционного отклика, позволяет детектировать квази-
стационарные поля с чувствительностью 8-10'6 А/м [211]. Схема
построения датчика, в котором используется нулевой метод,
представлена на рис. 3.44. К сенсору прикладывается постоянное
поле, соответствующее нулевой чувствительности на кривой
магнитострикционного отклика, и высокочастотные тестовые поля
с частотой Внешнее квазистационарное поле сдвигает рабочую
точку на кривой магнитострикционного отклика* из нуля, что
Рис. 3.43. Схема детекти-
рования квазипостоянных
магнитных сигналов:
/ — лазер, z— линза; 3 —
ртветвитель; 4,5 — генера-
торы сигналов; 6 — солено-
ид; 7 — пьезокерамнка; 8 —
смеситель, 9 — фотоприем-
ники; 10 — схема обработки;
11 — синхронный детектор;
12 — усилитель
приводит к возникновению на выходе интерферометра сигналов
тестовой частоты Эти сигналы усиливаются и с помощью петли
обратной связи смещают рабочую точку обратно в нуль. По току
компенсации в цепи обратной связи определяют|Квазистационар-
ное поле. При данной схеме детектирования с использованием
сенсора, представляющего волоконный световод длиной 0,5 м,
приклеенный между двумя лентами метгласа, была достигнута
чувствительность 4-10-5 А/м на частоте 2 Гц.
Таким образом, волоконно-оптические интерферометрические
датчики магнитного поля (ВОИМ) могут обеспечить детектирова-
ние малых полей в диапазоне частот от тысячных долей до десят-
ков тысяч герц. Для диапазона частот выше 100 Гц достигнута
чувствительность, близкая к теоретически достижимой (4 X
X КГ7 А/м2), а при использовании волоконных световодов боль-
шой длины (100—1000 м) можно достичь чувствительности 8 X
X 10-10 А/м2. Основные трудности при создании;таких датчиков
связаны с необходимостью применения одномодовых, сохраня-
ющих состояние поляризации волоконных световодов и источни-
ков излучения, обладающих высокой когерентностью.
Для квазистационарных полей и инфранизких частот различ-
ные методы детектирования позволяют достичь чувствительности
4-10-5 А/м2. Все проблемы, возникающие в процессе создания
интерферометрических датчиков, сохраняются и для этого диапа-
зона, кроме того, требуются сложные электронные схемы детек-
тирования. На наш взгляд, принципиальным недостатком боль-
168
шинства схем ВОИМ является наличие электрических цепей
в сенсоре, что сводит на нет такое достоинство ВОД, как диэлек-
трическое исполнение, и затрудняет изготовление датчиков с раз-
личной диаграммой направленности. В этом плане перспективна
схема модифицированного интерферометра с обработкой сигналов
в цифровой форме, однако уровень шумов в этой схеме еще остается
высоким и обеспечивается чувствительность только 8-Ю"2 А/м2.
Можно предположить, что дальнейшее совершенствование этой
Рис. 3.44. Схема датчика постоянного магнитного поля,
в которой используется нулевой метод:
1 — лазер. 2 — отз&твитель; 3 — линзы; 4 — опорное плечо;
5 — сигнальное плечо, 6 — коллимирующие линзы, 7 — сме-
ситель, 5 — синхронный детектор, 9 — усилитель; 10 — гене-
ратор подмагничивания; 11 — фильтр низких частот; 12 —
чувствительный элемент
схемы позволит создать высокочувствительные датчики магнит-
ного поля для квазистационарных полей, включающие сенсоры
с заданной диаграммой направленности.
Поляризационные волоконно-оптические датчики магнитного
поля. Действие поляризационных волоконно-оптических датчиков
магнитного поля основано на детектировании поворота плоскости
поляризации излучения в сенсоре, соединенном с источником
излучения и фотоприемником волоконными световодами. Обоб-
щенная схема датчиков этого типа представлена на рис. 3.45.
Сенсор может быть изготовлен либо на основе волоконного свето-
вода, смотанного в катушки или прикрепленного к держателю
из магнитострикционного материала, либо на основе магнито-
оптических материалов, характеризующихся большим фарадеев-
ским вращением. Принцип действия датчиков, в которых исполь-
зуется магнитострикционный эффект для преобразования измене-
ния магнитного поля в изменение состояния поляризации, и
датчиков, принцип действия которых основан на эффекте Фарадея,
существенно отличаются.
169
В датчиках первого типа [317, 318] в результате деформаций
магнитострикционного материала, возникающих под действием
детектируемого магнитного поля, появляются неоднородные на-
пряжения в двулучепреломляющем волоконном световоде, кото-
рые приводят к дополнительному увеличению разности фазовых
скоростей поляризационных мод, что вызывает фазовый сдвиг 6Ф.
После прохождения анализатора (например, призмы Волластона),
установленного под углом 45° к направлению ортогональных
поляризаций, интенсивность излучения, падающего на фото-
детекторы 8 и 9, будет описываться выражениями:
Л = /0 cos2 (Ф + 6Ф); /2 = /0 sin2 (Ф J 6Ф), (3.130)
Т, Рис 3 45. Поляризационный
У] датчик магнитного поля
/ 1 — поляризатор, 2 — фокусирую-
' щая лииза, 3 — волокно; 4 — чув-
ствительный элемент; 5 — коллп-
\ у мирующая лииза, 6 — компенса-
тор, 7 — призма Волластона; 8, 9 —
-AJ фотоприемники
где Ф = р/ — фазовая задержка между поляризационными мо-
дами. Результирующий сигнал после обработки электронной
схемой пропорционален sin 6Ф:
Р1-Р2
Pi + P2
= -г1 7-А = —sin 6Ф.
'1 "Т '2
(3 131)
Фазовый сдвиг определяется изменением фаз каждой поляриза-
ционной моды (6ФЖ и 6ФЙ)
6Ф = 6ФХ — 6ФЙ, (3 132)
где
6ФХ = 18пх;
2л, 2л (3.133)
6Ф„ = nv8l -\-~18пу.
Используя выражения (3.132)—(3.133), легко'получить уравнение
для удельного изменения разности фаз [318]
6Ф 6л / 2л \ , 2л d (fin) Pi# /о 1 о/п
1Ы ~ I \ I К ~~dl (3.134)
где = пх — пу.
Чувствительность определяется в основном величиной d^/dl.
Для световодов с малым двулучепреломлением £// = 0,054 рад/м X
X мкм, a d$/dl = 1,43 рад/м. мкм. Если использовать волоконные
световоды с большим двулучепреломлением в сенсоре такой
170
конструкции, чтобы деформации магнитострикционного держателя
(цилиндра) приводили к анизотропным напряжениям по отноше-
нию к осям х и у волоконного световода, можно добиться значи-
тельного увеличения d$/dl. Для волоконных световодов с длиной
биений £„ = 2,6 мм экспериментально были зафиксированы
значения оФ/(/6/) = 4,7 рад/м-мкм. Для сравнения заметим, что
удельное изменение фазы интерферометра типа Маха — Цендера
6Ф/(/6/) = 11,3 рад/м-мкм. При использовании волоконных свето-
водов с Lp = 2,6 мм чувствительность поляризационного интер-
ферометра всего в 2,4 раза меньше, чем интерферометра Маха—
Цендера.
Незначительная потеря чувствительности в данном случае
компенсируется рядом преимуществ' не требуются ответвители,
допустимо снижение когерентности источников излучения, так как
разность длин оптического пути для поляризационных мод обычно
мала При длине волокна не более 1 м могут быть использованы
даже светодиоды. Только при использовании волокна длиной
в сотни метров и разности длин оптического пути мод, достига-
ющей нескольких сантиметров, требуются лазеры со значительной
длиной когерентности излучения. По этой же причине в поляри-
зационном интерферометре фазовые шумы играют несущественную
роль Для волоконно-оптических датчиков магнитного поля на
основе поляризационного интерферометра достигнута чувстви-
тельность 3,5- 10“4 А/м2 при работе на частоте 100 Гц при исполь-
зовании волоконных световодов с малым двулучепреломлением
и 1,8-10“® А/м2 для волоконных световодов с длиной биений
2,6 мм [318].
Итак, при работе на частотах более 100 Гц поляризационные
интерферометры почти не уступают интерферометрам других типов
по чувствительности, но имеют ряд существенных преимуществ.
Хотя возможность применения поляризационных интерферометров
для детектирования квазистационарных полей и инфранизких
частот не исследовалась, она, очевидно, существует, поскольку
принципиальных ограничений для применения детектирования по
нелинейности магнитострикционного отклика нет.
Поляризационные датчики магнитного поля на основе эффекта
Фарадея можно, в свою очередь, разделить на две группы: пол-
ностью волоконные датчики, у которых сенсор изготовлен из
волоконного световода; датчики, включающие элементы из магни-
тооптического материала, у которых волоконные световоды обес-
печивают соединение сенсора с источником и приемником излу-
чения.
В полностью волоконных датчиках под действием магнитного
поля происходит перераспределение энергии между поляриза-
ционными модами, которое проявляется как поворот плоскости
поляризации.
Соотношение между составляющими электрического поля опти-
ческого излучения, проходящего через волоконный световод
171
с однородным двулучепреломлением, может быть описано [137,
345] следующими выражениями:
Ф2 .AB Oz фг
cos cos -у— 2F sin
2F . Фг Фг . АВ „ Фг
-Ф sm -f-cos-f- + j -g. cos
'Ех (г)
-Еу (г)
’Дх(О)'
Ey^.
где Др = 2л (nx — ny)/k — двулучепреломление; F — фарадеев-
ское вращение на единицу длины;
(Ф/2)2 = (ДР/2)2 + (F)2. (3.135)
двух ортогональных мод на выходе во-
локна от числа витков в катушке при
Ех (0) = 1, Еу (0) = 0 [на поле графи-
ка в более крупном масштабе пока-
зано периодическое изменение —
Еу (г) |2/| Ех (0) |2 « sin2 (VBz/2)]
Рис. 3.46. Катушка из оптического
волокна в магнитном поле
При отсутствии внешнего
магнитного поля поляриза-
ция света, введенного в во-
локонный световод с однород-
ным двулучепреломлением под некоторым углом к осям х и у,
периодически меняется. На длине биений волоконного световода
L-p = 2л/Др осуществляется полный цикл изменения состояния
поляризации. В постоянном магнитном поле происходит перио-
дическое перераспределение энергии между поляризационными
модами. Для расчета соотношения | Ех (z) |2/| Еу (z) |2 необходимо
учитывать влияние формы сенсора на фарадеевское вращение 'и
двулучепреломление.
Для сенсора в виде катушки (рис. 3.46) фарадеевское вращение
в однородном магнитном поле, приложенном [перпендикулярно
к ее оси, определяется выражением
F = VB cos (z/R), (3.136)
где V — константа Верде (для кварцевых световодов V ~ 3 X
X 10“2 рад/А для X = 633 нм); R — радиус катушки; z опре-
деляют вдоль волокна (для одного витка z = 2лД).
Наведенное двулучепреломление описывается выражениями:
ДР = 1/R при г < Д; (3.137)
ДР = k (r2/R2) при г R, (3.138)
172
где г — радиус волокна; k — экспериментально определяемый
коэффициент, зависящий от материала волоконного световода
(для кварцевых волокон k = 1,3-103 рад-м-1 при X = 633 нм).
На рис. 3.47 представлены кривые, характеризующие распре-
деление энергии между ортогональными модами в зависимости
от числа витков в катушке N [3]. Расчет произведен по формулам
(3.135)—(3.138) для случая Ех (0) = 1, Ev (0) = 0, т. е. для ли-
нейно-поляризованного света, вводимого параллельно оси х,
для г ~ 75 мкм, R = 7,46 мм, В = 0,29 Тл.
Когда брг = 2лУ (где У — целое число витков), свет линейно
поляризован с углом Фн, определяемым выражением
Фн = ±arctg [Ev (г)/Ех (г)]. (3.139)
Для этого случая доля энергии, перераспределяемой от одной
поляризационной моды в другую, описывается простым выраже-
нием
| Еу (г) |2/| Ех (г) |2 « sin2 (УВг/2). (3.140)
Минимально детектируемый сигнал у полностью волоконных
поляризационных датчиков, в которых используется эффект
Фарадея, определяется константой Верде и оптическими потерями
в волоконном световоде. Расчет минимально детектируемого поля
из уравнения, описывающего соотношение сигнал/шум с учетом
только дробовых шумов фотодетектора, которое аналогично при-
веденному выше для интерферометрических датчиков (см. п. 3.4),
показывает, что для волоконных световодов из чистого кварца
при уровне оптических потерь 1 дБ/км оно составляет 8-10“3 А/м.
Таким образом, с точки зрения детектирования малых полей этот
метод значительно уступает интерферометрическому, поэтому
поляризационные датчики разрабатываются для измерения боль-
ших полей, например для контроля тока в линиях электропередач.
Для этих целей не требуется очень высокая чувствительность,
а такое достоинство датчика, как диэлектрическое исполнение,
оказывается очень полезным. Установлено, что с помощью поля-
ризационных датчиков возможно измерение токов от 0 до 1000 А.
Уменьшить габаритные размеры сенсоров можно за счет уве-
личения константы Верде, используя волоконные световоды из
парамагнитных материалов [137]. Однако введение редкоземель-
ных ионов в состав'волоконного световода одновременно приводит
к увеличению потерь.
В ряде случаев важную роль играет температурная стабиль-
ность датчика, а по этому параметру полностью волоконные
поляризационные датчики уступают датчикам других типов.
Поляризационные ВОД магнитного поля, основанные на эф-
фекте Фарадея, с сенсором из магнитооптического материала
обладают теми же достоинствами, что и волоконные датчики
(диэлектрическое исполнение). Это позволяет за счет выбора соот-
ветствующего материала и конструкции сенсора обеспечить боль-
173
шие значения константы Верде, термостабильность и компактность
сенсора. Важным достоинством является также использование
дешевой элементной базы (многомодовых волоконных световодов
и светодиодов). Схемы датчиков этого типа представлены на
рис. 3.48—3.49. Под действием внешнего магнитного поля пло-
скость поляризации излучения, проходящего через сенсор, пово-
рачивается на угол Фн, описываемый выражением
Ф„ = VHI, (3.141)
где Н — проекция поля на направление луча.
Рис. 3.48. Датчик магнитного поля с компонентами из парамагнитных стекол:
а — сенсор; б — общая схема датчика;
/ — входное оптическое волокно; 2 — линза; 3 — поляризаторы; 4 — призма; 5 — от-
ражающее покрытие SiO2/TiO2; 6 — магнитооптическое стекло; 7 — выходное оптическое
волокно; 8 — сеисор; 9 — подводящие оптические волокна; 10 — оптические разъемы;
11 — светоизлучающий диод; 12 — фотодиод; 13 — электропитание; 14 — система об-
ратной связи; 15 — измерительный прибор
Интенсивность линейно-поляризованного света, плоскость по-
ляризации которого повернута на угол Фн, изменяется после
прохождения анализатора следующим образом:
Pr ~ cos2 (ср — Фн); Р2 ~ cos2 (ф + Фн), (3.142)
где ф — угол между поляризатором и анализатором.
Для ф = 45° и малых Фн справедлива аппроксимация
~ 1 + 2ФН; Р2 ~ 1 — 2ФН. ' ' (3.143)
После обработки сигналов в решающем устройстве выходной
сигнал становится пропорциональным Фн:
Т = ~ 2®«- (3.144)
Такая схема обеспечивает невосприимчивость к амплитудным шу-
мам источника излучения и вибрациям.
Материалы, применяемые для изготовления сенсоров, должны
характеризоваться большими значениями постоянной Верде,
обеспечивать стабильность ее значений в диапазоне измеряемых
магнитных полей, малые оптические потери.
174
В табл. 3.9 приведены значения постоянной Верде материалов,
используемых в настоящее время в датчиках [52]. Наиболее
широко применяются парамагнитные стекла и пленки редко-
земельных феррогранатов [195, 388, 392].
Схема датчика на основе парамагнитных стекол представлена
на рис. 3.48. Для обеспечения компактности и достаточно большой
длины оптического пути используется многократное отражение
света. В полосе частот 1 кГц минимально детектируемый сигнал
составляет 2,4. 102 А/м, обеспечивается линейность отклика в диа-
пазоне частот до 500 Гц.
Рис. 3.49. Волоконно-оптический датчик магнитного поля на
феррогранатовой пленке:
1 — преобразователь напряжения; 2 — схема питания источника из-
лучения; 3 оптические волокна; 4 — стержневая линза; 5 — призма;
6 — поляризационный расщепитель пучка; 7 — феррогранатовая плен-
ка; 8 — двулучепреломляющая призма; 9 — фотопрнемник; 10 — схема
электронной обработки сигнала
Схема датчика магнитного поля на основе пленок редкоземель-
ных феррогранатов приведена на рис. 3.49. Важным достоинством
подобных датчиков является термостабильность. Линейность от-
клика в диапазоне напряженности магнитного поля 80—8.103 А/м
составляет не менее ±1 %.
В диапазоне температур —20 ... +80 °C непостоянство выходного
сигнала фиксировалось в пределах ±0,5 %, частотный диапазон
составлял 10—15-Ю3 Гц. Диапазон измеряемых магнитных полей
Таблица 3.9. Константы Верде материалов, используемых
в поляризационных ВОД [75, 212]
Материал Константа Верде. рад/А Длина волны, мкм
Парамагнитные стекла Селенид цинка Германат висмута Силикат висмута Железоиттриевый гранат Иттриево-иттербиевый феррогранат Эпитаксиальные пленки редкоземельных феррогранатов (1,14-2,6) 10-5 7,4-10“5 7-10~6 3,7-10"5 5,7-10-3 1.3-10-2 7,4-10"2 1,06 0,82 0,85 0,87 1,27 1,27 0,83
175
для датчиков на пленках редкоземельных феррогранатов опре-
деляется полем насыщения материала. Подобрав пленку опре-
деленного состава, можно обеспечить детектирование полей до
1,6.10е А/м [394]. Датчики магнитного поля на основе пленок
феррогранатов в основном разрабатываются для измерения боль-
ших полей и конструируются на основе схемы, представленной
на рис. 3.49, в которой излучение распространяется перпендику-
лярно к плоскости пленки. При этом нижний предел детектиру-
емых полей определяется характеристиками движения доменных
границ (коэрцитивностью, шумами Баркаузена) и на сегодня
составляет 8.10“2 А/м. Использование пленок с монодоменной
Рис. 3.50. Датчик магнитного поля
на монодоменной пленке из ферро-
гранатов:
1 — источник излучения; 2 — пленка
феррограната; 3 — катушка, создающая
поле насыщения; 4 — катушка, созда»
ющая внешнее поле; 5 — анализатор;
6 — фотопрнемник
4 Л ‘ ч и и
i и оооососюооооооооо
структурой, имеющих очень малые поля насыщения (менее 102 А/м)
с вектором намагниченности, лежащим в плоскости пленки,
и применение волноводного распространения света позволяют
увеличить чувствительность датчиков до 8-10'“ А/м [141]. Схема
построения датчика на монодоменной пленке представлена
на рис. 3.50. В этом датчике излучение непосредственно вводится
в пленку от источника излучения и выводится на фотодетектор,
однако принцип действия датчика не изменяется при соединении
пленки с источником и приемником излучения волоконными
световодами. Теоретически достижимый минимально детектиру-
емый сигнал при данной конструкции составляет 4,8-10~6 А/м.
Таким образом, поляризационные ВОД магнитного поля могут
быть созданы для детектирования полей от 8-10-8 до 1,6. 108 А/м.
Для измерения больших полей целесообразно применение более
простых датчиков, в которых используется эффект Фарадея. На
наш взгляд, перспективны датчики с сенсорами из’ парамагнит-
ного стекла или пленок феррогранатов, так как они не требуют
применения одномодового волокна и одномодовых источников
излучения, более технологичны и обеспечивают хорошую стабиль-
ность параметров. При детектировании малых полей поляриза-
ционные интерферометры могут конкурировать по чувствитель-
ности с интерферометрами других типов, для конкретных целей
их применение может оказаться наиболее целесообразным в связи
с простотой технологии их изготовления. Для’некоторых конкрет-
ных задач перспективно использование датчика на пленках из
феррогранатов при волноводном распространении излучения,
так как не всегда требуется максимальная чувствительность.
176
Хотя электронная обработка сигналов довольно сложна, такие
датчики обладают целым рядом достоинств: они имеют малую
массу и габаритные размеры, не требуют применения коге-
рентных источников излучения и одномодовых волоконных свето-
водов.
Волоконно-оптические датчики магнитного поля с модуляцией
интенсивности. Действие датчиков этого типа основано на изме-
нении интенсивности излучения, проходящего по волоконному
световоду под действием внешнего магнитного поля. Методы
внесения затухания с помощью шторки [156], микроизгибов
и другие подробно описаны выше для датчиков акустических
полей. Все эти методы применимы в принципе и для создания
датчиков магнитного поля, например за счет прикрепления шторки
или волоконных световодов к магнитострикционному мате-
риалу [156]. Амплитудные датчики магнитного поля могут обес-
печивать высокую чувствительность (8-10“7 А/м), в том числе
и в области квазистационарных полей в идеальных условиях
(в отсутствии вибрации и других внешних полей). Но их основным
и очень существенным недостатком является восприимчивость
к вибрациям и акустическим полям, поэтому чувствительность
в реальных условиях катастрофически ухудшается и сейчас пер-
спективы этого типа датчиков сомнительны.
Рассмотренные выше результаты работ по созданию ВОД
магнитного поля показывают, что с использованием различных
принципов действия и нескольких типов детектирования и выделе-
ния сигналов на фоне собственных и внешних шумов могут быть
созданы волоконно-оптические датчики для широкого диапа-
зона полей и частот.
Для детектирования больших полей волоконно-оптические
датчики не имеют конкурентов среди других датчиков магнитного
поля благодаря диэлектрическому исполнению, что исключает
возможность короткого замыкания.
В области малых полей (от 8-10~4 до 80 А/м) в диапазоне частот
выше 100 Гц у них много конкурентов (индукционные датчики,
датчики на гальваномагнитных эффектах). Здесь целесообразность
применения волоконно-оптических датчиков определяется кон-
кретной задачей, оно предпочтительно там, где необходимы ди-
электрическое исполнение, гибкость системы, позволяющая фор-
мировать заданную диаграмму направленности.
В области низких полей (8-10-7—8-10"4 А/м) и инфранизких
частот (1 Гц) конкуренцию волоконно-оптическим датчикам со-
ставляют квантовые оптические магнитометры, существенным
недостатком которых является высокий уровень потребляемой
мощности. В областях применения, где потребление мощности
не лимитировано, волоконно-оптические датчики уступают кван-
тово-электронным, но для создания мобильных и автономн ых
устройств они являются на сегодня единственно возможным типом
датчиков.
177
В области сверхнизких полей (8.10-11—8-10-7 А/м) с волокон-
но-оптическими датчиками конкурируют только квантово-
интерференционные датчики на слабосвязанных сверхпроводни-
ках (сквиды). Но сквпды являются криогенными устройствами,
чувствительный элемент которых работает при гелиевых темпе-
ратурах, и в связи с этим требуют потребления больших мощно-
стей. Для стационарного применения, когда не лимитированы
габаритные размеры и уровень мощности, целесообразность при-
менения сквидов или волоконно-оптических датчиков опреде-
ляется характером конкретной задачи. При создании автономных
устройств в этой области у волоконно-оптических датчиков нет
конкурентов.
Необходимо подчеркнуть также различную степень сложности
технологии изготовления волоконно-оптических датчиков ма-
гнитного поля для различных диапазонов полей и частот. Датчики
для сильных полей очень техноло!ичны, основаны на простой
и дешевой элементной базе. В датчиках низких и сверхнизких
полей чаще всего применяют одномодовые волоконные световоды
и когерентные источники излучения Различные конструкции,
конечно, характеризуются и различной сложностью изготовления,
но применение одномодовых элементов уже само по себе снижает
технологичность, возможности автоматизации производства.
В этом диапазоне полей в области низких и инфранизких частот,
кроме того, требуется достаточно сложная электронная обработка
сигналов, что также усложняет технологию изготовления.
КОМПОНЕНТЫ ВОЛОКОННО-
ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ
И УСТРОЙСТВ
Быстрый прогресс в разработке и применении раз
личных типов волоконно-оптических датчиков сделал
актуальной задачи объединения таких датчиков в си-
стемы. Решение этой проблемы на первый взгляд
облегчалось удобством стыковки большинства датчи-
ков с надежными и широкополосными волоконно-
оптическими линиями передачи, но на практике
оказалось весьма сложным. Дело в том, что в си-
стемах, содержащих большое число одинаковых или
разнородных датчиков, крайне нецелесообразно ис-
пользование такого мощного средства передачи ин-
формации, как волоконно-оптический тракт, для
связи с каждым из датчиков порознь.
Объемы информации, поступающие от боль-
шинства современных датчиков в единицу времени,
сравнительно невелики, и естественно, что возни-
кает тенденция к объединению информационных
потоков от датчиков к средствам обработки и распре-
деления информации. Однако такому объединению
препятствует сравнительно бедная номенклатура
волоконно-оптических элементов, выпускаемых
в настоящее время. Эта номенклатура ограничена,
по сути дела, разъемами и разветвителями.
Очевидно, что для создания систем со сложной
архитектурой и тем более гибких систем требуется
разработка таких устройств, как модуляторы, гене-
раторы, аттенюаторы, спектральные фильтры, вен-
тили и фотодетекторы. Большинство этих устройств
успешно функционирует в традиционном макро-
скопическом исполнении. Однако из материалов
предыдущих глав ясно, что каждое преобразование
оптического сигнала, например из набора волновод-
179
ных мод волокна в излучательные моды свободного пространства
и обратно, неминуемо сопровождается потерями энергии. Еще
большими потерями чревато преобразование оптической энергии
в электрическую и обратно, как это имеет место в ретрансляторах.
Отсюда ясно, что для успешной разработки разнообразных
локальных сетей на базе волоконной оптики необходимо создание
широкого набора функциональных элементов в волоконном испол-
нении. Кроме указанного, такие элементы могут иметь и другое
назначение. Например, высококачественные интерференцион-
ные волоконные фильтры помимо волоконно-оптических систем
со спектральным уплотнением могут использоваться для создания
спектральных приборов и т. д.
В данной главе рассмотрены основные типы оптических при-
боров и функциональных устройств, перспективных с точки зрения
использования в волоконно-оптических системах. Анализируются
возможности и перспективы использования этих устройств в во-
локонном, планарном и микрооптическом исполнении.
4.1. Основные направления и проблемы
в создании волоконно-оптических
. функциональных устройств
Интегрирование различных функциональных уст-
ройств на единой физической базе — оптическом волокне — не
является самоцелью, а продиктовано очевидной целесообраз-
ностью. В то же время нельзя не видеть, что в настоящее время
далеко не все необходимые компоненты волоконно-оптических
систем могут быть изготовлены в волоконном исполнении. В этом
случае необходим разумный выбор оптимального варианта кон-
струкции: она может быть микрооптической, т. е. с включением
традиционных, но малогабаритных элементов, планарной, т. е.
основанной на принципах интегральной оптики, или (в перспек-
тиве) волоконно-оптической.
Источники излучения являются одним из ключевых классов
устройств для волоконно-оптических систем. Основные дости-
жения в создании источников связаны с планарными и полоско-
выми структурами. В последнее время особое внимание привле-
кают волоконные источники и усилители света в связи с их
уникальными свойствами. Оптические модуляторы и~аттенюаторы,
столь необходимые для достижения тех широких возможностей,
которые предоставляют волоконно-оптические системы, суще-
ствуют пока в микрооптической и планарной формах. Спектраль-
ные фильтры интерференционного типа для систем со спектраль-
ным уплотнением хорошо известны и могут быть изготовлены
в микрооптическом варианте. Однако недавние исследования
доказали высокое качество интерференционных волоконных филь-
180
тров, и это направление представляется чрезвычайно перепек*
тивным также для создания лазерных зеркал и датчиков спек-
трального типа (см. п. 3.1).
Фотодетекторы на основе волоконных структур, казалось бы,
сильно уступают хорошо разработанным традиционным устрой-
ствам на базе кремния и германия. Однако их выгодно отличает
возможность безразрывного съема информации.
Соединители (разъемы) хорошо разработаны, и доводка их
параметров до теоретического предела — чисто техническая про-
блема. Значительно сложнее дело обстоит с многопотоковыми
разветйителями, объединителями, а также мультиплексорами и
демультиплексорами. Последние два класса устройств в отличие
от разветвителей и объединителей разделяют и суммируют свето-
вые потоки на различных длинах волн.
Легко увидеть, что почти все устройства, рассмотренные выше,
могут быть изготовлены на основе любой технологии: волоконной,
микрооптической, планарной (табл. 4.1). Волоконная и микро-
оптическая технология наиболее развиты в части создания пас-
сивных оптических устройств: соединителей, ответвителей, пере-
ключателей и т. д. Эти устройства разработаны с параметрами,
близкими к теоретически достижимым, и осваиваются произ-
водством.
Таблица 4.1. Оптоэлектронные и оптические устройства
световодных систем
Устройства На основе волоконных световодов Мнкроопт На основе сфериче- ских и гра- диентных линз чческне На осно- ве трех- мерных линз На основе планарных н полоско- вых свето- водов
Источники излучения Оптические модуляторы Спектральные и поляриза- ционные фильтры Фотодетекторы Оптические вентили Соединители ИИ—ВС » ВС—ВС » ВС—ПС » ВС—ФД Оптические переключатели Светоделительиые устрой- ства (ответвители, де- мультиплексоры, поля- ризационные делители) Оптические аттенюаторы и и и и и р р р р р р р р р р р р р р р р в и в и и в в и в р р и р и р и и и
Примечание Р возможна реализация, ИИ - ПС — полосковый световод, — разработаны, И — в стадии исследований, В — - источник излучения, ЦС — волоконный световод, ФД — фотодетектор
181
Планарная технология наибольшие успехи имеет в области
создания лазеров, свето- и фотодиодов. Практически все источ-
ники излучения и фотодетекторы, применяемые в реальных
системах, изготавливаются по планарной технологии.
Каждый вид технологии оптимален для определенной группы
устройств и обеспечивает им наилучшие параметры и техноло-
гичность за счет возможности выбора оптимальных материалов
и конструкции для дискретных устройств. Однако стремление
к интеграции устройств на единой основе (волоконном световоде,
подложке, микрооптической пластине) и улучшению за счет этого
параметров узлов в целом стимулирует разработку устройств,
не типичных для данного вида технологии, например волоконных
лазеров или планарных переключателей. Имеются, серьезные
успехи в этом направлении. Но устройства, интегрированные
на единой основе, еще не достигли параметров, необходимых для
реальной аппаратуры.
4.2. Источники излучения.
Требования к источникам излучения
для волоконно-оптических систем
Общие требования к источникам излучения для воло-
конно-оптических систем связи и измерительных систем можно
сформулировать следующим образом:
длина волны излучения источника должна совпадать с одним
из минимумов спектральных потерь волоконных световодов;
конструкция источника должна обеспечивать достаточно высо-
кую мощность выходного излучения и эффективный ввод его
в волоконные световоды;
источник должен иметь высокую надежность и большой срок
службы;
габаритные размеры, масса и потребляемая мощность должны
быть минимальными;
простота технологии должна обеспечивать невысокую сто-
имость и высокую воспроизводимость характеристик.
Особенности конкретных систем предъявляют ряд специфи-
ческих требований к характеристикам источников излучения.
Весьма жесткими эти требования являются в высокоскоростных
системах передачи информации на большие расстояния с исполь-
зованием одномодовых волоконных световодов и в фазовых воло-
конно-оптических датчиках. В первую очередь, речь идет о спек-
тральных характеристиках излучения. Уширение световых им-
пульсов в одномодовых волокнах вследствие дисперсии пропор-
ционально ширине спектра излучения, скорость передачи инфор-
мации обратно пропорциональна ей. Для заданных скорости
передачи У (бит/с), длины световода L (км), дисперсии первого
182
порядка в световоде S (пс/км.нм) при перекрытии соседних свето-
вых импульсов 0,1 верхняя граница ширины спектра излучения
источника (в нм) [15]
Д^п.ах = Ю12/NSL. (4.1)
В фазовых волоконно-оптических датчиках ширина спектра
излучения источника и соответствующая ей длина когерентности
определяет допустимую разность хода 8L в плечах интерферо-
метра, т. е. требования к точности их выравнивания при изготов-
лении .прибора. При заданном 8L максимально допустимая ши-
рина спектра излучения
А7тах « Ц/SL, (4.2)
где 70 — центральная длина волны в спектре изл?> чения источника
Легко реализуемое в приборе значение 8L — 10~2 м накладывает
жесткие ограничения на ширину спектра источника: ДА.ПНЧ я»
~ 0,07 нм при 7.0 = 0,85 мкм Исключение составляют фазовые
датчики вращения на кольцевых волоконных интерферометрах
(см. п 3.6), для которых требования к источникам существенно
ниже
В перспективных ВОСП с когерентным приемом необходимы
источники не только с узким спектром, но и с высокой долго-
временной стабильностью центральной длины волны Хо. Высокая
стабильность необходима и в многоканальных системах со
спектральным уплотнением, если спектральный интервал между
соседними каналами невелик
Естественно, что в высокоскоростных системах передачи зна-
чительные требования предъявляются и к динамическим характе-
ристикам источников света Удобнее всего использовать источ-
ники, допускающие прямую модуляцию интенсивности, частоты
или фазы излучения без существенных изменений других пара-
метров (модового состава, диаграммы направленности), появления
самопульсаций и т. д.
Существенно ниже требования к характеристикам источников
света, предназначенным для использования в системах передачи
данных на небольшие расстояния с относительно малой скоростью:
внутриобъектовых системах, сетях ЭВМ и т. п., а также в измери-
тельных системах на амплитудных ..волоконно-оптических датчи-
ках. В этих системах, как правило, используются волоконные
световоды со ступенчатым профилем показателя преломления,
у которых кварцевая сердцевина заключена в полимерную обо-
лочку, или изготовленные на основе многокомпонентных стекол.
Полоса пропускания частот определяется межмодовой дисперсией
световодов, так что использование когерентных источников теряет
смысл Более того, в амплитудных датчиках, особенно в датчиках
разрывного типа, когерентность излучения повышает уровень
шумов и тем самым увеличивает порог чувствительности прибора.
183
Вызвано это тем, что при прохождении когерентного света по
многомодовому волоконному световоду на торце его в результате
интерференции многих мод образуется спекл-структура, чрезвы-
чайно чувствительная к внешним воздействиям (давлению, тем-
пературе, кручениям, изгибам). Выделение на чувствительном
элементе датчика (шторке, решетке, торце выходного световода)
части изменяющейся спекл-структуры приводит к появлению
дополнительных (так называемых ««модовых») шумов (см. п. 3.4).
В этой связи целесообразно использование в амплитудных ВОД
источников излучения с длиной когерентности меньшей, чем
минимальная разность хода между модами световода.
Источники излучения с прямой модуляцией для аналоговых
систем передачи информации должны в широком динамическом
диапазоне иметь линейный отклик на модулирующий сигнал.
В настоящее время можно рассматривать три класса источни-
ков излучения для волоконно-оптических систем: планарные полу-
проводниковые, волоконные и объемные микрооптические источ-
ники (микролазеры). Все они в той или иной мере удовлетворяют
изложенным выше требованиям, однако только планарные полу-
проводниковые источники — светоизлучающие диоды и ла-
зеры — широко используются в реальных системах. Волоконные
лазеры, несмотря на целый ряд достоинств, не вышли из стадии
исследований, это же касается и объемных микролазеров, область
возможного применения которых значительно уже. Интенсивное
развитие полупроводниковых источников света связано, в первую
очередь, с уникальным сочетанием важных для световодных
систем положительных свойств, таких как непосредственное
преобразование энергии электрического тока в световое излучение
с высокой эффективностью, возможность прямой модуляции пара-
метров излучения током накачки с высокой скоростью, малый
вес и габаритные размеры.
Полупроводниковые источники излучения. Успехи в области
технологии изготовления полупроводниковых источников света
связаны с использованием двойных гетероструктур (ДГС). Реали-
зация идеи использования двойной гетероструктуры [2, 3] при-
вела к созданию полупроводниковых лазеров, работающих в не-
прерывном режиме при комнатной температуре, и* эффективных
светодиодов. Число опубликованных работ по физике и технологии
этих устройств составляет несколько сотен, причем темпы работ
и публикаций отнюдь не снижаются. Важность проблемы вызвала
появление отечественных и зарубежных монографий и обзорных
работ [45, 50, 72]. Мы намеренно ограничиваем рассмотрение
анализом конструкций, характеристик и тенденций развития тех
групп полупроводниковых источников света, которые, на
наш взгляд, наиболее перспективны для использования в различ-
ных световодных системах.
.Лазеры на ДГС (рис. 4.1, а) имеют низкие пороговые токи
накачки по двум основным причинам.
184
1. Увеличение ширины запрещенной зоны вверху и внизу
активного слоя из узкозонного полупроводника эффективно огра-
ничивает толщину области с неравновесным распределением
носителей (области с инверсной населенностью) толщиной этого
слоя. В гомолазерах (рис. 4.1,6) толщина активной зоны опре-
деляется длиной диффузии неосновных носителей.
2. Активный слой полупроводника с узкой запрещенной зоной
имеет более высокий показатель преломления, чем прилегающие
Рис. 4.1. Структура и распределение инверсной населенности Л',
показателя преломления п н электрической составляющей поля
Е лазеров на ДГС (а) и с гомопереходом (б):
1 — подложка с электронной проводимостью (п — GaAs); 2 — широко-
зонный эмиттерный слой с n-проводимостью (и — GaxAl1_xAs); 3 —
узкозонный активный слой (и — GaAs); 4 — широкозонный эмиттерный
слой с дырочной проводимостью (р — Ga^Alj xAsj; 5 — слой узко-
зонного полупроводника с р-пр сводимостью (р — GaAs); 6 ~ п — GaAs:
7 — р — GaAs
к нему слои полупроводников с широкой зоной. Это означает,
что двойная гетероструктура представляет собой планарный
волновод, световое поле вследствие этого локализовано в активном
слое и эффективно усиливается им.
Для снижения до минимума безызлучательной рекомбинации
в активном слое необходимо, чтобы параметры кристаллических
решеток материалов, образующих гетеропереход, были макси-
мально близки, в противном случае появляются дислокации рас-
согласования. Именно поэтому в настоящее время широко освоен
выпуск лазеров и светодиодов на тройном соединении Ga^Al^As,
у которого решетка остается практически постоянной при изме-
нении величины х. Ширина запрещенной зоны у этого соединения
Ее такова, что длина волны излучения лазера = chjEg (X =
= 1,2398/Ag) лежит в диапазоне 0,8—0,9 мкм. Рекордно низкие
потери (<0,2 дБ/км) в волоконных световодах высокого качества
185
и минимальная дисперсия на длинах волн вблизи 1,3 мкм и
1,55 мкм стимулировали разработку источников излучения для
спектрального диапазона 1 —1,6 мкм. В последние годы освоен
выпуск лазеров и светодиодов на четверном соединении
In^Gaj^As,которые перекрывают диапазон от 0,95 до
1,65 мкм.
Основные тенденции совершенствования конструкции и харак-
теристик источников излучения на двойной гетероструктуре будут
рассмотрены на примере GaAlAs соединений с учетом того факта,
что большая часть результатов применима и к источникам на чет-
верных соединениях.
Лазеры на ДГС прошли многочисленные стадии оптимизации
конструкции и характеристик. Наиболее распространенный тип
Рис. 4 2. Структура (а) и рас-
пределение показателя прелом-
ления п по площади контакта (б)
лазера на ДГС с полосковым
контактом:
1 — металлический контакт; 2 —
п —GaAs, 3 — п— Ga;J.Al1_xAs; 4 —
п (р) — GaAs, 5 — р — Ga_lAl1 ^As;
6^— р — GaAs; 7 — SiO^
резонатора таких лазеров — это полосковый волноводный аналог
открытого оптического резонатора Фабри—Перо (рис. 4.2),
зеркалами которого являются параллельно сколотые торцы кри-
сталла. Высокий показатель преломления п « 3,6 обеспечивает
достаточный коэффициент отражения г л; 0,3. По оси х (рис. 4.2),
т. е. в направлении, перпендикулярном слоям гетероструктуры,
скачок показателя преломления в узкозонном активном слое
GaAs приводит к тому, что структура представляет собой, как
отмечалось выше, планарный волновод и световое поле практи-
чески локализуется в активном слое. Толщина активного слоя
его показатель преломления п и скачок показателя преломления
Ап определяют число направляемых мод этого волновода. Обычно
в GaAlAs при dx < 1 мкм условия распространения выполняются
только для основной моды. Уже первые разработки ясно пока-
зали, что существует необходимость создания условий для распро-
странения волн и в плоскости самого активного слоя (уг на
рис. 4.2). В гетеролазерах в настоящее время обязательно тем или
иным способом создается не планарный, а полосковый световод.
Соответственно и инверсная населенность создается не по всей
ширине слоя узкозонного полупроводника, а концентрируется
в области полоскового световода.
186
Лазеры с полосковым световодом обладают рядом значитель-
ных достоинств с точки зрения использования в световодных
системах: 1) излучающая площадка в таких лазерах мала, что
улучшает условия ввода их излучения в одномодовые световоды;
2) малые размеры области с инжекцией носителей существенно
снижают пороговый ток накачки, по этой же причине легче из-
бежать возникновения дефектов в активной области, что суще-
ственно для характеристик лазера.
Лазеры можно подразделить на две группы, в зависимости
от способа формирования полоскового световода в планарной
гетероструктуре: он может быть образован профилем усиления
или профилем показателя преломления.
Входящие в каждую из групп лазеры имеют много общего в про-
цессах генерации и, как следствие, в характеристиках излучения.
Поэтому вначале рассмотрим наиболее типичные для обеих групп
конструкции, а затем проанализируем принцип их действия.
К числу структур со световодом, образованным профилем
усиления, относится лазер с полосковым контактом (рис. 4 2).
Контакт на верхнем слое р — GaAs ограничен изолирующим
слоем SiO2, в котором вытравлена полоска шириной dy = 5-4-
4-20 мкм. Из-за расплывания тока усиливающий слой несколько
шире, чем dy. Главный механизм образования полоскового свето-
вода состоит в том, что, как показано в ряде работ [46, 245],
наличие градиентного распределения усиления (т. е. мнимой
части комплексного показателя преломления) в среде приводит
к локализации светового поля в области с большим усилением.
Этому основному механизму способствует слабое увеличение
показателя преломления в активной области из-за нагрева и
противодействует уменьшение показателя преломления, связан-
ное сею зависимостью от концентрации инжектированных носи-
телей. Естественно, что соотношение между этими тремя факто-
рами зависит от тока накачки и вызывает изменение параметров
полоскового световода и полоскового резонатора лазера. Это
приводит к сильной зависимости всех характеристик лазера
с полосковым контактом от уровня накачки.
Другой типичной конструкцией со световодом, сформирован-
ным усилением, является лазер с боковым ограничением тока
высокоомными областями. Примером может служить лазер с про-
тонной изоляцией (рис. 4.3, а). Предварительно защищенная
в области контакта гетероструктура бомбардируется протонами
с высокой энергией. Облучение полупроводника частицами высо-
кой энергии (в данном случае — протонами) приводит к созданию
дефектов кристаллической решетки и уменьшению проводимости.
В результате ток инжекции ограничивается с двух сторон высоко-
омными областями. Ограничение это более жесткое, чем у лазера
с полосковым контактом, однако параметры полоскового резона-
тора и соответственно излучения продолжают изменяться с ро-
стом накачки, хотя и в меньшей мере.
187
Гораздо более стабильные полосковые резонаторы лазеров
формируются профилем показателя преломления. В конструкции
лазера со скрытой гетероструктурой (рис. 4.3, б) осуществляется
жесткая локализация светового поля и области с инжекцией
неосновных носителей. В результате химического травления
двойной гетероструктуры и последующего заращивания вытрав-
ленной области формируется узкозонный слой GaAs, ограничен-
ный с четырех сторон гетеропереходами. В результате получается
прямоугольный световод со ступенчатым профилем показателя
б — со скрытой гетероструктурой; в — с поперечным
р—«-переходом; г — с каналом в подложке:
1 — п — GaAs; 2 — п — Оад.А11_хАз; 3 — п (р) — GaAs; 4 —
р — GaxAlx xAs; 5 — р — GaAs; 6 — высокоомные области,
7 — р — Ga АЦ *As; 8 — область с диффузией цинка; 9 —
канал в подложке
преломления. Размер его по оси у выбирают из условия существо-
вания только основной поперечной моды, обычно dy < 1 мкм.
Такой лазер генерирует в одночастотном режиме 1 при непрерыв-
ной накачке. Лазер имеет малую излучающую площадку сечением
~1 мкм2, диаграмму направленности с круговой симметрией
и рекордно низкий пороговый ток (/п = 4,5 мА при = 0,7 мкм).
Модификация этой конструкции — двухканальный лазер со скры-
той гетероструктурой на четверном соединении InGaAsP — имеет
очень высокую выходную мощность — 50 мВт в непрерывном
режиме на длине волны 1,3 мкм [280].
Лазер с поперечным р — н-переходом изготавливается по
более простой технологии, однако имеет хорошие характеристики
излучения. В часть гетероструктуры (рис. 4.3, в) методом диффу-
зии вводится цинк, и центральный узкозонный слой GaAs раз-
1 Здесь"» далее под одночастотным режимом понимается генерация на одной
продольной моде резонатора с поперечным распределением, соответствующим
основной моде полоскового световода.
188
деляется на две половины — с электронной и дырочной про-
водимостями, Ток инжекции протекает таким образом, что элек-
троны и дырки инжектируются вдоль оси у, область с инверсной
населенностью вдоль этой оси ограничивается длиной диффузии
инжектируемых носителей, а по оси х — гетеропереходами. Вдоль
оси у образуется градиентный профиль показателя преломления,
обусловленный диффузией цинка с максимумом в области
р — «-перехода. Градиентный по оси у, но ступенчатый по оси х
световод, сформированный таким образом, является одномодовым.
Лазер работает в одночастотном режиме до уровней накачки,
в два раза превышающих пороговый.
В лазере с каналом в подложке световод формируется профилем
подложки (рис. 4.3, г). Гетероструктура выращивается на под-
ложке, в которой предварительно вытравливается канал. В такой
конструкции осуществляется эффективная селекция поперечных
мод. Поле мод высших порядков проникает в подложку дальше,
чем поле основной моды, поглощение в подложке достаточно
велико, так как она выполнена из п — GaAs с узкой запрещенной
зоной. Лазер с каналом в подложке также работает на одной
частоте в непрерывном режиме в достаточно большом интервале
токов накачки.
Как уже говорилось, почти все характеристики лазеров опре-
деляются стабильностью волноводных свойств полоскового резо-
натора, поэтому лазеры второй группы имеют, как правило,
лучшие параметры излучения.
Спектр излучения лазеров на ДГС, как и всех лазеров, опре-
деляется спектром мод резонатора и взаимодействием полей этих
мод в активной среде. В полупроводниковых лазерах ширина
линии ненасыщенного усиления обычно по крайней мере на по-
рядок превышает интервал между соседними продольными модами
(для типичных конструкций с длиной резонатора 200—400 мкм
интервал между соседними продольными модами составляет 0,25—
0,5 нм для л0 = 0,85 мкм). В подобных случаях наиболее распро-
страненным для лазеров с другими активными средами является
режим генерации на многих продольных модах (многочастотный
режим), обусловленный, как правило, одним из двух факторов
(часто их сочетанием): спектральной или пространственной не-
однородностью усиления (см., например, работы [49, 86]). (лек-
тральная неоднородность усиления (неоднородное уширение линии
усиления) обусловлена тем, что резонансные частоты переходов
возбужденных частиц распределены в некотором спектральном
интервале и суммарная линия усиления есть суперпозиция многих
однородно уширенных линий отдельных частиц. В этом случае
насыщение усиления на частоте одной из продольных мод резо-
натора в процессе генерации приводит к уменьшению усиления
только вблизи этой частоты. В линии усиления «выжигается»
спектральная «дыра» с шириной, примерно равной ширине одно-
родно уширенной компоненты. При этом нет препятствий для
189
генерации других продольных мод, частоты которых лежат вне
«выжженной дыры».
Если линия усиления уширена однородно (резонансные ча-
стоты переходов всех возбужденных частиц совпадают), генерация,
возникающая на частоте продольной моды, ближе других рас-
положенной к максимуму линии усиления, приводит в результате
насыщения к уменьшению усиления на всех частотах, так что
в стационарном режиме должна генерироваться только одна мода.
Однако в резонаторе Фабри—Перо распределение поля есть
стоячая волна, в пучностях этой вол-
а) ны инверсная населенность убывает
в результате генерации, тогда как в
.I, узлах, где поле равно нулю, инверс-
. 1 I д Д Л д 1 1 ная населенность остается практичес-
lIOJuUUUuIAjL. ки неизменной. Таким образом, про-
исходит пространственное «выжига-
|Л ниедыр» в распределении усиления в
активном теле и создаются условия
для генерации другой продольной
моды.
JB лазерах на ДГС особенности
активной среды и конструкции резона-
. Рис. 4.4. Спектры излучения лазера на ДГС
и'- со скрытой гетероструктурой: а — у порога
....—. . ___________генерации; б — при превышении порогового
——7*4/ Л. уровня накачки в 1,3 раза
тора приводят к специфическим процессам в развитии спектра мод
с ростом уровня накачки. Высокий коэффициент усиления и нали-
чие волновода делают пороговое условие генерации асимптотиче-
ским [72 ], вблизи порога генерации из широкой линии спонтанного
излучения начинают формироваться отдельные линии, соот-
ветствующие модам с высокой добротностью. При токах на-
качки, близких к пороговому значению, спектр всех лазеров
на гетероструктурах достаточно широкий и включает большое
число продольных мод (рис. 4.4, а). На наш взгляд, опубликован-
ный в работе [72] экспериментальный материал свидетельствует
о том, что осевая и поперечная диффузии неравновесных носителей
в активном слое достаточно эффективно сглаживают выжигание
пространственных дыр в распределении инверсной населенности
в пучностях стоячей световой волны. В этом случае эволюция
спектра излучения в лазерах второй группы, стабильно генери-
рующих излучение на основной поперечной моде, хорошо соот-
ветствует модели, развитой в работе 172].
Линию усиления полупроводникового лазера можно считать
однородно уширенной, пока скорость стимулированной рекомби-
нации носителей не станет сравнимой со скоростью внутризонной
190
релаксации, что соответствует квазиравиовесному распределению.
Другими словами, до достижения определенных уровней излуча-
емой мощности лазера в результате внутризонной релаксации
заполняются выжигаемые этим полем спектральные дыры в ли-
нии усиления. При высокой плотности поля излучения скорость
выжигания дыр становится сравнимой со скоростью их заполне-
ния, усиление насыщается только на определенном спектральном
участке линии, на соседних участках могут выполняться условия
генерации других продольных мод — спектральная линия усиле-
ния начинает вести себя как неоднородно уширенная. Экспери-
мент показывает [14, 334], что большинство лазеров второй
группы соответствует этой модели. В непрерывном режиме генера-
ция излучения на многих продольных модах при увеличении
накачки до порогового значения сменяется генерацией на одной
продольной моде (рис. 4.4, б), что обусловлено однородным харак-
тером спектрального уширения линии усиления. У большинства
лазеров второй группы — на скрытой гетероструктуре, с попереч-
ным переходом, с каналом в подложке — одночастотный режим
стабилен до тех пор, пока уровень накачки не превышает более
чем вдвое порогового значения, уровень выходной мощности
при этом достигает 10 мВт. Однако с дальнейшим ростом уровня
накачки обычно наблюдается переход к многомодовой генерации,
обусловленный скорее всего выжиганием спектральной дыры
в усилении.
Лазеры первой группы, у которых наблюдаются переходы
генерации с одной поперечной моды на другую (или другие),
генерируют, как правило, несколько продольных мод, так как
продольным модам с различными поперечными индексами соответ-
ствуют разные пороговые значения.
Таким образом, лазеры второй группы работают в одночастот-
ном режиме в довольно широком диапазоне накачек. Однако
это реализуется только в непрерывном режиме генерации. Им-
пульсная модуляция существенно меняет спектральные характе-
ристики лазеров, о чем речь пойдет ниже.
Ширина линии излучения рассмотренных выше лазеров с ре-
зонатором Фабри—Перо, работающих в одночастотном режиме,
измеренная в течение короткого (порядка единиц секунд) времени
при комнатной температуре, может быть достаточно узкой —
десятки мегагерц. Однако сильная зависимость ширины запрещен-
ной зоны от температуры приводит к тому, что длина волны,
соответствующая максимуму усиления, сдвигается с изменением
температуры на 0,3 нм/К. Таким образом, изменение температуры
может привести к переходу от генерации одной продольной моды
на генерацию другой, кроме того, изменение коэффициента пре-
ломления полупроводника приводит к изменению собственной
частоты моды с крутизной порядка 0,05 нм/К. Таким образом,
если не принимать специальных мер по стабилизации частоты,
лазеры с волноводным резонатором Фабри—Перо мало при-
191
годны для систем с когерентным приемом или многоканальных
систем со спектральным уплотнением. Немаловажным фактором,
затрудняющим использование таких устройств и в фазовых воло-
конных датчиках, является сильное влияние обратного рассеяния
на спектральные характеристики лазеров с резонатором Фабри—
Перо. Обратное рассеяние (отражение) света в резонатор лазера
неизбежно возникает при соединении его со световодом. Обратное
рассеяние с эффективным коэффициентом отражения по модулю
около 0,3 % приводит к генерации на многих продольных модах
[272], при снижении уровня рассеяния в силу случайности фазы
рассеяния происходит уширение линии генерации в одночастотном
режиме. Так, обратное рассеяние порядка 0,001 % приводит
к тому, что для обеспечения минимальной регистрируемой раз-
ности фаз 10-в рад в фазовом датчике разность хода в плечах
интерферометра не должна превышать 1 мм. Эти данные получены
при использовании трех различных лазеров [272]: с каналом
в подложке, со скрытой гетероструктурой и поперечным пере-
ходом.
Пространственные характеристики излучения лазеров опре-
деляются поперечным распределением поля в резонаторе и раз-
мерами излучающей площадки. Естественно, что более стабильная
диаграмма направленности реализуется у лазеров второй группы,
устойчиво генерирующих на основной поперечной моде. У боль-
шинства конструкций толщина активного слоя dx в несколько раз
меньше его ширины (dx < 1 мкм, dy = 54-10 мкм), поэтому
ширина диаграммы направленности в плоскости, перпендикуляр-
ной к р — «-переходу, равна 30—60°, в плоскости, параллельной
ему, — 5—10°. Исключение составляет лазер со скрытой гетеро-"
структурой с почти квадратной излучающей площадкой и диаг-
раммой направленности с круговой симметрией. Малое сечение
(~1 мкм2) излучающей площадки обеспечивает более эффективное
согласование с одномодовыми волокнами.
Ватт-амперная характеристика (зависимость мощности излу-
чения от тока накачки) в непрерывном режиме, как правило,
у всех лазеров первой группы имеет характерные изгибы —
«кинки» (кривая 4 на рис. 4.5). Чем уже полосковый контакт, тем
больше пороговые значения, при которых появляются эти изгибы.
Связано это с тем, что при увеличении тока накачки в лазерах
со световодом, образованным усилением, в генерацию вовлекаются
поперечные моды высшего порядка, число генерируемых продоль-
ных и поперечных мод изменяется. При ширине контакта dy >
> 154-20 мкм генерация может происходить в нескольких про-
странственных каналах, каждому из которых соответствует свой
спектр мод (нитевидная или филаментная генерация). В лазерах
второй группы параметры световода и резонатора на его основе
существенно меньше зависят от усиления, генерация происходит
на основной поперечной моде, ватт-амперные характеристики
выше порогового значения тока линейны (кривые 1—3 на рис. 4.5).
192
Необходимо отметить, что пороговый ток накачки растет с увели-
чением температуры. Это явление, обусловленное температурной
зависимостью коэффициента усиления, описывается формулой,
полученной экспериментально,
= 1ВО*Т/Т°, (4-3)
где То обычно лежит в интервале 120—165 К; численное значение
/п0 определяется конструкцией лазера.
Прямая модуляция интенсивности излучения полупроводни-
ковых лазеров током накачки, в отличие от твердотельных лазеров
на активированных кристаллах и стеклах, может производиться
с высокой скоростью (достаточно просто реализуется импульсно-
кодовая модуляция со скоростью 400 Мбит/с и модуляция анало-
«включения» инверсной населенности. Переходная характери-
стика (рис. 4.6, а) лазера на ДГС отражает процесс установления
стационарного режима. При возбуждении лазера скачком тока
от 0 до величины /' наблюдается задержка начала генерации
на время та, необходимое для возрастания плотности неравновес-
ных носителей до порогового уровня,
т3 = тсп1п—у-. (4.4)
Естественно, что т3 может быть уменьшено, если через лазер
протекает постоянный ток смещения /см (/см < /п):
т3 — Тед In
I
I — In + 1 см
(4-5)
Быстрое включение инверсной населенности приводит к появле-
нию затухающих колебаний интенсивности излучения и (со сдви-
гом по фазе), инверсной населенности около их стационарных
значений. Частота этих релаксационных колебаний /р в идеальном
одночастотном лазере описывается приближенной формулой
цб)
где тф ~ 10 12 с — время жизни фотона в резонаторе, определя-
емое потерями в нем. Релаксационным колебаниям в переходной
7 Бутусов M. М. и др.
193
характеристике лазера соответствует резоиаис вблизи fp на ча-
стотной характеристике (рис. 4.6, б).
Таким образом, можно считать, что при импульсной модуля-
ции током накачки с длительностью импульса ти (2> }/тспТф
и при аналоговой модуляции с частотами в спектре сигнала (с <
«]р в каждый момент времени интенсивность принимает ста-
ционарное значение в соответствии со статической ватт-амперной
характеристикой лазера. При ти ~ 2л у"т0ПТф и fc ~ fp суще-
ственное влияние начинают оказывать переходные процессы.
Рис. 4 6. Переходная (а) и частотная (б) характеристики
лазера на ДГС
Важным является факт, что в лазерах второй группы, стабильно
генерирующих на основной поперечной моде, релаксационные
колебания в переходной характеристике значительно сглажены
[322]. Объясняется это следующим образом. Релаксационные
колебания вызваны тем, что в переходном процессе число фотонов
в резонаторе возрастает до уровня, который не может поддержи-
ваться стационарно инжектируемыми носителями. В результате
инверсная населенность быстро «выжигается» вдоль оси резона-
тора, где поле основной моды максимально. В лазерах второй
группы по краям волновода образуются «резервуары» носителей,
их диффузия к оси поддерживает уровень инверсной населенности
и сглаживает релаксационные колебания. Приведенная выше
формула для /р соответствует как раз этим конструкциям, в кото-
рых, как показывает эксперимент [15],
/р = k (—- - 1)'/2 ГГц; 3,0 < k < 5,0. (4.7)'
В лазерах первой группы в переходном процессе возбуждаются
поперечные моды высших порядков, что усугубляет релакса-
ционные колебания. Интегральный за время импульса спектр
излучения всех лазеров с полосковым резонатором Фабри — Перо
при импульсной модуляции, как правило, состоит из многих
продольных мод. Миогочастотная генерация обусловлена бы-
стрыми изменениями усиления. Этот факт безусловно ограничивает
использование описанных выше конструкций в высокоскоростных
системах передачи на большие расстояния, где длина ретрансля-
194
ционного участка определяется дисперсией в одномодовых воло-
конных световодах.
В лазерах на ДГС с селекцией продольных мод проблема
получения одночастотною режима решается радикально как
при непрерывной, так и при импульсной накачке. В этих лазерах
в пределах линий усиления находится лишь одна собственная
частота резонатора. Конструкций, обеспечивающих эффективную
селекцию продольных мод, достаточно много, мы рассмотрим те
из них, которые реально могут быть использованы в волоконно-
оптических системах в ближайшее время.
Рис. 4.7. Конструкции лазеров с селекцией продольных мод а — с распределен-
ной обратной связью; б — с распределенным брэгговским отражателем и в—
с брэгговским зеркалом на основе диэлектрического волновода [35]:
1 — п — GaAs, 2 — п — GaxA4-xAs> 3 — п (р) GaAs; 4 — р — Ga^Alj xAs; 5 —
р — GaAs; 6 — п — GaAs, 7 — п — Al0,B5Ga0,46As, 8 — п — AIo,oe G0,fl5 As; 9 — р — GaAs; т
10 — р — AIo.isGа0,вsAs, // — р — AIjujjGapj^gAs, 12 — р •— GaAs; 13 — SiOsi 14 —
Ta2Oj, 15 • AS2S3
-(4.8)
В лазерах с распределенной обратной связью (РОС) положи-
тельная обратная связь обеспечивается брэгговским рассеянием
от периодической структуры, создаваемой вдоль оси полоскового
световода. Резонансные условия выполняются для длины волны,
отвечающей условию Брэгга
Xq *
т -о-2— = Л,
4«эфф
где пЭфф — эффективный показатель преломления моды свето-
вода; Л — период структуры; tn = 1, 2, 3, ... — порядок дифрак-
ции, целое число (обычно т равно 1, 2 или 3).
Одна из возможных конструкций лазера с РОС и каналом
в подложке показана на рис. 4.7, а. Как видно, здесь осуще-
ствляется жесткая селекция и по поперечным индексам, так как
возбуждение поперечных мод высших порядков с другими значе-
ниями цЭфф приводит к многочастотному режиму. В лазерах с РОС
получена непрерывная и импульсная генерация на одной частоте
[4, 5], созданы линейки лазеров с различными длинами волн,
интегрированные на одном кристалле [92]. Температурная не-
7* 196
стабильность длины волны излучения лазеров с РОС составляет
около 0,1 нм/К, определяется эта нестабильность изменениями
" показателя преломления.
В лазерах с распределенным брэгговским отражателем (РБО)
брэгговские зеркала сформированы на пассивных участках свето-
вода (рис. 4.7, б). Это несколько упрощает технологию изготовле-
ния (не нужно прерывать процесс изготовления гетероструктуры
для изготовления решетки, исключается сложная операция за-
ращивания гофрированной поверхности), уменьшает температур-
Рис. 4.8. Структура С3-лазера (а) и зависимость длины волны X
излучения С3-лазера от тока инжекцнн /»(б) [32]
ную нестабильность длины волны излучения (отсутствуют измене-
ния показателя преломления, вызванные инжекцией носителей).
Однако температурная нестабильность % достаточно велика
(0,05 нм/К), связано это с тем, что зависимость показателя пре-
ломления полупроводника от температуры достаточно сильна,
так как ширина запрещенных зон в области усиления и в области
распределенного отражения примерно одинакова и аномальная
дисперсия в отражателе значительна.
Высокой температурой стабильности длины волны излучения
в лазере с РБО можно добиться, используя в качестве брэггов-
ского зеркала планарный волновод из диэлектрика с широкой
запрещенной зоной и слабой температурной зависимостью эффек-
тивного показателя преломления [35]. На рис. 4.7, в изображена
структура лазера с РБО на основе волновода из Та2О5 с темпера-
турной нестабильностью длины волны излучения" 0,01 нм/К-
Широкими функциональными возможностями и простотой кон-
струкции отличается одна из последних разработок — С3-лазер К
Предложенная достаточно давно в работе [47 ] эта схема селекции
продольных мод реализована в последние годы в ДГС на тройных
(GaAlAs) и четверных (InGaPAs) соединениях [162, 299], С3-лазер
представляет собой систему из двух оптически связанных ДГС
лазеров с резонаторами Фабри — Перо (рис. 4.8, а), причем один
1 Обозначение С3 образовано от слововосочетаиия coupled cleaved cavity
(англ.), соответствующего термину «сколотые составные связанные инжекцион-
ные лазеры», предложенному в работе [32]. ,
196
из лазеров выполняет роль управляемого оптического резонатора
внешнего по отношению ко второму. Оптическая связь осуще-
ствляется либо прецизионной стыковкой лазеров, либо (что,
по-видимому, эффективней) составной резонатор изготовляется
методом локального травления кристалла со сколотыми гранями.
Использование селективного многозеркального резонатора поз-
воляет осуществить режим одночастотной генерации для любых
значений 1г > /щ с управлением частотой током инжекции /2.
Перестройка частоты генерации объясняется зависимостью пока-
зателя преломления в активном слое от концентрации неравно-
весных носителей. На рис. 4.8, б приведена зависимость длины
волны излучения С3-лазера на ДГС GaAlAs от тока инжекции /2
[32] для ?! = 1,15/п. Ясно, что в С3-лазерах легко могут осу-
ществляться частотная модуляция с высокими (порядка 1010 нм/с)
скоростями [32] и электронная стабилизация частоты излучения.
Полупроводниковые светоизлучающие диоды (СИД) в силу
физических процессов, происходящих в них, существенно усту-
пают по параметрам излучения полупроводниковым лазерам.
Возникающее в результате спонтанной рекомбинации излучение
светодиодов является некбгерентным, спектр его существенно
шире, чем у лазеров. Спонтанное время жизни носителей значи-
тельно больше, чем индуцированное, поэтому СИД является
менее быстродействующим прибором. Однако относительная про-
стота технологии изготовления, низкая стоимость и более дли-
тельный срок службы вследствие менее напряженного режима
работы делают целесообразным применение СИД в системах, где
широкая линия излучения не является существенным недостат-
ком, — в локальных сетях и амплитудных ВОД.
По конструктивному признаку можно выделить два типа СИД:
поверхностные — с выводом излучения в направлении, перпен-
дикулярном к плоскости р — n-перехода, и торцовые, излуча-
ющие в направлении, параллельном этой плоскости.
В поверхностных СИД спонтанное излучение в активном слое
происходит равновероятно во всех направлениях, преобразование
энергии накачки в свет происходит с высоким внутренним кванто-
вым выходом, близким к 100 %. Однако полное внутреннее отра-
жение на границе раздела полупроводник — воздух с малым кри-
тическим углом 0с = arcsin 1/п « 15° (п — показатель преломле-
ния полупроводника, « = 3,6 для GaAs, п = 3,5 для InP) при-
водит к тому, что большая часть света остается в кристалле и
внешняя квантовая эффективность составляет в лучшем случае
несколько процентов. Излучение с поверхности происходит с ди-
аграммой направленности ламбертовского типа, что (см. п. 4.6)
дополнительно усложняет проблему ввода излучения поверхно-
стного СИД в волоконный световод.
Наиболее рациональной является конструкция поверхностного
СИД, предложенная Баррасом и Доусоном [114] (рис. 4.9). Здесь
волокно непосредственно стыкуется с излучающей площадкой,
197
диаметр которой близок к диаметру сердцевины волокна. Эпо-
ксидная смола с п = 1,5 играет роль иммерсионной среды. Необ-
ходимо помнить, что ни одна оптическая система не может повы-
сить эффективность ввода излучения поверхностного СИД в воло-
конный световод при условии, что его излучающая площадка
всегда несколько больше сердцевины световода. Уменьшение
излучающей площадки при сохранении мощности излучения на
том же уровне приводит к возрастанию плотности тока накачки,
что сокращает срок службы прибора. Вместе с тем известны
(см., например, работу [86]) конструкции поверхностных
СИД с малой площадкой и согласующими линзовыми систе-
мами.
Рис. 4.9. Поверхностные
СИД: а — на ДГС; б —
на гомопереходе:
/ — волоконный световод:
2 —• контакт; 3 — подложка
п — InP; 4 — широкозон-
ный слой п — I пР; 5 — узко-
зонный слой р — GalnAsP;
6 — широкозонный слой
р — InP; 7 — диэлектрик
(SIOe); 8 — контакт и ра-
диатор; 9 — активная об-
ласть \10 — п — GaAs; // —
р — GaAs
Поверхностный СИД конструкции Барраса изготавливается как
на основе ДГС (рис. 4.9, а), так и на основе структур с диффу-
зионными р — п-гомопереходами (рис. 4.9, б). В первом случае
свет выводится через полупроводник с широкой запрещенной
зоной, что снижает внутренние потери на поглощение. СИД на
гомопереходах имеют низкую стоимость и высокую надежность
вследствие простоты технологии их изготовления.
Спектр излучения поверхностных СИД соответствует спектру
спонтанного излучения, ширина его по уровню половинной мощ-
ности равна 30—50 нм и не зависит от тока накачки.
Центральная длина волны излучения %0, как и в лазерах,
определяется шириной запрещенной зоны, т. е. свойствами мате-
риала.
Ватт-амперная характеристика поверхностных СИД линейна
(рис. 4.10) вплоть до значений тока накачки /md4, при которых
нагрев активного р — «-перехода снижает выходную мощность.
Мощность, излучаемая СИД при I = /тах, составляет 1—10 мВт,
мощность, вводимая при этом в волоконный многомодовый свето-
вод, — 50—500 мкВт.
Высокая степень линейности ватт-амперной характеристики
делает поверхностный СИД одним из основных источников для
аналоговых систем передачи.
Ширина полосы частот модуляции поверхностных СИД опре-
деляется в общем случае временем жизни носителей т. Переменная
198
составляющая мощности излучения Рш и мощность излучения
в отсутствие модуляции Ро связаны соотношением
/Д 1
ро [1+ (<от)2]1/2
(4-9)
Это означает, что верхняя граничная частота модуляции по уровню
0,707/в = 1/2лт. Величина т зависит от тока инжекции, концен-
трации электронов и дырок, толщины перехода и скорости ре-
комбинации. Для выпускаемых промышленностью поверхностных
СИД типовое значение fB не превышает 100 МГц.
Прогресс в развитии торцовых СИД связан с появлением
в последние годы конструкций, в которых осуществляется усиле-
ние спонтанного излучения без обрат-
ной связи, — суперлюминесцентных
СИД. Суперлюминесцентные СИД по
параметрам излучения занимают про-
межуточное положение между лазерами
и поверхностными СИД со спонтанным
излучением. Конструкция суперлюми-
несцентных СИД (рис. 4.2) представ-
Рис. 4.10. Ватт-амперные характеристики по-
верхностных СИД на ДГС:
1 — GAAlAs, 2 •— InGAAs/lnP
ляет собой двойную гетероструктуру с полосковым контактом,
который с одной только стороны доходит до торца кристалла.
Таким образом, основное отличие от лазера с полосковым
контактом состоит в отсутствии резонатора Фабри — Перо, т. е.
в отсутствии положительной обратной связи.
Кроме того, длина усиливающей области обычно больше, чем
в'лазере, она достигает 1,5 мм. Спонтанное излучение происходит
равновероятно во все стороны, однако часть его удерживается
и направляется планарным световодом и усиливается за счет вы-
нужденного излучения. В процессе распространения с усилением
происходит сужение спектра излучения, так как спектральные
компоненты, расположенные у максимума линии спонтанного
излучения, усиливаются сильнее. Спектр излучения суперлюми-
несцентных СИД сплошной, как и у поверхностных, однако зна-
чительно уже — 3—5 нм. Диаграмма направленности более узкая,
чем у поверхностных СИД, и несимметричная, как у лазеров,
с угловыми размерами около 120 X 40°. Эффективность ввода
излучения суперлюминесцентных СИД в многомодовые волокна
выше, чем у поверхностных. Мощность излучения лежит в пре-
делах 1—10 мВт, мощность, вводимая в многомодовый свето-
вод, — 0,1—1 мВт.
В заключение приведем табл. 4.2, иллюстрирующую параме-
тры полупроводниковых источников света.
199
Таблица 4.2. Технические характеристики полупроводниковых
источников света
Параметр сид Лазеры
\ поверх- ' костные суперлюмн- несцентные
Потребляемая мощность, мВт 75—750 75—750 15—600
Пороговый ток накачки, мА Рабочий ток накачки, мА — — 5—250
50—300 50—300 10—300
Выходная мощность излучения в не- прерывном режиме, мВт 1—10 1—10 1—50
Яркость, Вт/ср-см2 10—100 103 106
Мощность, вводимая в многомодовый световод, мВт 0,05—0,5 0,1—1 0,5—15
Ширина спектра излучения, нм 30—50 3—5 2-104—3
Центральная длина волны излуче- ния, мкм 0,8—0,9; 1—1.6
Температурная нестабильность цен- тральной длины волны, нм/К 0,3 0,3 0,01—0,3
Ширина полосы частот модуляции по уровню —-3 дБ, МГц 100 200 500—5000
Нелинейность ватт-амперной харак- теристики, % 0,3—3 10 0,3—30
Срок службы, ч 104—107 104—106 103—10®
Степень сложности технологии От низкой до средней Средняя Высокая
Стоимость От низкой до средней Средняя От средней до высокой
Проведенный анализ показывает, что полупроводниковые
источники излучения отвечают большинству требований, предъ-
являемых к таким приборам в световодных системах связи и свето-
водных измерительных системах. Светоизлучающие диоды яв-
ляются наиболее подходящими источниками для амплитудных
ВОД и низкоскоростных систем передачи информации с исполь-
зованием многомодовых волоконных световодов. Примерные пред-
ставления о границе перехода от использования СИД к исполь-
зованию лазеров в системах на многомодовых волокнах дают
графики зависимостей длины ретрансляционного .участка от ско-
рости передачи информации при использовании* этих излучате-
лей [340], приведенные на рис. 4.11.
На наш взгляд, особенно важными являются проблемы созда-
ния одночастотных высокостабильных лазеров на ДГС для систем,
находящихся в стадии разработок, с когерентным приемом и
многоканальных со спектральным уплотнением. В настоящее
время, по-видимому, наиболее перспективен относительно простой
по технологии, обладающий широкими функциональными возмож-
ностями С3-лазер. Существуют проблемы технологического осво-
ения одночастотных лазеров на ДГС с модуляцией интенсивности
для сверхдальних высокочастотных систем связи на одномодовых
200
волоконных световодах, в частности, лазеров с селекцией про-
дольных мод.
Волоконные лазеры. Под волоконными лазерами понимают
твердотельные лазеры с оптической накачкой, активным элемен-
том в которых является волоконный световод с добавками лазер-
ных активаторов. Наиболее перспективными для световодных
систем являются лазеры на волокнах, активированных ионами
неодима (Nd3+). Ионы неодима имеют две основные лазерные
линии с центральными длинами волн Х01 да 1,06 мкм и Х02
да 1,32 мкм, лежащими в спектральном диапазоне, где потери
и дисперсия света в кварцевых волокнах минимальны. Спектраль-
ные характеристики усиления ионоз неодима практически не
Рис. 4 11. Зависимость длины ретрансля-
ционного участка L от скорости передачи
информации М для ступенчатого световода с
затуханием 5 дБ/км [340] для Л = 0,85 мкм:
1 — для лазерного диода (спад характеристики
Иа участке ВС обусловлен межмодовой диспер-
сией) 2 — для сйетоизлучающего диода (спад ха-
рактеристики обусловлен на участке EF широким
спектром диода, на участке FG — дополнительно
спадом частотной характеристики)
зависят от внешних условий, темпер атурный дрейф длины волны,
соответствующей максимуму усилений ионов неодима, равен 5 X
X 10_3 нм/К, тогда как для полупроводниковых сред этот пара-
метр составляет 0,2—0,5 нм/К. Волоконная конструкция излуча-
теля позволяет с помощью стандартных разъемов эффективно
вводить излучение в волоконные световоды, в том числе и одно-
модовые.
Несмотря на эти достоинства и, как будет показано ниже,
широкие функциональные возможности, волоконные лазеры до
сих пор не вышли из стадии исследований. Объясняется это тем,
что при создании волоконно-оптических систем многие задачи
решались с использованием хорошо разработанных полупровод-
никовых излучателей, особенно во внедряемых в первую очередь
достаточно простых системах, где определяющую роль играет
одно из основных преимуществ полупроводниковых источников —
возможность прямой модуляции интенсивности излучения то-
ком накачки. В твердотельных лазерах, в частности в лазерах
на средах, активированных неодимом, скоростная модуляция
интенсивности излучения изменением мощности накачки прин-
ципиально невозможна в силу сравнительно большого времени
(10-4—10~3 с) продольной релаксации. Невозможность быстрого
«включения» инверсной населенности ограничивает частоты пря-
мой модуляции значениями 104—105 Гц. Развитие световодных
систем, особенно перспективных систем ближайшего будущего
с когерентным приемом и многоканальным спектральным уплот-
201
нением стимулирует разработки волоконных лазеров, которые
могут использоваться не только как генераторы, но и как усили-
тели света.
Существующие конструкции волоконных лазеров можно раз-
делить на три группы. В волоконных лазерах первой группы
используются жгуты из нескольких волокон большой (~1 м)
длины и мощная накачка импульсными газоразрядными лампами
[41, 44]. Положительная обратная связь в таких конструкциях
образуется за счет отражения света от торцов волокон и обратного
рассеяния на микроизгибах и неоднородностях. Ламповая накачка
Рис 4 12. Конструкции волоконных лазеров а —
с торцовой накачкой; б — с поперечной накачкой
для'волокон малого диаметра, в—с непосредст-
венной укладкой волокон на линейку СИД,
1 — СИД, 2 — излучающая площадка СИД, 3 — зер-
кало резонатора лазера, прозрачное для излучения СИД;
4, 7, 13 — активное волокно, 5 — зеркало резонатора;
6 — оптический клей, 8 — отражатель, 9 — стеклянный
цилиндр, 10, 12 — радиаторы; 11, 14 — лннейкиСИД
позволяет реализовать высокие коэффициенты усиления за один
проход, однако требует применения систем жидкостного принуди-
тельного охлаждения и громоздких блоков питания, что, по-
видимому, делает малореальным создание малогабаритных уст-
ройств. Определенные перспективы в этом смысле могут заклю-
чаться в применении газоразрядных микроламп [17]. К достоин-
ствам конструкций с ламповой накачкой следует отнести возмож-
ность использования их в качестве оптических усилителей бегу-
щей волны и регенеративных усилителей с достаточно высоким
(~30—40 дБ) усилением.
В конструкциях волоконных лазеров второй группы исполь-
зуются короткие (~10-2 м) отрезки монокристаллических и
стеклянных волокон, активированных ионами неодима. Накачка
производится через торец волокна полупроводниковым лазером
или СИД. Достаточно высокая эффективность накачки дости-
гается в результате согласования спектра излучения полупровод-
никового излучателя на ДГС GaAlAs с одной из интенсивных
линий поглощения неодима с центральной длиной волны около
0,81 мкм. Схематически конструкция волоконных лазеров второй
группы изображена на рис. 4.12, а. Вследствие малого коэффи-
циента усиления активной среды резонатор лазера образуется
202
диэлектрическими зеркалами с высоким коэффициентом отраже-
ния. Такую конструкцию имеют лазеры на монокристаллическом
волокне из алюмоиттриевого граната с неодимом (АИГ: Nd) [115],
стеклянных кварцевых волокнах с неодимом [264]. Имеются
сообщения о генерации с торцовой накачкой криптоновым лазером
в кристаллическом волокне Y2O3 : Nd и с накачкой аргоновым
лазером в волокне из рубина А12О3 : Gr. Лучшие результаты были
получены при использовании кристалла АИГ- Nd, имеющего
волоконную геометрию, длиной 0,5 см и диаметром 80 мкм. Внеш-
ний резонатор (рис. 4.12, а) был образован зеркалами с диэлек-
трическим покрытием, одно из которых имело коэффициент отра-
жения г = 99,9 % для лазерного излучения с 1 = 1,064 мкм
и всего лишь г 20 % для излучения накачки, второе зеркало
с таким же высоким коэффициентом отражения для лазерного
излучения достаточно хорошо отражало свет накачки (г = 80 %).
Зеркала были расположены практически вплотную к торцам
волокна. Накачка осуществлялась поверхностным СИД на ДГС
GaAlAs с диаметром излучающей площадки 85 мкм. Пороговая
мощность накачки составляла 7 мВт [115].
Основные достоинства волоконных лазеров такой конструк-
ции — малые потребляемая мощность и габаритные размеры.
Основные недостатки: торцовая схема накачки не позволяет ис-
пользовать отрезки волокна с длиной более 1 см, что ограничивает
выходную мощность. Кроме того, технология изготовления и
юстировки этих лазеров сложна, а наличие СИД накачки у одного
из торцов усложняет использование лазера в качестве усилителя
оптических сигналов.
Многовитковые волоконные лазеры с поперечной накачкой
линейками СИД (рис. 4.12, б, в) представляют конструкции
третьей группы [10, 11]. На линейку СИД укладывается не-
сколько витков стеклянного волокна, сердцевина которого акти-
вирована ионами неодима. Конструкция в определенной мере
сочетает достоинства волоконных лазеров первой и второй групп
и лишена большей части их недостатков. Применение в качестве
источников накачки полупроводниковых излучателей делает такие
системы достаточно малогабаритными, использование поперечной
схемы накачки и длинных отрезков волокна (~1 м) позволяет
получить достаточно большое усиление за один проход. Ввиду
малого диаметра волоконных световодов в схеме с поперечной
накачкой эффективным является использование волокон из стекол
с высокой концентрацией ионов неодима и соответственно с боль-
шим коэффициентом поглощения света накачки. Такими свой-
ствами обладают волокна, выполненные из ультрафосфатов нео-
дима [44]. Многовитковая укладка волокна на линейки свето-
диодов может быть выполнена разными способами [10]. Так,
отрезок волокна многократно протягивается сквозь стеклянный
цилиндр диаметром около 1 мм (рис. 4.12, б), на наружную по-
верхность которого нанесено отражающее покрытие для увели-
203
чения эффективности использования излучения накачки. Этот
способ предпочтителен для волокон с малым внешним диаметром
(<50 мкм). Волокна большего диаметра могут быть уложены на
линейку СИД виток к витку (рис. 4.12, в). Обе конструкции могут
использоваться как оптические усилители бегущей волны, при
этом один из концов световода является входом усилителя, вто-
рой — выходом. Нанесение зеркальных покрытий на торцы воло-
кон позволяет осуществлять лазерную генерацию с волоконным
резонатором Фабри — Перо.
Особенности лазерных процессов в активных волоконных
световодах определяются наличием специфической лазерной гене-
Рис, 4.13. Волоконный световод: а —- с активной сердцевиной и пассивной обо»
лочкой; б — с пассивной сердцевиной (/) и активной оболочкой (2)
рации в отсутствие положительной обратной связи. В этом состоит
основное отличие волоконных лазеров от лазеров на объемных
активных элементах. Чтобы пояснить сущность этого процесса,
близкого к режиму суперлюминесценции в полупроводниковых
СИД, рассмотрим некоторый элементарный участок световода,
в котором создана инверсная населенность (рис. 4.13, а). Спон-
танное излучение происходит равновероятно во всех направле-
ниях, однако излучение, сосредоточенное в двух конусах углов,
имеющих общую с волокном ось и определяемых углом раскрыва
20, не выходит из сердцевины. Здесь
0 = arccos (щ/rii), (4.10)
где пх и п2 — соответственно показатели преломления сердцевины
и оболочки («х > п2). Это излучение возбуждает собственные
колебания (моды) световода, которые усиливаются посредством
стимулированного излучения в процессе распространения по во-
локну вправо и влево (рис. 4.13, а). Та же картина наблюдается
для любого другого элементарного участка активной сердцевины
световода. На выходе такого волоконного источника света рас-
ходимость излучения приближенно определяется числовой апер-
турой волокна
0И = arcsin NA = arcsin ti\ — (4.11)
204
До тех пор пока интенсивность световых волн, распространя-
ющихся навстречу друг другу в активном световоде, значительно
меньше величины, насыщающей усиление, встречные волны не-
зависимы, равно как независимы и энергии, переносимые различ-
ными модами световода. В этих условиях процесс усиления спон-
танного излучения за счет вынужденного описывается хорошо
известными уравнениями лазерного усилителя без насыщения
и с учетом спонтанного излучения. Спектральная плотность мощ-
ности излучения в одной моде Pv на выходе активного участка
световода длиной L (рис. 4.13, а) равна [49]
Pv = hv N^Ni [eW_ ц. (4.12)
Здесь h — постоянная Планка; v — частота световых колебаний;
N2 и Л\ — населенности верхнего и нижнего лазерных уровней;
a (v) — коэффициента усиления на единицу длины, а (у) =
= B12hv (Л'2 — Л\) g (v)/c, где В12 — коэффициент Эйнштейна
для вынужденного перехода; g (v) — нормированная форма спек-
тральной линии усиления; с — скорость света. Максимальная
генерируемая мощность может ограничиваться либо длиной свето-
вода L, либо, как и в лазерах с резонаторами, насыщением. Есте-
ственно, что в процессе усиления происходит сужение спектра
генерации по сравнению со спектром люминесценции за счет того,
что спектральные компоненты в центре линии усиливаются
больше. Ширина спектра определяется усилением a (v) L и фор-
мой g (v), причем спектр излучения из-за отсутствия резонатора
является сплошным.
Рассматриваемый специфический световодный лазерный про-
цесс имеет три существенных аспекта [10, 11 ].
1. Активный волоконный световод может использоваться как
источник света без оптического резонатора.
2. При создании волоконных лазеров по традиционной схеме
с резонатором необходимо учитывать, что рассмотренный процесс
может привести к насыщению усиления за один проход, в резуль-
тате чего обратная связь потеряет смысл. В этом случае значе-
ния a (v) и L необходимо выбирать так, чтобы Av была далека
от значения, насыщающего усиление.
3. В волоконных оптических усилителях генерация света
в результате рассмотренного процесса является основным источ-
ником шума. Спектральная плотность мощности шума в одной
моде, пересчитанная на вход усилителя, как следует из формулы
(4.12), равна
ДГ е“ (v) L___1
. (4.13)
В четырехуровневой системе, каковой является схема лазерных
.уровней неодима, обычно N2 ) Nx и при больших усилениях
PVB* = hv. (4.14)
206
В объемных усилителях шум усиленного спонтанного излучения
издавна считается принципиально неустранимым (см., например,
работу [49]), однако в волоконных усилителях возможно значи-
тельное снижение его уровня при использовании световода,
изображенного на рис. 4.13, б. Одномодовое волокно, сердцевина
которого изготовлена из кварцевого стекла с добавкой, повыша-
ющей показатель преломления, например GeO2, имеет оболочку
из стекла, активированного ионами неодима. Создание инверсной
населенности в оболочке приводит к усилению моды сердцевины
с эффективным коэффициентом усиления
«Эфф = «2 (А№)> (4.15)
где — коэффициент усиления в оболочке; Р2 — часть мощности
моды сердцевины, которая распространяется в оболочке; Р —
общая мощность, переносимая этой модой. Соотношение Р2/Р
меняется ^от 0,99 до 0,1 при изменении параметра волокна V =
= (2nv/c) а 1 п\ — «2 от 0,6 до 2,4048 [24]. При V = 0,6 сердце-
вина начинает эффективно направлять основную моду путем
локализации ее поля вблизи себя, при V = 2,4048 возбуждается
вторая мода. Формула получена тем же способом, что и выражение
для коэффициента затухания волокна с оболочкой, в которой
происходят потери излучения [831. Чтобы исключить распро-
странение спонтанного излучения в виде мод оболочки к выход-
ному концу усилителя, можно матировать ее поверхность или
нанести прозрачный для света накачки слой (чехол) с показателем
преломления, большим, чем п2. В этом случае, если световод не
изогнут, до его выходного торца (т. е. выхода усилителя) доходит
только небольшая доля спонтанного излучения, которая распро-
страняется в оболочке под очень малыми углами к оси световода.
Можно приближенно считать, что эта часть лучей лежит в телес-
ном угле, под которым виден входной торец световода при наблю-
дении от выходного торца. В этом случае спектральная мощность
шума, пересчитанная на вход усилителя, будет, как в объемном
усилителе [49], равна
Р* — 2/iv s s etx<%>*с —1 ig\
ЕХ - Z/IV k2 4nLl eab)2L »
где s = nb2 — площаль торца; b — внешний радиус оболочки.
При .V2 iVj и ea<v>2L 1
(4-18)
0,2-IO-4,
Из выражений (4.14) и (4.17) следует, что
р*
ГУ вх Q s S
Pvbx ТыГ
При Z = 1 мкм, L = 1 м и 2Ь = 125 мкм Р‘ вх/Р\ вх
т. е. уровень шума спонтанного излучения в волоконном усилителе
с пассивной сердцевиной значительно снижается. Очевидно, что
206
изгибы волокна, особенно у выходного торца усилителя, делают
значение Р* вх еще более незначительным.
Необходимо отметить, что возможно и возбуждение моды
сердцевины спонтанным излучением при рассеянии на неодно-
родностях и микроизгибах, однако эффективность этого возбужде-
ния незначительна, так как общая длина волокна, используемого
в усилителе, невелика.
Области применения волоконных лазеров в световодных си-
стемах определяются их функциональными возможностями. Было
бы ошибкой думать, что волоконные излучатели могут вытеснить
полупроводниковые или наоборот. Эти два класса источников
излучения могут дополнять друг друга, значительно повышая
возможности системы в целом.
В системах связи, особенно в системах с когерентным приемом,
сочетание полупроводниковых лазеров на ДГС и волоконных
лазеров-усилителей на одномодовых волокнах открывает новые
перспективы в построении систем. Существующие лазеры на ДГС
могут быть выполнены так, чтобы длина волны их излучения со-
впадала с одной из линий усиления ионов неодима (1,06 мкм
или 1,32 мкм). В этом случае стабилизация длины волны излучения
полупроводникового лазера в передатчике (например, С3-лазера)
по стабильному максимуму линии усиления ионов неодима в во-
локонном лазере-усилителе задает рабочую длину волны для
системы в целом.
Поскольку в системах с когерентным приемом оптическое
усиление в линии является одним из немногих способов регенера-
ции сигнала, одномодовый волоконный оптический усилитель
с малым уровнем спонтанного шума (описанный выше усилитель
на волокне с пассивной сердцевиной и активной оболочкой) здесь
практически незаменим. Во-первых, длина волны излучения
передатчика автоматически настроена на максимум усиления ионов
неодима; во-вторых, одномодовый волоконный световод усилителя
легко стыкуется с одномодовым волокном в линии передачи;
в-третьих, оптическое усиление происходит с сохранением спек-
тральных свойств сигнала.
Первые эксперименты по использованию волоконных лазеров-
усилителей с поперечной полупроводниковой накачкой показы-
вают, что в таких устройствах достаточно просто реализуется
усиление 20—25 дБ/м на длине волны 1,06 мкм [10]. При опре-
деленных условиях может производиться одновременное усиление
сигналов на длинах воли 1,06 мкм и 1,32 мкм в полосе около 20 нм,
что открывает новые возможности спектрального уплотнения.
Наконец, в оптическом приемнике малошумящий волоконный
усилитель может быть использован в качестве оптического пред-
усилителя. Если производится когерентное гетеродинирование,
максимум линии усиления ионов неодима в волокне является
хорошим репером для предварительной настройки лазера-гетеро-
дина.
207
Необходимо отметить, что полупроводниковые оптические уси-
лители [33, 116] уступают по своим качествам волоконным.
Существенными недостатками первых являются температурная
нестабильность линии усиления (0,3 нм/К для Л = 0,85 мкм),
значительные потери при стыковке одномодовых волоконных
световодов с планарным световодом усилителя и высокий уровень
мощности шума — излучения суперлюминесценции.
Волоконные лазеры открывают возможности для создания
новых типов ВОД. Чувствительный элемент, которым является
волоконный световод, представляет собой здесь ,часть волоконного
кольцевого или линейного резонатора лазера. Изменение фазы
волоконные лазеры с рас
пределенной обратной связью (а) и брэгговскими зер-
калами (б):
/ — активная сердцевина; 2 — оболочка с периодической
структурой
световых колебаний под действием внешних факторов приводит
в лазерах к изменению частот генерации различных мод. Информа-
ция о внешних воздействиях содержится в изменении частоты
межмодовых биений. На основе волоконного лазера с кольцевым
резонатором, который реализуется сваркой концов световода
или разъемным их соединением, достаточно просто создать мало-
габаритный лазерный волоконный гироскоп.
Стабильные одночастотные волоконные лазеры могут быть
выполнены в виде конструкции с распределенной обратной связью
или с распределенным брэгговским отражением. Для этого на
определенных участках волокна одним из способов, которые будут
описаны ниже (см. п. 4.8), создается волоконный отражающий
спектральный фильтр (рис. 4.14). Такие источники могут исполь-
зоваться в фазовых ВОД.
Использование суперлюминесцентных волоконных лазеров
позволяет упростить конструкцию пассивных волоконных гиро-
скопов и повысить их чувствительность за счет снижения уровня
шумов, вызванных наличием объемных элементов. В кольцевых
интерферометрах-гироскопах уровень шумов снижается при
уменьшении длины когерентности излучения источника и числа
объемных элементов (см. п. 3.6). В волоконном источнике легко
добиться, чтобы длина когерентности излучения была больше,
чем разность хода встречных волн интерферометра, обусловленная
вращением и невзаимными эффектами. Суперлюминесцентные
волоконные лазеры имеют ширину спектра ~15 нм и достаточно
высокую импульсную мощность 50 мВт [10]. Такой источник
208
соединяется с волоконным кольцевым интерферометром с помощью
стандартных, ответвителей.
Объемные микролазеры. Объемные микролазеры представляют
собой миниатюрные твердотельные лазеры на объемных (т. е.
не обладающих волноводными свойствами) кристаллах, активиро-
ванных ионами неодима. Миниатюрность конструкции опреде-
ляется применением эффективной системы накачки с использова-
нием полупроводниковых лазеров и СИД на ДГС GaAlAs. Доста-
точно узкая (~100 ГГц) однородно уширенная линия усиления
ионов неодима в кристаллах обусловливает достаточно высокую
монохроматичность излучения микролазеров с характерной для
Рис. 4.15. Конструкции объемных микролазеров: а —
с торцовой накачкой, б — с поперечной накачкой:
1 — СИД или ЛД; 2 — коллимирующая линза, 3 — зеркало
резонатора, прозрачное для излучения накачки; 4 — активный
кристалл; 5 — зеркало резонатора; 6 — линейка СИД на ра-
диаторе
ионов неодима хорошей температурной стабильностью централь-
ной длины волны. Направленность излучения микролазеров
выше, чем у полупроводниковых лазеров, это увеличивает эффек-
тивность ввода их излучения в одномодовые световоды.
В микролазерах, так же как и в волоконных лазерах, может
осуществляться продольная накачка в торец активного элемента
и поперечная накачка линейками СИД через боковую поверхность
кристалла (рис. 4.15). Во втором случае для увеличения эффек-
тивности накачки используются отражатели. Исследования по-
казали, что генерация излучения в микролазерах возможна с ис-
пользованием целого ряда активных сред: на кристаллах с малой
(около 1 %) концентрацией неодима — АИГ: Nd [18], со средней
(3—8 %) концентрацией этих ионов, например кристалла калий-
гадолиниевого вольфрамата (КГБ) [28], и на высококонцентриро-
ванных средах — кристаллах LiNdP4O12 и NdP5O14. По-видимому,
использование высококонцентрированных сред наиболее эффек-
тивно, усиление в них достигает 10 дБ/см [18]. К сожалению,
кристаллы с высокой концентрацией неодима, как правило, имеют
малые размеры (<1 см) и использование их в качестве оптических
усилителей представляется проблематичным.
На основе микролазера на кристалле LiNdP4O12 создана кон-
струкция одночастотного передатчика с длиной волны излучения
1,317 мкм для систем передачи с одномодовыми волоконными
световодами [236]. Она схематически изображена на рис. 4.16,
209
Конфокальный резонатор образован внешними зеркалами, через
одно из которых производится накачка кристалла длиной 300 мкм. ,
Оригинальна схема накачки, которая осуществляется семью
лазерами на GaAlAs. Излучение каждого из лазеров вводится
в многомодовый волоконный световод, а затем через объединитель
на стержневых градиентных линзах — в активный кристалл.
В блоке с резонатором лазера расположен оптический вентиль,
после которого излучение лазера с помощью градиентной линзы
вводится в планарный электрооптический модулятор, выполнен-
ный методом диффузии титана в кристалл LiNBO3. Передатчик,
работающий, как уже говорилось,
в одночастотном режиме, имеет хо-
рошие характеристики: пороговая
мощность накачки — 6 мВт; мощ-
ность излучения на выходе лазера —
1,4 мВт; потери в вентиле, модулято-
Рнс 4.16. Одночастотный лазер на кристалле
LiNdP4O12 [236]:
1 — блок лазерных диодов накачки: 2 — разъем-
ные оптические соединители; 3 — многомодовые
волокна, 4 — оптический объединитель; 5 — рз-
аонатор лазера, 6 — оптический вентиль;
7 — градиентная согласующая линза; 8 — кор-
пус, 9 — модулятор, 10 — одномодовое волокно;
11 — разъем Для электрического сигнала
ре и соединениях — 9 дБ; мощность, вводимая в одномодовое
волокно, — 0,17 мВт. Полоса частот модуляции составляет
2,8 ГГц, передатчик работает с модуляцией в коде NRZ со
скоростью 2 ГБит/с. Напряжение, подаваемое на модулятор
при 100 %-ной глубине модуляции, составляет 6 В. Эта кон-
струкция демонстрирует высокие возможности микролазеров как
источников излучения для скоростных систем передачи, юднако
необходимо отметить, что достигается это благодаря сложной
технологии изготовления и юстировки лазера, вентиля, модуля-
тора и согласующих элементов.
Приведенный пример достаточно верно характеризует общие
проблемы, стоящие перед разработчиками микролазеров для
световодных систем. Одно из преимуществ таких устройств перед
полупроводниковыми лазерами — высокая направленность излу-
чения (в описанной конструкции ширина диаграммы направлен-
ности лазера составляет 8-Ю-2 рад) — почти сводится на нет
необходимостью применения внешнего планарного модулятора
и соответствующей согласующей оптики.
Перспективным представляется использование микролазеров
как источников излучения для фазовых ВОД. В этом случае
модулятор не нужен, упрощается конструкция и возрастает мощ-
ность, вводимая в одномодовый волоконный световод.
4.3. Оптические модуляторы
Оптические модуляторы предназначены для ввода
информации в световую волну, путем изменения во времени одного
из ее параметров — амплитуды (интенсивности), частоты, фазы
или состояния поляризации. Действие оптических переключате-
лей, рассмотренных в п. 4.7, зачастую основано на тех же физи-
ческих принципах, что и модуляторов, однако их функция заклю-
чается в перераспределении оптической мощности между волокон-
ными световодами.
По принципу действия оптические модуляторы обычно раз-
деляют на три класса: электрооптические модуляторы на эффекте
Поккельса; акустооптические модуляторы, в которых параметры
световой волны изменяются в результате дифракции света на уль-
тразвуковых волнах; магнитооптические модуляторы на эффекте
Фарадея. Кроме того, известны модуляторы света на эффектах
Керра, Франца — Келдыша, пьезоэлектрическом эффекте и т. п.
В принципе, большинство названных устройств может быть
выполнено в любом исполнении: объемном, планарном или воло-
конном; исключение составляют модуляторы на основе моно-
кристаллических сред, их волоконное исполнение представляется
достаточно проблематичным, так как требует выращивания моно-
кристаллов в виде волокон. Широкое развитие получили модуля-
торы в планарном (интегрально-оптическом) исполнении, это
связано с рядом их значительных преимуществ перед объемными
устройствами. Планарные и полосковые модуляторы незаменимы
в устройствах обработки информации, однако целесообразность
использования их, как, впрочем, и объемных устройств такого
рода, в волоконно-оптических системах, на наш взгляд, отнюдь
не очевидна.
Прямая модуляция полупроводниковых источников излучения
позволяет эффективно вводить информацию в световой сигнал
практически во всех необходимых случаях, в то время как о целе-
сообразности ввода информации путем модуляции излучения,
распространяющегося в оптическом тракте, за счет включения
планарного устройства (например, в сетях сбора данных) далеко
не бесспорен, поскольку неизбежны потери при соединении воло-
конных и полосковых световодов. Определенные возможности
в этом направлении открывают рассмотренные в настоящем раз-
деле волоконные модуляторы, которые сейчас не вышли еще
из стадии исследований. Основные области применения интеграль-
но-оптических и объемных модуляторов в интересующих нас си-
стемах связаны с созданием скоростных переключателей, кон-
струкции которых рассмотрены в п. 4.7. Тем не менее, настоящая
книга, по мнению авторов, была бы не полной, если бы в ней не
были рассмотрены принципы построения объемных и планарных
модуляторов. Читателя, интересующегося деталями и конкрет-
211
ными решениями, мы адресуем к многочисленным книгам, посвя-
щенным модуляторам [34, 54, 63, 80, 181, 256, 329].
Электрооптический эффект Поккельса представляет собой из-
менение показателя преломления в анизотропных средах (кри-
сталлах) под действием электрического поля. В таких средах
векторы электрического поля Е и индукции D в общем случае
не параллельны, их проекции связаны уравнениями
Dx — &ххЕв 4* &хуЕу -|- е,хгЕг',
Dy = &ухЕх + &yyEy еу2£2;
= 82х£х &zyEy 4~ &ztEz.
(4.19)
Девять величин ei; являются константами среды и образуют
тензор диэлектрической проницаемости. Можно показать, что
закон сохранения энергии выпол-
няется, если [104]
ED = ехх££ 4- еуу££4- eZ2£f 4~
4~(2е№^хв 4- ЯвухЕуЕх 2е2х£€£х)=
= (4.20)
Рис. 4.17. Эллипсоид показателей преломле-
ния в кристалле
т. е. тензор е — симметричный. Уравнение (4.20) есть уравнение
эллипсоида, которое можно привести к канонической форме вы-
бором системы координат и нормировкой g к единице. В этом
случае мы получаем уравнение эллипсоида Френеля
ехх2 4- еуг/2 4- е2г2 = 1, (4.21)
где второй индекс при е опущен за ненадобностью. Так как глав-
ные оси эллипсоида Френеля являются одновременно и главными
осями тензорного эллипсоида, дающего значения £ через компо-
ненты D [т. е. обратного в этом смысле тензору (4.19)1, можно
найти эллипсоид, соответствующий этому обратному тензору.
Выражая его через показатели преломления, получаем эллипсоид
показателей преломления, или индикатрису (рие. 4.17),
х2 , у2 । г2
пх пу "Г п1
(4.22)
Длины полуосей этого эллипсоида равны главным значениям
показателя преломления кристалла. На практике большинство
электрооптических кристаллов являются одноосными в том
смысле, что они имеют только одну главную ось (обычно это ось г,
которую также называют осью с, или главной осью). Диэлектри-
ческая проницаемость вдоль этой оси равна е2, а в перпендикуляр-
ных направлениях е не зависит от выбора осей (ех = еу). Такие
одноосные кристаллы имеют два главных значения показателя
212
преломления (пх — пу и п2). Значения показателей преломления
в остальных направлениях могут быть найдены с помощью следу-
ющей процедуры.
Плоскость, содержащая вектор к (волновой вектор падающей
волны), и ось z образуют главную плоскость эллипсоида (пло-
скость симметрии — на рис. 4.17 она заштрихована). Следова-
тельно, эллиптическое сечение, перпендикулярное к вектору к,
одновременно перпендикулярно и к главной плоскости. Таким
образом, главные оси этого эллипса перпендикулярны друг
к другу и параллельны главной плоскости. Поэтому, если мы раз-
ложим электрический вектор на два компонента вдоль осей эл-
липса (а электрический вектор нормален к волновому и, следова-
тельно, лежит в плоскости эллипса), тогда один из компонентов
всегда нормален к главной плоскости, а другой параллелен ей.
Другими словами, в волне можно выделить две составляющие
поляризации: одна соответствует колебаниям электрического поля
перпендикулярно к главной плоскости (обыкновенная волна),
другая — колебаниям вектора Е параллельно этой плоскости
(необыкновенная волна). Для любого углового направления 0
волнового вектора к колебания обыкновенной волны направлены
вдоль главной оси эллипсоида показателей преломления (ось у
на рис. 4.17), что соответствует обыкновенному показателю пре-
ломления пх — пу = п0. Другая ось эллипса меняется с измене-
нием угла 0, но ее значение всегда заключено между п0 и nz. Это
значение обычно именуется необыкновенным показателем пре-
ломления пе.
Итак, при распространении вдоль оси z кристалла обе волны
движутся с одинаковыми скоростями (0 = 0, а п0 = пе = пх).
Говорят, что в этом случае двулучепреломление отсутствует.
С другой стороны, при распространении в направлении нормали
к оси г двулучепреломление будет максимальнымртак как векторы
электрического поля будут направлены по осям у (или х) и г.
Двулучепреломление считается отрицательным, если пе > пп,
и положительным, если пе < п0.
С нашей точки зрения, наиболее знаменательным фактом
является то, что действие электрического поля или механического
напряжения может вызвать деформацию эллипсоида показателей
преломления и тем самым увеличить или вызвать двулучепре-
ломление. Такие процессы являются прямым следствием деформа-
ций кристаллической решетки, которые возникают из-за пьезо-
эффекта и электрической поляризации в одном случае и из-за
прямых механических нагрузок в другом. В общем случае главные
оси тензоров не совпадают, и в нашей координатной системе урав-
нение эллипсоида показателей преломления принимает следу-
ющий вид:
хг , У2 , г2 . yz . xz t ху
' nl ' п2 I" nl "г nf nl
(4.23)
213
Изменения, вызванные электрическим полем, могут быть пред- t
ставлены в виде следующих изменений шести членов типа 1/п?:
А (1/п2)г = rtjEj, i = 1, 2,.. , 6; / = 1, 2, 3, • (4.24)
где Е, — приложенное электрическое поле, а — коэффициенты
электрооптической матрицы (их всего 18). Для практически
используемых материалов в результате симметрии число коэффи-
циентов значительно уменьшается. Из формулы (4.24) можно
сделать вывод, что мы рассматриваем эффект, который прямо
пропорционален электрическому полю. Очевидно, что довольно
трудно подсчитать, насколько изменяется показатель преломления
в общем случае, а поэтому желательно провести некоторые упро-
щения. С практической точки зрения целесообразно предположить,
что направление распространения света перпендикулярно к глав-
ной оси. Тогда изменения показателя преломления могут быть
выражены следующим образом:
Ап = —п' г'Е/2, (4.25)
где п' — линейная комбинация главных показателей преломления;
г' — линейная сумма электрооптических коэффициентов; Е —
соответствующий компонент приложенного электрического
поля [80].
Если значение Ап подсчитано, то фазовый сдвиг световой
волны после прохождения ею расстояния I
Дф = кп. (4.26)
Пользуясь формулами (4.25) и (4.26), можно оценить то напря-
жение, которое нужно приложить поперек кристалла длиной I
для того, чтобы получить результирующий фазовый сдвиг л.
Это напряжение, известное под названием полуволнового напря-
жения,
УХ/2 = -4— • (4.27)
п' г'
Полуволновое напряжение меняется в диапазоне от 0,2 до
20 кВ для различных электрических материалов.
Другая оценочная характеристика модуляторов — критерий
качества или характеристическая энергия — связана с исполь-
- зованием электрооптических модуляторов в высокочастотном диа-
пазоне и определяется как отношение управляющей мощности
к рабочему диапазону частот. Для нахождения этой характери-
стики вспомним, что энергия, запасенная в электрооптическом
модуляторе,
W = -^.-^-еЕ^аЫ, (4.28)
214
где 1/2е£& дает плотность энергии, соответствующую пиковой
напряженности Ет поля, a abl есть не что иное, как объем кри-
сталла. Мощность, запасенная в частотном интервале AF,
Р = 2л \FW. (4.29)
Теперь, используя выражения (4.25), (4.26), (4.28) и (4.29)
и подставляя их в формулу (4.29), получаем:
Р/ AF = 12 (ЛФт)8 ’ (4-30)
Рис. 4.18. Устройства для преобразования фазовой модуляции
в амплитудную, а — объемный модулятор; б — полосковый волно-
водный модулятор:
1,2 — скрещенные поляроиды, 3 — электрооптический кристалл; 4 —
четвертьволновая пластина; 5— электроды, 6 — подложка; 7 — пленка;
S — призмы Для ввода и вывода излучения; 9 — электроды
где АФт — фазовый сдвиг, соответствующий Ет. Для дифрак-
ционно ограниченного светового пучка мы можем положить, что
а = b = у74Х//(п'л), и из выражения (4.30) получить минималь-
ное значение характеристической энергии:
W = 4--------^>?(АФт)2. . (4.31)
л п Т
В соответствии с установившейся практикой мы можем поло-
жить АФт равным 2 рад, что соответствует глубине модуляции
84 % [80]. Для ниобата лития LiNbOs критерий качества для
X == 630 нм равен 23 мВт/МГц (полученное для дифракционно
ограниченного пучка значение мы предварительно умножаем на
коэффициент надежности, который принимаем равным 12 [80]).
Теперь отметим, что фазовая модуляция, полученная выше-
описанным способом, должна быть превращена в модуляцию
интенсивности с использованием устройства, показанного на
рис. 4.18, а. Электрооптический кристалл помещен между скре-
щенными поляроидами таким образом, что электрическое поле
направлено под углом 45° по отношению к осям поляроидов.
Световая волна на выходе кристалла часто бывает эллиптически
поляризованной даже в отсутствии приложенного напряжения
(за счет естественного двулучепреломления), так что необходимо
ввести четвертьволновую пластину. После этого анализатор ори-
215
Когда / >, Л2/Х, осуществляется дифракция Брэгга, а значит
наблюдается только один порядок дифракции (кроме нулевого),
как показано на рис. 4.19, б. Более того, в случае
0 — 0В = arcsin [V(2A)1 этот тип дифракции очень эффективен,
что подтверждается
ванного излучения,
излучения,
формулами для интенсивностей дифрагиро-
отнесенного к интенсивности падающего
1т
(о =
= sin2 (АФ/2) для т = 1;
1 — sin1 (АФ/2) для т = 0.
Очевидно, что мощность падающего излучения может быть
полностью «перекачана» в дифрагированный пучок, в то время
как в режиме Рамана — Ната максимальная дифракционная
эффективность равна «33 % в одном порядке. Важно помнить,
что частота дифрагированного излучения сдвинута относительно
частоты нулевого порядка (и падающего пучка) на /0. где f0 —
частота звуковой волны. Это наблюдение одинаково правомерно
по отношению к обоим режимам дифракции. Частотный сдвиг
в режиме дифракции Брэгга используется в датчиках акустических
колебаний, волоконно-оптических гироскопах (см. пп. 3.3 и 3.6).
Частотная характеристика брэгговского модулятора опре-
деляется, в частности, тем фактом, что угол Брэгга, а значит
и дифракционная эффективность, зависят от длины волны Л.
Но наиболее неблагоприятным обстоятельством является то, что
акустические волны распространяются относительно медленно,
и требуется время т = b/Va для прохождения через поперечное
сечение светового пучка. Поэтому, если модулирующий сигнал
меняется быстро, то происходит смазывание информации, пере-
носимой на световой сигнал. Характеристическая энергия акусто-
оптического модулятора может быть оценена в предположении,
что частота не превышает предела А/ = Va/b, а также что акусти-
ческая мощность, как это следует из формул (4.34) и (4.26),
р (ДФ)2 Ха м 3-
Итак, характеристическая энергия
р / л Г (АФ2) Х2аЬ ,
Ра!щ — 2л2УаЛ12/ • (4.38)
Для дифракционно ограниченных пучков оптимальный режим
работы достигается, когда диаметры светового и звукового пучков
одинаковы. Тогда можно считать, что (см. работу [329])
I Ап Уап
Ь ~ X faX
Подставляя этот результат в формулу (4.38), получаем:
ра/^ = (АФ)2 aX*fg ’
(4.36)
(4.39)
(4.40)
2п2мУ2Л12
218
Далее, потребовав, чтобы диаметр акустического излучателя имел
оптимальную величину, т. е. а = 2A/j/л = 2Va/-j/nfa, мы окон-
чательно получим, что
Pa/Af = -ЛА*)ПЗ
(4.41)
Необходимо отметить, что характеристические энергии объем-
ных акустооптпческих модуляторов значительно ниже, чем у элек-
трооптических аналогов. Однако это преимущество часто сводится
на нет теми практическими трудностями, которые возникают,
например, на стадии электромеханического преобразования элек-
трического сигнала в акустический на больших уровнях мощности
и высоких частотах.
Возвращаясь к вопросу о ширине полосы акустооптических
модуляторов, заметим, что так же, как и в случае электроопти-
ческих устройств, ширина полосы может быть расширена при
переходе к тонкопленочным модуляторам. Схема такого прибора
показана на рис. 4.19, в. Свет вводится с помощью призмы в пла-
нарный световод, расположенный на подложке.. Поверхностные
акустические волны генерируются преобразователем. Важной чер-
той устройства является то, что поверхностный слой толщиной Л
одновременно служит и как оптический волновод и как акусти-
ческий, что повышает эффективность взаимодействия. Характе-
ристическая энергия такого устройства может быть ориентиро-
вочно подсчитана по формуле (4.40), если разделить правую часть
на величину £. Эта величина, называемая фактором перекрытия>
учитывает тот факт, что неоднородная акустическая волна взаимо-
действует с неоднородной оптической волной [80]. Когда достиг-
нута полная идентичность распределений акустического и опти-
ческого полей, то фактор перекрытия равен единице, а во всех
остальных случаях он может быть только меньше [80]. На
практике была достигнута характеристическая энергия
0,2 мВт/МГц [329].
Наша следующая цель — анализ магнитооптических модуля-
торов на основе эффекта Фарадея. Эффект Фарадея можно упро-
щенно описать как вращение плоскости поляризации линейно-
поляризованного света, происходящее под действием приложен-
ного магнитного поля. Обычно магнитное поле используется
для изменения направления или численного значения характери-
стик внутреннего поля магнитооптического материала. На прак-
тике объемный модулятор, подобный показанному на рис. 4.20, а,
состоит из цилиндрического образца магнитооптического мате-
риала (например, железоиттриевого граната), который помещен
в соленоид. Если вдоль цилиндрического образца проходит линей-
но-поляризованное световое излучение, то поляризация, а после
прохождения анализатора — и интенсивность световой волны,
окажутся функциями приложенного магнитного поля.
219
В гиромагнитной среде, в которой имеется поперечное магнит-
ное поле, достигшее насыщения, намагничивание, которое соз-
дается продольным магнитным полем [129],
Мх = УНХ « (4.42)
где Hi — напряженность начального магнитного поля; Нх —
напряженность продольного магнитного поля, прикладываемого
к образцу; % — магнитная восприимчивость; A4S — намагничен-
ность в состоянии насыщения. Угол фарадеевского вращения те-
перь может быть выражен как
Рис. 4.20. Объемный (а) и планарный (б) магнитооптические
модуляторы:
/ — магнитооптический образец; 2 — соленоид; 3 — поляроид; 4 —
подложка; 5 — пленка; 6 — электроды типа «серпантин»; 7 — призмы
ввода и вывода излучения
где бу— угол вращения на единицу длины образца, соответству-
ющий насыщенной намагниченности; I — длина образца [129].
Используя формулы (4.42) и (4.43), можно оценить магнитную
энергию, запасенную в катушке, используя формулу, аналогич-
ную выражению (4.28),
^=4--пг-4-^в*> <4-44)
где Вх = р0 (Нх + Л4Х) = ц0Нх (1 + у); р0 = 4.п-10~7 м-кг-с~2 —
магнитная восприимчивость свободного пространства, а множи-
тель в середине представляет собой объем цилиндрического
стержня. Выражение для характеристической энергии может быть
получено с привлечением формулы (4.29):
Если теперь мы положим, что 0 = 2, а площадь поперечника
ячейки приравняем к площади сечения дифракционно-ограничен-
ного пучка d2 = 4Х1/(лп), то получим: j
P/kf = (1 + х) (V. (4.46)
220
В формулах (2.39) и (2.40) р0 М« измеряется в тесла, а 0Р — в ра-
дианах на метр.
Можно сделать вывод, что минимальная характеристическая
энергия пропорциональна л, в то время как из выражений (4.31)
и (4.41) следует, что она пропорциональна X3.
Тонкопленочный вариант магнитооптического модулятора по-
казан на рис. 4.20, б. Направление намагниченности выбрано под
некоторым углом (~45°) по отношению к вектору распространения
света. Магнитное поле создается структурой типа «серпантин»,
имеющей период d. Этот период выбран таким образом, чтобы
соответствующая пространственная частота
А == ₽7-в-₽™, (4.47)
где Ргв и ₽тм — соответственно постоянные распространения
двух соседних ТЕ- и ТА!-мод. В результате вектор магнитного
поля в направлении распространения света имеет компонент,
меняющийся с периодичностью d, что обеспечивает сильный эф-
фект преобразования мод (ТЕ «->- ТМ). Так как рутил имеет силь-
ное двулучепреломление, ТЕ- и 7,'И-моды распространяются
под разными углами (например, ТЕ0- и ТЛ^-моды разделены
углом около 20°). Поэтому любая модуляция тока намагничения
приводит к изменениям мощности, переносимой данной модой.
Можно оценить характеристическую энергию такого модуля-
тора, если заменить площадь поперечного сечения лс/2/4 на ab,
а также предположить, что а не зависит от I, в то время как для b
сохраняется требование дифракционной ограниченности, т. е.
b = У(21К)/п [80]. Тогда получается следующий результат:
(4.48)
На практике, как следует из работы [80], были получены значе-
ния порядка 1 мВт/МГц, что не является сколько-нибудь значи-
тельным шагом вперед по сравнению с объемными устройствами.
Наиболее серьезной проблемой при создании магнитооптиче-
ских модуляторов является то, что у большинства пригодных для
использования материалов коэффициент поглощения весьма велик
в диапазоне видимого и ближнего инфракрасного излучения.
Однако на длинах волн 1,3 мкм и 1,55 мкм, которые перспективны
для систем оптической связи, эти ограничения менее серьезны.
Следовательно, в ряде случаев применение этих приборов может
оказаться достаточно эффективным.
Рассмотрим ряд других эффектов, которые также представляют
интерес с точки зрения модуляции света.
В общем случае изменение эллипсоида индексов под действием
внешнего электрического поля является более сложным, чем это
описывается формулой эффекта Поккельса [34]. Мы можем учесть
221
этот факт, если запишем формулу для показателя преломления
в виде ряда
п (£) = « (Ео) т (£ - £„) -g- + (£~/°)2 -Й- + ’ ’ • <4Л9>
или
П = а0 (ДЕ) 4- а± (ДЕ)2 + ....
где Е — напряженность приложенного электрического поля; Ео—
напряженность внутреннего электрического поля кристалла (ко-
торая, например, приводит к собственному двулучепреломлению);
а а0, а± — константы. Для некоторых типов центросимметричных
кристаллов, таких как ВаТЮ3. изменение показателя преломления
хорошо описывается именно членом второго порядка относительно
поля. Это явление носит название эффекта Керра и может быть
использовано для бинарной модуляции сигналов (в режиме «да» —•
«нет»),
У некоторых типов оптических керамик (чаще всего
РЬ7Г]_д.Т(хО3 с добавками La, так называемой ЦТСЛ-керамики)
анизотропия электрооптических свойств обусловлена существова-
нием доменных областей с выраженными сегнетоэлектрическими
свойствами. В кристаллах, где границы доменов, как правило,
хорошо определены, внешнее поле может быть использовано для
ориентации доменов. В керамиках влияние электрического поля
сказывается также на размерах и числе доменов, что приводит
к большему разнообразию электрооптических свойств керамик
по сравнению с кристаллами. Поэтому в некоторых видах ЦТСЛ-
керамик электрооптический эффект (по типу зависимости от
электрического поля, а не из-за сходства физической природы)
также может быть классифицирован как эффект Керра [250].
У крупнозернистых керамик (с размером зерен порядка 10 мкм)
наблюдается эффект динамического рассеяния, который редко
встречается в твердых телах, его чаще связывают с жидкими кри-
сталлами. Под действием внешнего поля в такой керамике воз-
никают значительные изменения размеров и ориентации сегнето-
электрических доменов. Благодаря сильному двулучепреломлению
и большому показателю преломления каждого домена усиливается
процесс рассеяния на стенках доменов, особенно когда размеры
домена достигают размеров зерен, т. е. сравнимых с длиной волны
света.
За исключением динамического рассеяния, все ранее рассмо-
тренные процессы основаны на эффекте фазовой модуляции.
Конечно, гораздо удобнее было бы иметь модулятор, позволя-
ющий непосредственно влиять на интенсивность проходящего
света, чтобы упростить оптическую схему устройства, исключив
из нее поляризатор, анализатор и т. д. С этой точки зрения весьма
интересен эффект Франца — Келдыша, который наблюдается
в некоторых полупроводниках — Ge, Si, GaAs. Эффект заклю-
222
*
чается в том, что при приложении электрического поля достаточ-
ной напряженности возникает сдвиг края полосы поглощения
материала, Поэтому можно использовать внешнее электрическое
поле в качестве фактора, влияющего на поглощение, а стало
быть, и на интенсивность проходящего света.
В некоторых материалах (чаще всего в сегнетоэлектриках)
из-за неизбежно происходящего на i ранице твердого тела резкого
скачка потенциала, возникают так называемые поверхностные
слои, или слои Кенцига [7], которые имеют показатель преломле-
ния, отличный от показателя преломления в массе материала
вне этих слоев. Скачок потенциала наблюдается на глубинах, опре-
деляемых параметром экранирования, т. е. способностью твердого
тела к перестройке внутреннего распределения объемного заряда.
Наличие слоев Кенцига и упомянутая разность показателей
преломления позволяет надеяться, что слои могут быть исполь-
зованы в качестве маломодовых световодов, модовым составом
которых можно было бы управлять с помощью внешнего электри-
ческого поля.
Волоконно-оптические модуляторы открывают новые воз-
можности построения волоконных систем передачи, особенно
локальных сетей, позволяя осуществлять многократный без-
разрывный ввод информации в световой сигнал, становится воз-
можным создание датчиков, интегрированных на волокне, которые
как ясно из гл. 3, имеют улучшенные характеристики и более
технологичны.
Хотя в принципе считается, что модулятор любого типа может
быть изготовлен целиком в волоконном исполнении, на деле это
далеко не так. Все рассмотренные выше электрооптические эф-
фекты играют существенную роль только в некоторых материалах,
стекла, из которых изготавливают обычные волоконные свето-
воды, к ним не относятся. Определенные возможности связаны
с монокристаллическими волокнами [115], однако какие-либо
конкретные прогнозы по поводу создания устройств на их основе
преждевременны.
Модуляция состояния поляризации световой волны, распро-
страняющейся в волокне, под действием магнитного поля в ре-
зультате эффекта Фарадея, используется в датчиках магнитного
поля и электрического тока (см. п. 3.7). Аналогичным образом
могут быть построены и волоконно-оптические модуляторы, однако
поскольку кварцевые стекла характеризуются низким значе-
нием постоянной Верде, эти устройства слишком громоздки.
Таким образом, и здесь необходимы волоконные световоды, изго-
товленные из специальных материалов с высоким значением
постоянной Верде.
В существующих конструкциях волоконных модуляторов ис-
пользуются фотоупругий эффект и взаимодействие мод световода
с акустическими волнами. Первая конструкция фазового модуля-
тора на многомодовом или одномодовом волокне была предложена
223
в 1974 г. [134], схематически она изображена на рис. 4.21, а.
Модулятор представляет собой катушку из нескольких витков
волокна, намотанных на пьезоэлектрический полый цилиндр.
Под действием электрического напряжения, приложенного к кон-
тактам, нанесенным на внутреннюю и внешнюю поверхности
цилиндра, его диаметр меняется, происходит модуляция фазы
световой волны за счет удлинения волокна и фотоупругого эф-
фекта (изменения показателя преломления). Набег фазы 6Фт
для моды с номером т определяется выражением
бФт = nmNVd33 (1-4- ^12 ~ (Рп + Рп) И]) , (4-50)
где пт — эффективный показатель преломления моды с номером т;
N— число витков; V — электрическое напряжение, приложен-
ное к пьезокерамике; d3S —
пьезоэлектрический коэф-
фициент в направлении
Рис. 4.21. Волоконные фазовые
модуляторы: а — на пьезоэлек-
трическом цилиндре [134]; б —
с осесимметричным возбуждени-
ем [193];
1 — пьезоэлектрический цилиндр;
2, 3 — волоконные световоды; 4 —
пьезоэлектрический полуцилиндр
приложенного напряжения; рп и /?12 — компоненты тензора
фотоупругости; ц — коэффициент Пуассона. Для кварцевых
световодов = 0,121, р12 = 0,27, ц = 0,17. Из-за различия
пт фазовые набеги для различных мод различны, однако мак-
симальный относительный разброс составляет А = (н, — л2)/пь
т. е. обычно не превышает 10-2. При использовании реально суще-
ствующих волокон характеристики модулятора таковы, что
бФт = 0,064-0,08 рад/В-виток. Этого вполне достаточно для
использования волоконных модуляторов такой конструкции в фа-
зовых ВОД. Рабочая полоса частот определяется размерами
пьезоэлектрического цилиндра, верхняя граничная частота не
превышает обычно 104—106 Гц. Существенным недостатком опи-
санной конструкции является то, что в процессе модуляции по-
является двулучепреломление в волоконном световоде, вызванное
его деформацией.
Этого недостатка лишена конструкция, изображенная
на рис. 4.21, б. Пьезопреобразователь, выполненный из двух полу-
цилиндров, индуцирует акустическое поле, сфокусированное на
оси световода, так что напряжения, возникающие в волокне,
осесимметричны и двулучепреломление отсутствует [219]. Близка
к описанной выше конструкция волоконно-оптического фазового
модулятора, представленная на рис. 4.22, а. Участок волоконного
224
световода покрыт оболочкой из радиалыю-поляризованного пьезо-
активного полимера. Модулятор достаточно эффективно работает
в полосе частот 0—50 МГц, его частотная характеристйка изобра-
жена на рис. 4.22, б [193]. Характеристика имеет явно выражен-
ные резонансные пики, соответствующие продольному резонансу,
радиальным резонансам полимерной оболочки и самого волокна.
Интересным представляется волоконно-оптическое устрой-
ство, по своим функциям аналогичное акустооптической ячейке
Брэгга, сдвигающей световую частоту. Конструкция такого моду-
Рис. 4.22. Волоконный фазовый модулятор с пьезоактивным
полимером [193]: а — конструкция; б — частотная харак-
теристика;
1 — волокно; 2 — металлическое покрытие; 3 — оболочка из пьезо-
активного полимера, 4 — аксиальный (продольный) резонанс; 5 —
радиальный резонанс полимерной оболочки; 6 — радиальный ре-
зонанс волокна
лятора изображена на рис. 4.23, а [341 ]. В одномодовом волокне
с двулучепреломлением (световод, сохраняющий поляризацию)
возбуждается ультразвуковая волна так, что угол между фронтом
волны и осью волокна составляет величину 0, такую что
А = Lp sin 0, (4.51)
где А—длина акустической волны; Lp—длина биений между
модами с ортогональными состояниями поляризации. Условие
(4.51) означает, что период изменений показателя преломления
вдоль оси световода, обусловленный акустическим воздействием,
совпадает с длиной биений. В результате взаимодействия световой
волны с движущейся структурой с периодом Lp происходит эф-
фективное преобразование мод. Если в световоде распространяется
«быстрая» мода, поляризованная вдоль малой оси эллипса показа-
теля преломления двулучепреломляющего волокна, она пре-
образуется в ортогонально-поляризованную «медленную» моду,
при этом происходит сдвиг световой частоты v0, она увеличивается
на величину F — частоту акустических колебаний (рис. 4.23, б).
Если же возбуждена была «медленная» мода, то ее преобразование
сопровождается уменьшением частоты на величину F. В работе
[341 ] такое устройство было реализовано на волоконном световоде
с длиной биений Lp — 1,7 мм на длине волны 0,63 мкм, угол 0
8 Бутусов М. М. и др. 225
был равен 13,5°, при этом частота акустических колебаний F
составляла 15 МГц. Описанное устройство с успехом может за-
менить объемную ячейку Брэгга в волоконно-оптических гироско-
пах и в фазовых ВОД с гетеродинным приемом.
Таким образом, существующие и разрабатываемые волоконно-
оптические модуляторы в значительной мере удовлетворяют
требованиям, предъявляемым к такого рода устройствам в ВОД
Рис 4.23 Волоконный
модулятор, сдвигающий
оптическую частоту [341]
а — конструкция, б —
диаграмма, иллюстрирую-
щая сдвиг частоты,
1 — пьезопреобразователь.
2 — кварцевая призма, 3 —
волоконный световод с дв\-
лучеиреломлением 4—слой
поглощающий ультразвук,
5 — «быстрая» мода, 6 —
«медленная» мода
различного назначения. Такие модуляторы могут быть исполь-
зованы для безразрывного ввода информации в системах сбора
данных, работающих с фазовой или частотной модуляцией.
4.4. Фотодетекторы
Назначение фотодетектора в волоконно-оптических
системах связи и световодных измерительных системах состоит
в преобразовании оптического сигнала в электрический, который
затем усиливается и обрабатывается в электронных схемах. Фото-
детекторы должны иметь высокую чувствительность в рабочих
спектральных диапазонах, минимальные шумы, достаточные для
данной системы быстродействие и линейность отклика, высокую
надежность. В наибольшей мере этим требованиям отвечают полу-
проводниковые р — i — п фотодиоды (ФД) и лавинные фото-
диоды (ЛФД), которые широко используются в волоконно-опти-
ческих системах [15, 77, 336]. Они имеют малые размеры и доста-
точно хорошо стыкуются с волоконными световодами и электрон-
ными схемами.
Типичные конструкции ФД р — I — п типа изображены на
рис. 4.24. Между слоями полупроводника с противоположными
знаками проводимости (р- и n-слои) расположена область с соб-
ственной проводимостью (i-область); р- и n-слои с высокой кон-
центрацией примесей имеют малое удельное сопротивление,
г'-слой —• очень большое, близкое к собственному удельному
сопротивлению материала. На диод подается обратное напряже-
ние, такое что z-слой обедняется свободными носителями. Фо-
тоны, поглощаемые в обедненной области, вызывают переходы
электронов в зону проводимости, т. е. приводят к рождению
226
пары электрон—дырка. Свободные носители, генерируемые
при поглощении света, разделяются и ускоряются электрическим
полем, которое в обедненном слое является сильным и практи-
чески однородным, и вызывают фототок в цепи смещенья Элек-
тронно-дырочные пары, рожденные вне обедненного слоя, дви-
жутся медленно и создают диффузионный ток. ФД р — i — п типа
конструируются так, чтобы свет поглощался в основном в обед-
ненной области, а постоянная времени фотодетектора определялась
не диффузией носителей, а их дрейфом с высокой скоростью
Рис. 4 24. Конструкции р—i—п фотодиодов: а — диод с фрон-
тальным освещением, б — диод с боковым освещением,
1 — металлические контакты; 2 — слой полупроводника с п-прово-
димостью, 3 — t-слой (обедненная область), 4 — р-слой, 5 — диэлек-
трик (SiO8); 6 — просветляющее покрытие, 7 —отражатель
в i-слое. Поэтому р-слой, через который свет проходит в диодах
с фронтальным освещением (рис. 4.24, а), обычно в 10—100 раз
(d < 1 мкм) тоньше i-слоя. В диодах с боковым освещением
(рис. 4.24, б) свет попадает непосредственно в обедненную область,
однако толщина ее не может быть большой (W < 50 мкм), чтобы
не увеличивать время пролета носителей, поэтому в такой кон-
струкции возникают проблемы стыковки ФД со световодом.
В обеих конструкциях на входную грань ФД наносится просвет-
ляющее покрытие, чтобы изменить потери света на френелевское
отражение от границы раздела полупроводник — воздух.
В ФДр — i — п типа в лучшем случае каждый поглощенный
фотон рождает одну пару электрон—дырка. В лавинных фото-
диодах происходит внутреннее усиление сигнала. ЛФД скон-
струированы с таким расчетом, что в них образуется область
с сильным электрическим полем (£ ~ 3. 106 В/см). В таком поле
электроны, генерируемые светом, ускоряются до энергий, /'оста-
точных для ударной ионизации атомов кристаллической решетки
Образующиеся в результате ионизации свободные носители также
ускоряются и рождают новые пары. Такой лавинный процесс
приводит к тому, что поглощение фотона порождает не одну
электронно-дырочную пару, а десятки и сотни. Таким образом,
в ЛФД происходит внутреннее умножение фототока с коэффи-
циентом умножения М
8*
227
где V — обратное напряжение, приложенное к диоду; Упр —
напряжение пробоя диода; п — экспериментально определяемая
величина (п 1), зависящая от конструкции диода, его материала
и условий освещения. Зависимость коэффициента умножения М
от температуры определяется температурной зависимостью вели-
чин |/пр и п:
Kip l^npo а (Т То)‘, п = пп -ф b (Т — То), (4.53)
где значения УПро. ^о» а, b и То определяются эмпирически. Необ-
ходимо отметить, что умножение является статистическим про-
цессом, в ходе которого
каждый носитель, рожденный за счет
поглощения фотона, создает случайное
число вторичных носителей со средним
значением М.
Одна из наиболее распространенных
конструкций ЛФД схематически изоб-
Рис. 4.25. Конструкция ЛФД:
1 — металлические контакты; 2 — р+ слой, 3 — ft-
слой, 4 — SiO2, 5 — п слой с охранным кольцом;
6 — р-слой, 7 — просветляющее покрытие
ражена на рис. 4.25 [266]. Структура ЛФД выращена на вы-
соколегированной кремниевой подложке (р+ -слой). Основная
часть света поглощается, порождая первичные пары носите-
лей, в л-слое с собственной проводимостью. Умножение про-
исходит в р — п+-переходе, где электрическое поле велико.
Слой с р-проводимостью, необходимый для создания области
с умножением, окружен охранным кольцом с п-проводимостью,
предотвращающим электрический пробой на краях умножающего
перехода. Большая ширина обедненного слоя, относительно тон-
кий ц+-контактный слой и просветляющее покрытие делают ЛФД
такой конструкции достаточно эффективным.
Фототок ФД р — i — n-типа определяется выражением, име-
ющим ясный физический смысл,
IP-qe[—, (4.54)
где q —• квантовая эффективность фотодетектора; ‘е — заряд элек-
трона; Р — мощность оптического излучения; hv — энергия фо-
тона. Таким образом, P/hv есть число фотонов, падающих на де-
тектор в единицу времени. Квантовая эффективность определяет,
какая часть фотонов рождает электроны; число электронов,
рожденное в единицу времени, умноженное на заряд, дает фото-
ток. Отсюда чувствительность S фотодиода р — i — п-типа
S = q (e/hv) = q (ek/hc) (4.55)
или, если длину волны измерять в микрометрах,
S = 0,8?% А/Вт. (4.56)
228
В обедненном слое поглощаются фотоны, не отраженные от по-
верхности диода и не поглощенные контактным слоем, поэтому
квантовая эффективность
q = (1 - r)e-Kd (1 - e-aUZ), (4.57)
где г — коэффициент отражения света по мощности от границы
воздух — полупроводник; a — коэффициент поглощения полу-
проводника; d и W — ширина контактного и обедненного слоев
соответственно. Из выражений (4.55) и (4.57) понятно, что суще-
ствует «красная граница» в спектральной зависимости чувстви-
тельности, определяемая шириной запрещенной зоны. Фотоны
с энергией, меньшей ширины запрещенной зоны, не поглощаются
(а = 0), причем граничная длина волны (мкм) определяется
известным условием [см. формулу (4.2) ] /.гр = chJEg, или /.гр =
= 1,2398/fg. Для диапазона длин волн 0,8—0,9 мкм широкое
распространение получили кремниевые детекторы, поскольку
технология кремниевых полупроводниковых приборов хорошо
разработана и токи утечки в них незначительны. Кремниевые
фотодиоды с тонким контактом (d < 1 мкм) и просветляющим
покрытием в этом диапазоне длин волн имеют квантовую эффек-
тивность q « 0,9 и чувствительность 0,5—0,6 A/Вт. Однако
ширина запрещенной зоны (1,1 эВ) ограничивает использование
кремния длинами волн не более 1,1 мкм. Для перспективных
диапазонов вблизи 1,3 и 1,5 мкм используются германий и соеди-
нения Яш—Bv—InxGa1_xAs?P1_?, а также InxGai_xAs.
Чувствительность ЛФД, как следует из изложенного выше,
(4-58)
Порог чувствительности фотодетекторов определяется как мощ-
ность излучения, при которой фототок равен шумовому току.
Времена прихода отдельных фотонов — случайные величины,
подчиняющиеся статистике Пуассона, поэтому ток в каждый
момент времени также есть величина случайная. Как известно,
такой шум носит название дробового, среднеквадратическое зна-
чение его спектральной плотности для значения фототока /ф
d/df (г) = 2е/ф, (4.59)
где f — частота сигнала.
Величина /ф включает ток /Р, вызванный мощностью светового
сигнала, и темновой ток /т:
^Ф = ip + iy (4.60)
Это означает, что для уменьшения шумов необходимо минимизи-
ровать темновые токи, представляющие собой поверхностные
и объемные токи утечки. В кремниевых детекторах токи утечки
можно снизить до уровня 10“9 А, а в германии и в соединениях
Л1ПВу они обычно на два порядка выше. Темновой ток растет
229
с увеличением температуры по закону ехр (—Eg!2kT), где k —
постоянная Больцмана, Т — температура, К.
Из выражений (4.54) и (4.59) следует, что пороговая детекти-
руемая мощность и соответствующий ей фототок равны:
Ра - /2ДТ A//s; (4.61)
Урп = 1 2eFr \f, (4.62)
где А/ — полоса регистрируемых частот. Для реализации порого-
вой чувствительности необходимо выбрать такое значение сопро-
тивления нагрузки (входного сопротивления усилителя)
чтобы тепловые шумы самого сопротивления не превышали напря-
жения /ф. пЯц- Расчет показывает [15], что для кремниевых
р — i — «-фотодиодов с темновым током /т = 10~9 А /?н должно
быть равным 5—50 МОм. При таких значениях сопротивления
сильно ограничивается частотный диапазон фотоприемника,
поэтому на практике выбираются значительно меньшие сопротив- •
лення нагрузки и порог чувствительности определяется шумами
первого каскада усилителя.
В ЛФД спектральная плотность шума определяется выраже-
нием [77, 336 1
d/df (i2) = 2е/фЛ42А (М), (4.63)
где F (/И) — коэффициент, учитывающий случайный характер
процесса умножения. Приближенное выражение для F (Л4) имеет
вид
F (А4) = Мх. (4.64)
Для кремния х ~ 0,3-4-0,5, для германия х» 1. Коэффициент
умножения М в принципе можно увеличивать до тех пор, пока
шумы фотодетектора не сравняются с шумом усилителя. Однако
ток сигнала растет пропорционально М, а шумовой ток — про-
порционально М । F (М), поэтому имеется оптимальное для отно-
шения сигнал/шум значение коэффициента умножения. Для крем-
ниевых ЛФД оно составляет 80—100. В этом случае ЛФД без-
условно более чувствительный детектор, чем р — i — «-диод,
однако необходимо помнить о его недостатках. -Первый заклю-
чается в том, что ЛФД работают при достаточно высоких напря-
жениях смещения (80—400 В), тогда как р — i — «-фотодиод
можно запитывать от источников', используемых для обычных
полупроводниковых микросхем. Второй существенный недостаток
ЛФД состоит в том, что коэффициент лавинного умножения М
зависит достаточно сильно от температуры, что зачастую при-
водит к необходимости тер.мостабилизации.
Линейность выходной характеристики /Р = sP р — i — «-фо-
тодиода, работающего с обратным смещением, исключительно
высока вплоть до величины 1Р = 107/Рп, так что световые мощ-
ности, используемые в световодных системах (Р —- 10-3 Вт), не-
230
приводят к насыщению [336]. Первым эффектом, возникающим
при возрастании мощности, является уменьшение напряженности
электрического поля в обедненной области. Это не уменьшает
чувствительности, однако снижает скорость движения носителей
и соответственно верхнюю гранйчную частоту детектора.
Линейность выходной характеристики ЛФД также высока
для световых мощностей в диапазоне 10~9—1O'J Вт [336]. При
больших уровнях мощности чувствительность снижается из-за
накопления пространственного заряда в обедненном слое, при-
водящего к изменению распределения электрического поля и
в результате к снижению коэффициента умножения.
Быстродействие р — i — n-фотодиода в пределе определяется
временем пролета носителей через обедненный слой. В кремни-
евых диодах высокий квантовый выход обеспечивается, как уже
говорилось, при толщине обедненного слоя W х 50 мкм, при этом
время отклика составляет 0,5 нс [77]. Для получения большего
быстродействия приходится поступаться чувствительностью.
Второе ограничение на быстродействие может накладываться
постоянной времени детектора RaC (Ra — сопротивление на-
грузки; С — емкость диода). Емкость р — i — n-фотодиода С =
— Aeoer/W, где А — площадь перехода; 80 и г, —диэлектриче-
ские постоянные вакуума и полупроводника соответственно.
Для кремния ег — 11,7 и С = 1,035-1СГ10 (А/W) Ф. Для серийных
диодов обычно А ~ 1 мм2, W ~ 50 мкм и С ~ 2 пФ. Учитывая,
что для высокочастотных приемников Ra = 50 Ом, получаем
RaC = 10"10 с.
Быстродействие ЛФД ограничивается теми же факторами,
однако полное время дрейфа носителей в них примерно в два раза
больше, чем у р — i — п-фотодиодов.
В последнее время быстро возрастает интерес к построению
разветвленных многоцелевых волоконно-оптических сетей. Часто
встает задача распределения информации между большим числом
разного рода приемных устройств. Неизбежные потери в опти-
ческих ответвителях приводят к необходимости в этих случаях
искать возможности безразрывного детектирования излучения
в волоконном световоде. Устройства, выполняющие такие функ-
ции, можно назвать проходными фотодетекторами.
Принцип действия известных схем проходных фотодетекторов
[6] состоит в детектировании малой части световой мощности,
распространяющейся в оболочке волоконного световода вблизи
его сердцевины. В первой конструкции [6], схематически изобра-
женной на рис. 4.26, а, на небольшом участке (~5 мм) волокон-
ного световода отражающая оболочка удалена химическим трав-
лением. На поверхность сердцевины на этом участке нанесен слой
полупроводника — аморфного гидрированного кремния. Тол-
щина слоя составляет ~0,5 мкм, расстояние между контактами,
расположенными на его поверхности, ~250 мкм. Потери световой
231
энергии при прохождении через детектор — 0,4 дБ/мм. Устройство
работает в режиме фотосопротивления, и быстродействие его по-
этому невелико.
В другой конструкции (рис. 4.26, б) используется стандартный
р — i — n-фотодиод и ограничения на быстродействие прободного
фотодетектора не специфичны. Здесь, как и в конструкции, изоб-
раженной на рис. 4.26, а (только не полностью), на участке 5—
10 мм удалена оболочка и заменена жидким или твердым (про-
зрачный клей) иммерсионным слоем, в котором размещена фого-
чувствительная область р — i — n-фотодиода. Для волоконного
Рис, 4.26. Проходные фотодетекторы: а — на гидрирован-
ном кремнии; б — с р—i—п-диодом;
1 — сердцевина волокна, 2 — оболочка, 3 — пленка полупро-
водника, 4 — контакты, 5 — прозрачный клей; 6 — p-t — n-
днод
световода с диаметром сердцевины 90 мкм и оболочки 240 мкм:
для надежного детектирования достаточно удалить слой оболочки
толщиной 60 мкм. Вносимые детектором потери в этом, случае
не превышают 0,2 дБ.
При измерении характеристики волоконных световодов и за-
готовок для их производства информация очень часто содержится
в пространственном распределении интенсивности светового из-
лучения (см. гл. 5). При этом для преобразования оптической
информации в электрический сигнал необходимо использовать
многоэлементные фотоприемники или сканировать одиночный
фотоприемнвк. Во втором случае невозможна работа в реальном
масштабе времени, к тому же разъюстировки в механических
устройствах сканирования приводят к достаточно большим по-
грешностям измерений. Использование матриц и линеек фото-
детекторов (например, р — i — п-фотодиодов) с параллельными
выходами усложняет ввод информации в вычислительные устрой-
ства. Широкие возможности при построении оптико-цифровых
систем для волоконной оптики и приборостроения открывают
фотоприемники на основе приборов с зарядовой связью (ПЗС) [76].
Многоэлементные фотоприемники ПЗС — линейки и матрицы —-
совмещают в единой интегральной структуре как светочувстви-
тельные элементы, так и регистры сдвига.
В основе работы ПЗС лежат процессы, протекающие в струк-
турах типа металл — окисел — полупроводник (МОП), способных
232
собирать и накапливать пакеты неосновных носителей в потен-
циальных ямах на границе Si — SiO2. Через определенные ин-
тервалы времени осуществляется перенос зарядовых пакетов пу-
тем управляемого перемещения потенциальных ям. В ПЗС-фото-
приемниках фоточувствнтельные элементы/фотодиоды или МОП-
конденсаторы) преобразуют интенсивность света в пропорци-
ональные ей заряды, сдвиговые регистры перемещают эти ин-
формационные пакеты к общему выходу. Таким образом, осуще-
ствляя параллельный съем большого числа световых сигналов,
ПЗС позволяет достаточно просто организовать последовательный
ввод соответствующих электрических сигналов в ЭВМ.
4.5. Оптические вентили
Полупроводниковые лазеры и светодиоды, применя-
емые для связи, должны быть компактными, потреблять мало
мощности, обеспечивать работу на длинах волн излучения, на-
ходящихся в окнах прозрачности волоконных световодов, а также
должны удовлетворять ряду требований, касающихся спектраль-
ного состава излучения и его стабильности. Стабильность полупро-
водниковых лазеров сильно зависит от уровня отраженных сигна-
лов, возвращенных обратно в резонатор и вызывающих флуктуа-
ции интенсивности, перестройку спектра, возрастание шумов
(см. п. 4.2, а также работы [224, 2501). Чтобы отраженные сиг-
налы не попадали в резонатор лазера, разрабатываются оптиче-
ские вентили, обеспечивающие однонаправленную передачу.
Целесообразность применения оптического вентиля опреде-
ляется назначением системы. Так, хотя для систем связи со ско-
ростью передачи до 560 Мбит/с не выявлено заметного улучшения
параметров в результате применения оптических вентилей, их
используют в ряде систем со скоростью более 560 Мбит/с. В то
же время ряд параметров световодных измерительных систем
сильно зависит от амплитудных и фазовых шумов лазеров (см.
п. 3.5) и здесь применение оптических вентилей чаще всего необ-
ходимо. Основными требованиями к оптическим вентилям явля-
ются обеспечение малых оптических потерь в прямом направлении
(1—2 дБ) и больших потерь в обратном (20 дБ) (второй параметр
часто называют развязкой прямого и обратного каналов). Оптиче-
ские вентили могут разрабатываться в волоконном, микроопти-
ческом и планарном исполнении.
Принцип работы вентилей в микрооптическом исполнении ос-
нован на невзаимном повороте плоскости поляризации излучения
в результате эффекта Фарадея. Схема построения таких вентилей
представлена на рис. 4.27. Коллимированный луч от источника из-
лучения после прохождения через поляризатор линейно поляризо-
ван. Магнитооптический элемент поворачивает плоскость поля-
233
ризации на 45° по часовой стрелке по отношению к поляризатору,
пропускает излучение в фокусирующий элемент и далее в воло-
конный световод. Отраженный оптический сигнал, поступающий
из волоконного световода, пройдя через анализатор и магнито-
оптический элемент, получает дополнительный поворот плоскости
поляризации на 45° против часовой стрелки (распространение про-
тив поля). Следовательно, угол поворота плоскости поляризации
составляет 90° по отношению к поляризатору, который не пропу-
скает его к источнику излучения.
Основным функциональным компонентом оптических венти-
тилей этого типа является магнитооптический элемент, обеспе-
чивающий поворот плоскости поляризации. Требование обеспечения
малых оптических потерь при
прохождении излучения через
него вызывает необходимость
применения различных мате-
Рис. 4 27. ААикрооптический вентиль-
1 — поляризатор, 2 — магнитооптический
элемент (фарадеевский вращатель}, 3 —
магнитная система, 4 — анализатор, а —
фокусирующий элемент, 6 — волокон-
ный световод
риалов для оптических диапазонов 0,8—0,9; 1,18—1,35 и
1,5—1,7 мкм.
В диапазоне 0,8—0,9 мкм наибольшей магнитооптической
добротностью обладают парамагнитные стекла. Постоянная Верде
для различных марок стекол [225] составляет 3,64-10"® 4-
4-1,82-КГ4 рад/А на длине волны 0,8 мкм. На основе парамагнит-
ных стекол разработано несколько конструкций оптических вен-
тилей [102, 225, 243], отличающихся, главным образом, кон-
струкцией магнитооптического элемента. Такой элемент, выпол-
ненный в виде цилиндрического стержня, в связи с малыми зна-
чениями постоянной Верде имеет довольно большею длину—
порядка 50 мм. Разработан ряд конструкций, в которых увеличе-
ние оптического пути достигается за счет многократных отражений.
Магнитная система обычно изготавливается из самарий-кобальто-
вых магнитных дисков, создающих поле порядка 2-103 А/м.
В качестве анализаторов и поляризаторов используются призмы
Глана—Томпсона, Рошона или многослойные оптические покры-
тия. Разработанные вентили имеют хорошие параметры: прямые
оптические потери составляют 0,5—1,5 дБ, а обратные — 30—
40 дБ.
В диапазоне 1,15—1,7 мкм магнитооптические элементы из-
готавливают из объемных или пленочных монокристаллических
феррогранатов. Монокристаллы железоиттриевого граната на
длине волны 1,15 мкм имеют магнитооптическую добротность
~ 2 рад/дБ и обладают удельным фарадеевским вращением 4,3 X
х 10а рад/м. Поле насыщения — 9,6 104 А/м. Для поворота
234
плоскости поляризации на 45° необходима пластина толщиной
порядка 2 мм. Снижение оптических потерь, вызванных френелев-
ским отражением, достигается за счет применения антиотражаю-
щих покрытий Оптические вентили с использованием объемных
монокристаллов железоиттриевого граната [188, 225, 333] имеют
на длине волны 1,3 мкм прямые оптические потери 1—2 д Би
обратные порядка 30 дБ
Величина фарадеевского вращения у железоиттриевого гра-
ната убывает с увеличением длины волны от 1,2 до 1,7 мкм с
4,2-102 до 2,3-102 рад/м, поэтому этот материал не пригоден
для создания широкополосного оптического вентиля, способного
работать в диапазоне 1,15—
1,7 мкм. Для железоиттербиево-
ю граната, имеющего несколь-
ко худшую магнитооптическую
Рис 4 28 Планарный оптический вен-
тиль
1 — призма, 2 — планарный магнитоопти
чсский световод, 3 — поляризатор, 4 — не-
ъзапмный (фарадеевский) вращатель, 5 —
взаимный вращатель 6 — градиентная
лннза 7 — волоконный световод
добротность, фарадеевское вращение составляет 1 • 102 рад/м во всем
диапазоне длин волн 1,2—1,7 мкм и поле насыщения 6-Ю5 А/м.
На его основе разработан широкополосный вентиль, имеющий пря-
мые оптические потери 7,5 дБ и обратные потери 32 дБ [105].
Уменьшение внешнего поля может быть достигнуто за счет
применения толстых монокристаллических пленок феррогранатов
На пленке Gd0,2Y2,8Fe6O12 толщиной 120 мкм, выращенной на
подложке гадолиниево-галлиевого граната, созданы устройства,
требующие внешнего магнитного поля напряженностью всего
8• 103 А/м. Прямые оптические потери на длине волны 1,3 мкм
составляют 0,8 дБ, а обратные — ~20 дБ [98, 99]
Перспективными материалами являются содержащие висмут
редкоземельные феррогранаты Cd3_xBixFe6O12 (х = 0,7—1,2),
имеющие экстремально высокие значения фарадеевского вращения
(5.3-103 рад/м для X = 1,15 мкм) [375]. На их основе можно ре-
ализовать оптические вентили с прямыми потерями менее 1 дБ
и обратными потерями 30 дБ, возможно применение этих материа-
лов и в диапазоне 0,8—0,9 мкм. Однако изготовление высокока-
чественных монокристаллов, содержащих до 40 % висмута, в на-
стоящее время является серьезной проблемой.
Оптические вентили на основе планарных световодов требуют
последовательного ’использования невзаимного оптического эф-
фекта (направление вращения плоскости поляризации зависит
от направления распространения света) и взаимного оптического
эффекта. Схема построения планарного оптического вентиля пред-
ставлена на рис 4 28.
235
Коллимированный луч вводится в планарный световод и после
прохождения поляризатора (поглотителя ТТИ-мод) в световоде
распространяется только 771-мода. В результате невзаимного
оптического эффекта обеспечивается преобразование 50 % оп-
тической энергии в ТТИ-моду, которое можно рассматривать как
поворот плоскости поляризации на 45°. В результате взаимного
оптического эффекта осуществляется преобразование ТЛВмоды
в TTi-моду, таким образом на анализатор поступает Т’Е-мода,
которую он пропускает на элементы вывода излучения из планар-
ного световода и далее в волоконный световод. Свет, распространя-
ющийся в обратном направлении, в результате последовательного
действия взаимного и не-
взаимного оптических эф-
фектов преобразуется в
Т/И-моду, которая погло-
Рис. 4.29. Волоконно-оптиче-
ский вентиль
щается поляризатором, и излучение пе возвращается в источник
излучения.
При использовании в качестве световода монокристаллической
пленки железоиттриевого граната [118] действие невзаимного
изотропного преобразователя основывается на эффекте Фарадея,
а взаимного анизотропного преобразователя — на эффекте Кот-
тон—Мутона [1181. Поглотителем ТТИ-мод служит напыленная
пленка алюминия. Излучение в гранатовой пленке распространя-
ется в направлении (ПО). Для возникновения эффекта Коттон—
Мутона необходимо, чтобы магнитный момент составлял 22,5'
с плоскостью пленки и был перпендикулярен к направлению рас-
пространения. Это достигается приложением внешнего магнитного
поля с компонентами Нх = 2-104 А/м, Ну = 1,2-103 А/м. Константы
ТЕ —77И-преобразования для пленки железоиттриевого граната
для изотропного и анизотропного эффектов равны соответственно
kx = 142 7см, k2 — 75 7см.
Применение в качестве волновода пленки Bi< YIG на под-
ложке гадолиниево-галлиевого граната [100] и использование
пленки ZnO для улучшения анизотропного преобразования поз-
волило реализовать оптический вентиль с прямыми потерями 4 дБ
и обратными потерями 13 дБ.
На основе одпомодовых волоконных световодов, обладающих
собственным или созданным за счет конструкции катушки двулуче-
преломлением [378 ], также могут быть созданы оптические вентили
[135]. Схема построения вентиля представлена на рис. 4.29.
Принцип действия вентиля основан на перераспределении энергии
между ортогональными поляризациями в волоконном световоде,
обладающем двулучепреломлением, под действием магнитного
236
поля в результате эффекта Фарадея. Это перераспределение [1361
подчиняется закону
I Еу 1« sin2 ( VB°Z
I £«(0) | Sin k 2 J’
где Ex, Ey — электрические компоненты световой волны, парал-
лельные осям двулучепреломления; V — постоянная Верде (для
чистого кварца V = 3,7- 10~в рад/А), Во — магнитная индукция.
Перераспределение 50 % энергии из одной составляющей в
другую эквивалентно повороту плоскости поляризации на 45°.
При прохождении света через поляризатор и катушку, рас-
положенную в магнитном поле, плоскость поляризации поворачи-
вается на 45°, и свет проходит через анализатор без ослабления.
В обратном направлении добавляется 45° и такое излучение не
пропускается поляризатором. Двулучепреломление в волоконном
световоде может быть создано за счет соответствующей конструкции
и технологии изготовления, например за счет анизотропных на-
пряжений, возникающих при намотке волокна на катушку с опре-
деленным радиусом. При этом двулучепреломление (7м) описыва-
ется формулой АР = kjjZ/R2, где г — радиус волокна; R — ра-
диус витков; kK = 7,7-10 7м для X = 0,63 мкм.
Для катушки диаметром 2 см в магнитном поле с индукцией
0,3 Тл поворот плоскости поляризации на 45° достигается при
25 витках (приблизительно 1,5 м волокна). Устройство на основе
такой катушки имеет прямые оптические потери 0,8—0,4 дБ и
обратные потери 44,5 дБ.
Таким образом, разработаны или разрабатываются оптические
вентили на основе микрооптики, планарных и волоконных свето-
водов. Микрооптические вентили доведены до параметров, необхо-
димых для применения в аппаратуре, планарные и волоконные еще
не отвечают всем предъявленным требованиям. Микрооптические
и волоконные вентили совместимы с устройствами ввода излучения
в волоконный световод из полупроводникового лазера. Перспекти-
вы разработки планарных оптических вентилей не ясны, особенно в
связи с тем, что они должны существовать в виде дискретных уст-
ройств, так как на современном этапе совмещение технологии из-
готовления полупроводниковых лазеров и магнитооптических
планарных световодов представляется чрезвычайно сложной зада-
чей.
4.6. Оптические соединители
Для соединения элементов световодных систем ме-
жду собой требуются простые и надежные соединители волокон-
ных световодов друг с другом (ВС—ВС), с излучателями (ИИ—ВС),
фотодетекторами (ВС—ФД) и полосковыми световодами (ВС—ПС).
237
Оптический соединитель представляет собой один из самых
важных пассивных компонентов для световодных систем, от уровня
разработки которых зависят предельные возможности и сроки
эксплуатации систем. Требования, предъявляемые к соединителям,
можно сформулировать следующим образом: низкий уровень оп-
тических потерь, стабильность оптических потерь в процессе экс-
плуатации, устойчивость к внешним воздействиям, надежность,
простота сборки, низкая стоимость, герметичность.
Оптические соединители ВС—ВС. Соединение волоконных
световодов производится либо непосредственно «встык», либо
с использованием коллимирующих и фокусирующих элементов.
Оптические потери при соединении «встык». Оптические по-
тери при непосредственном соединении волоконных световодов
можно разделить на три группы:-1) определяемые взаимным рас-
положением волоконных световодов; 2) связанные с иеидентич-
ностью параметров соединяемых волоконных световодов; 3) свя-
занные с отражением от торцов световодов.
В первой группе наибольшую роль играют потери, связанные
с радиальным смещением (децентрировкой) сердцевины волокон-
ных световодов, но также существенную роль играет угловое рас-
согласование, а также расстояние между световодами (осевое сме-
щение).
Потери в результате децентрировки
1374] могут быть определены по формуле
адец = Ю 1g Лдец> (4.65)
где т]дец — коэффициент эффективности совмещения, зависящий
от децентрировки, профиля показателя преломления волоконных
световодов, модового состава оптического излучения. Коэффициент
? эффективности совмещения__зависит от относительного радиального
смещения х/а (х — смещение, а—'радиус сердцевины), а также от
модового состава излучения и распределения оптической энергии
по сечению волоконного световода. Для коэффициента эффектив-
ности получены следующие аналитические выражения 1157,274]:
для волоконных световодов со ступенчатым профилем пока-
зателя преломления при однородном возбуждении моды
Лдец =" 1 — 0,64л7й, (4.66)
то же с учетом мод оболочки
"Пдец = 1 •— 0,5х/й, (4-67)
для волоконных световодов с градиентным профилем показателя
преломления при однородном возбуждении мод
Лдец = 1 — 0,85х/й, (4.68)
то же с учетом мод оболочки
Лдец = 1 — 0,75х/й. (4.69)
238
Легко увидеть, что у волоконных световодов с. градиентным
профилем показателя преломления оптические потери выше.
Это связано с тем, что их числовая апертура, максимальная по оси,
убывает до нуля к периферии сердцевины. Точность расчетов при
вычислении по приведенным выше формулам вполне достаточна
для инженерных целей и хорошо согласуется с эксперименталь-
ными данными.
Для одномодовых волоконных световодов со ступенчатым и
градиентным профилем показателя преломления более точно оп-
тические потери в результате децентрировки можно рассчитать
по формуле
«Дец- -10 1ge-^!, (4.70)
где w — параметр, определяющий диаметр луча.
По формулам (4.65)—(4.69) легко оценить необходимую точ-
ность совмещения для обеспечения оптических потерь в соедини-
теле менее 0,5 дБ. Относительное смещение должно быть не больше
0,2, что для многомодовых световодов с диаметром сердцевины
50 мкм дает точность 5 мкм, а для одномодовых с диаметром серд-
цевины 7 мкм — не менее 0,7 мкм. Потери очень сильно возрастают
с увеличением децентрировки: аДец достигает 3 дБ при смещении
одномодовых световодов всего на 5 мкм.
Угловое рассогласование волоконных светово-
дов также приводит к существенным оптическим потерям, но в
меньшей степени, чем децентрировка. Для многомодовых волокон-
ных световодов в приближении стационарного распределения оп-
тической энергии по модам [277] получено выражение, хорошо
согласующееся с экспериментальными данными,
«угл = 10 1g {1 -е/[пП1 (2А)'Д}, (4.71)
где п — показатель преломления среды между соединяемыми
световодами; пх — показатель преломления сердцевины; А =
= («1 — «2)/2hi («2 — показатель преломления оболочки); 0 —
угол рассогласования, рад.
Для одномодовых волоконных световодов [2561 оптические
потери могут быть рассчитаны с помощью уравнения
аугл = —10 1g {exp [—(ля2щ0/Х)2 ]}. (4.72)
Рассчетные и экспериментальные зависимости показывают,
что для многомодовых световодов рассогласование на Г приводит
к потерям порядка 0,3 дБ, а для одномодовых ~0,8 дБ. Угловое
рассогласование на ~5° дает уже значительные потери: ~1,8 дБ
для многомодовых и дБ для одномодовых световодов.
Оптические потери в соединениях волоконных световодов уве-
личиваются также в результате осевого рассогласо-
вания. Для многомодовых волокон было получено следующее
выражение:
Г —1
«прол = -10 1g Li - (z/4a)(nx/n)(2A)2 J, (4.73)
239
где п. и п — показатели преломления сердцевины волоконного
световода и среды между торцами волокон соответственно. Для
одномодовых волокон потери описываются уравнением [256]
а = —10 1g-----------------------—4z2 ------ (4 74)
«прод Щ (4z2 + 2)a/(4 + z2) ’
где г — расстояние между торцами волоконных световодов. Оп-
тические потери менее 0,5 дБ достигаются для многомодовых воло-
конных световодов при z/a < 0,7 и для одномодовых при z/a < 7.
Оптические потери при соединении волоконных световодов,
вызванные неперпендикулярностью торцов от-
носительно оси аНакл или кривизной поверхности
акр, могут быть рассчитаны по следующим формулам:
«пак, = - 10 1g Г1 - (Д/Д1)(П~1л)^21 + 9з) 1, (4.75)
а,,р = —10 1g Г1 - (4.76)
1 SL 2М! (2Д)1/2 J 47
где 0! и 02 — угловые отклонения поверхности торцов; d. и
d2 — диаметры скругленных поверхностей торцов.
Устранение причин, обусловливающих потери, зависит от
конструкции устройств, определяющей взаимное расположение
световодов, и технологии, влияющей на точность позиционирова-
ния и качество обработки поверхностей.
Оптические потери, связанные с неидентичностью
параметров соединяемых световодов, опре-
деляются различием модового состава излучения, распространяю-
щегося по световодам, и могут быть рассчитаны по формулам
13681:
ad = —101g (di/t/2)2 для d>> d[; (4.77)
<*na - -10 1g /для NA, (0) > NA. (0); (4.78)
= —10 1g L(11/,2) (,tl ^-2) V для t2 > i., (4.79)
\ ‘2 -f z /
где dj, d2 — радиусы сердцевины; I., it — индексы, определяю-
щие профиль показателя преломления.
Оптические потери, вызванные отражением оптиче-
ского излучения от торца волокна из-за
несоответствия показателей преломления сердцевины световода и
среды в зазоре между торцами (френелевские потери),
определяют из выражения 4
= -Ю lg [ 1 - 2 [(rtl - п)/(п. + (4.80)
где п. и п — показатели преломления сердцевины и среды ме-
жду торцами соответственно. Френелевские потери при соедине-
нии кварцевых волоконных световодов составляют ~0,3 дБ,
240
они слабо меняются в пределах углов, охватываемых числовой
апертурой, и практически неизменны для различных поляризаций.
Оптические потери в соединителях с фокусирующими и колли-
мирующими элементами. При использовании в соединителях
ВС—ВС микролинз излучение, выходящее из волоконного свето-
вода, преобразуют в коллимированный луч, который затем с по-
мощью фокусирующего элемента вводится в выходной волоконный
световод (рис. 4.30). Как будет показано ниже, основное достоин-
ство соединителей этого типа состоит в слабой зависимости уровня
оптических потерь от взаимного расположения микролинз, жестко
связанных с волоконными световодами, т. е. в более высоких эк-
сплуатационных характеристиках.
Рис. 4 30. Фокусирующие и коллимирующие линзы, используемые при соеди-
нении волоконных световодов, а — сферические; б — градиентные стержневые;
в — трехмерные градиентные интегральные
Оптические потери в системе волоконный световод—коллими-
рующий элемент—фокусирующий элемент—волоконный световод
(ВС—КЭ—ФЭ—ВС) определяются оптическими свойствами микро-
линз, взаимным расположением всех элементов, неидентичностыо
параметров соединяемых световодов, френелевскими потерями.
Наиболее важными параметрами микролинз, влияющими на
уровень оптических потерь в соединителях, являются: числовая
апертура; диаметр фокального пятна, определяемый аберрациями;
спектральная зависимость оптических потерь материала, из
которого изготовлена микролинза.
Чтобы оптические потери были минимальны, числовая апер-
тура микролпнзы должна быть больше числовой апертуры соеди-
няемых волоконных световодов, диаметр фокального пятна —
как можно меньше (2—10 мкм), а оптические потери в материале
на заданной длине волны не должны превышать десятых долей
децибела.
Наиболее широкое распространение в соединителях волоконных
световодов нашли сферические линзы и градиентные стержневые
линзы. Интенсивно разрабатываются для этой цели и трехмерные
интегральные линзы.
Сферические линзы обладают большой числовой
апертурой (NA > 0,4), малым диаметром фокального пятна
(8—15 мкм для многомодовых устройств и 2—5 мкм для одномодо-
вых). Подбором соответствующего материала легко обеспечить
требуемые спектральные характеристики. Для линз, применяемых
241
в многомодовых устройствах, это оптические стекла, чистый кварц,
полимерные материалы, для одномодовых — сапфир.
При использовании сферических линз в микрооптических
устройствах оптические потери в зависимости от радиального и
осевого несовмещения сердцевин световодов и фокуса линзы,
приблизительно равны потерям при непосредственном соединении
волоконных световодов. Поэтому для снижения потерь до 0,5 дБ
требуется точность совмещения для многомодовых световодов
±5 мкм. Системы на основе сферических линз очень чувствительны
к угловому рассогласованию, для обеспечения потерь менее 0,5 дБ
в соединителе одномодовых световодов на основе сапфировых
линз диаметром 250 мкм требуется, чтобы угловое отклонение не
превышало долей секунды. В таких системах имеют место оптиче-
ские потери, вызванные качеством обработки торцов и неидентич-
иостью параметров световодов. Дополнительные потери (~0,6 дБ)
вносит френелевское отражение в связи с тем, что фокус линзы
находится на некотором расстоянии от нее, и нельзя обеспечить
непосредственное крепление световода к поверхности линзы. В за-
висимости от диаметра сферических линз, расстояние между лин-
зами, обеспечивающее малое увеличение оптических потерь, ме-
няется от нескольких миллиметров до нескольких сантиметров.
В целом применение сферических линз в качестве коллимиру-
ющих и фокусирующих элементов позволит создать одномодовые
и многомодовые соединители с оптическими потерями 0,5—2 дБ.
Градиентные стержневые линзы (их также
называют «граданами» или «селфоками») разрабатываются с
1964 г. [25]. Они нашли широкое применение в электрооптических
системах, светокопировальной [208, 262] и вычислительной тех-
нике [182] и ряде других областей благодаря возможности жещ-
кого крепления волоконного световода в фокусе линзы, находя-
щемся на ее плоской поверхности, и малым аберрациям.
Градан представляет собой стержень с градиентным профилем
показателя преломления. Оптические пути меридианальных лучей,
проходящих через градиентную линзу, равны, когда радиальное
распределение показателя преломления описывается выражением
it2 (г) = n2 sch2 (gr), , (4.81)
где п0 — показатель преломления в центре; г — радиус; g — по-
ложительная константа. Это выражение можно представить в виде
полинома
/г2 (г) = п2 [ 1 - (gr)2 + h4 (gr)* + h6 (gr)6]. (4.82)
При h4 =1/4 и he = 0 это выражение легко привести к виду
«(г) = Но(1 -4г2)> (4-83)
где А — положительная константа, т. е. имеет место параболиче- .
ское распределение показателя преломления. Отклонение рас-
242
р = 2л/] А.
пределения показателя преломления от оптимального приводит
к положительным или отрицательным аберрациям и соответственно
к увеличению диаметра фокального пятна [223 1. Оптимизация тех-
нологических режимов [183] позволяет в настоящее время изго-
тавливать граданы с оптимальным профилем показателя прелом-
ления, в которых аберрации уменьшаются практически до нуля
и диаметр фокального пятна определяется дифракционным пре-
делом ____
О = 1,22Х/(/20/ЛД). (4.84)
Числовая апертура граданов максимальна в центре и убывает
до нуля на периферии:
NAu^ = 2-i/An0R. (4.85)
Меридианальные лучи распространяются по синусоидальной тра-
ектории с периодом
(4.86)
При длине градана, равной р/4, он является коллиматором,
у которого фокус находится на плоской поверхности.
Технология изготовления граданов достигла весьма высокого
уровня, разработаны граданы диаметром 0,5; 1; 2; 5 мм с числовой
апертурой от 0,2 до 0,6. Для недавно разработанных граданов
с диаметром 5 мм и NA — 0,6 диаметр фокального пятна (на уровне
Ре2) составляет всего 1,18 мкм [349].
Оптические потери на поглощение в диапазоне 0,7—1,6 мкм
не превышает 0,05 дБ. Для граданов, используемых в коллимиру-
ющей системе микрооптических устройств, зависимость уровня
оптических потерь в системе от точности совмещения сердцевины
световода с фокусом аналогична приведенной выше зависимости
для случая, когда волоконные световоды совмещают «встык»
Поэтому допуски на изготовление деталей устройств, точность
позиционирования, сложность сборки не отличаются от принятых
для чисто волоконных устройств. В ряде случаев большим достоин-
ством является расположение фокуса на жесткой поверхности,
к которой можно непосредственно крепить волоконный световод.
Зависимость оптических потерь от расстояния между линзами
определяется диаметром и числовой апертурой. Для граданов
диаметром 2 мм с NA = 0,2 можно увеличить расстояние до 40 мм,
не рискуя вызвать рост оптических потерь, для граданов диамет-
ром 5 мм с NA = 0,6 — до 80 мм. Применение просветляющих
покрытий позволяет снизить общие потери в системе на 1 дБ в слу-
чае, если волоконные световоды не крепятся жестко к их поверх-
ности.
Для изготовления граданов применяется несколько технологий
[284]: нейтронная бомбардировка, химическое осаждение из
газовой фазы, полимеризация, ионный обмен, технология по-
ристых стекол, выращивание кристаллов. Важнейшими требова-
243
ниями к технологии изготовления граданов являются получение
возможно большего диаметра линзы и заданного изменения пока-
зателя преломления, определяющего апертуру, а также возмож-
ность оптимизации профиля для устранения аберраций.
Нейтронная бомбардировка боросиликатных стекол позволяет
получать граданы диаметром 0,1 мм с Ап = 0,02. Основная труд-
ность состоит в необходимости внедрения большого числа нейтро-
нов, чтобы обеспечить требуемый градиент профиля показателя
преломления и регулярность профиля вдоль волокна. Эта техно-
логия не нашла широкого применения.
Химическое осаждение из газовой фазы — основная технология
изготовления волоконных световодов с градиентным профилем
показателя преломления. Однако пока удалось получить только,
граданы с диаметром 0,1 мм и Ап = 0,01. Технология химического
осаждения не позволяет получить линзы достаточно большого
диаметра.
Полимеризация позволяет изготовить градиентные линзы боль-
ших диаметров. Пока не удавалось добиться, чтобы Ап >0,01
и, следовательно, требуемых значений NA. Не решена задача обе-
спечения необходимых термических свойств и недостаточно изу-
чена проблема старения под действием проходящего излучения.
Ионный обмен довольно широко применяется для изготовления
граданов. Из всех перечисленных выше эта технология позволяет
в наибольшей мере контролировать ход процесса и влиять на него,
изменяя концентрации расплава, температуру, состав стекол.
Сущность процесса заключается в том, что ионы К, Na в стекле
заменяются ионами Та, Ag из расплава солей. Возможно изю-
товление граданов диаметром до 5 мм с Ап ~ 0,04. Так, по этой
технологии получены граданы диаметром 5 мм и NA — 0,6, обе-
спечивающие диаметр фокального пятна 1,8 мкм.
Технология, основанная на применении пористого стекла,
дает возможность изготовлять граданы больших диаметров.
(~50 мм), характеризующиеся большими значениями Ап (~0,04).
Основные трудности связаны с обеспечением однородности про-
филя показателя преломления.
Развивается также технология выращивания монокристаллов.
Заданный профиль показателя преломления моУкет быть обеспе-
чен за счет градиента концентрации одного из компонентов распла-
ва, из которого выращивается монокристалл. Эта технология мо-
жет оказаться перспективной для изготовления градиентных линз
на основе твердых растворов германия и кремния для дальнего
И К-диапазона.
Градиентные трехмерные линзы — новая,
разработанная в последние годы разновидность коллимирующих
микролинз, сочетающая в себе достоинства граданов и одновремен-
но позволяющая обеспечить новый тип интеграции элементов.
В настоящее время применяются три метода изготовления инте- «
тральных трехмерных линз.
244
Полимерные микролинзы [291, 292] получают с помощью диф-
фузии допанта в планарную подложку через маску. После поли-
меризации в результате нагрева образуются линзы, имеющие рас-
пределенный показатель преломления. Изготовлены полимерные
линзы диаметром до 3,6 мм, однако они имеют недостаточные зна-
чения числовой апертуры (~0,05). Диаметр фокального пятна
полимерных линз составляет 27 мкм.
Технологии ионного обмена [293] и электродиффузии [294,
66] также основаны на диффузии в планарную структуру через
маску. За счет ионного обмена при погружении в расплав солей
формируется профиль показателя преломления. Процесс диф-
фузии протекает в электрическом поле, оптимизация параметров
Рис. 4 31. Неразъемный оптиче-
ский соединитель:
I — волоконный световод в защит-
ном покрытии, 2 — термофидная
трубка, 3 — упрочненный элемент,
4 — эпоксидный клей, 5 — неразъ-
емное соединение
поля, температуры и концентрации расплава позволили изгото-
вить линзы с диаметром до 0,9 мм, NA = 0,23 и с диаметром фо-
кального пятна 3,8 мкм. За счет применения двухслойных струк-
тур можно повысить числовую апертуру до 0,38. Линзы, получен-
ные таким образом, пригодны для волоконно-оптических устройств,
характеризующихся низким уровнем оптических потерь. При
соединении многомодовых волоконных световодов 50/125 через
систему трехмерных градиентных линз оптические потери дости-
гают ~0,5 дБ.
Для изготовления планарных трехмерных линз было применено
плазменное химическое осаждение из газовой фазы [215, 239].
Изготовлены линзы диаметром 70 мкм с фокальной длиной 35 мкм
и диаметром фокального пятна 2,7 мкм. Такие линзы представляют
интерес при создании одномодовых соединителей и других микро-
оптических устройств.
Разъемные и неразъемные оптические соединители ВС—ВС.
Независимо от оптической схемы соединители волоконных свето-
водов ВС—ВС делят на два больших класса: неразъемные и разъ-
емные. Неразъемные соединители применяются во всех случаях,
когда позволяют условия сборки узлов и систем или эксплуатации.
Разъемные соединители применяют, когда необходимо или удобно
обеспечить возможность многоразового соединения различных
узлов и устройств системы.
Неразъемные оптические соединители
обеспечивают минимально возможный уровень оптических потерь,
так как в них исключены френелевские потери, а также потери,
обусловленные неперпендикулярностью, кривизной поверхности
или качеством обработки торцов. Структура неразъемного соеди-
нителя представлена на рис. 4.31. Сращивание волоконных
245
световодов осуществляют ^плавлением, сваркой или склеива-
нием .
При сплавлении возможна визуальная юстировка сердцевины
световодов относительно друг друга либо юстировка по оптиче-
скому сшналу. При этом достигается лучшее совмещение сердце-
вин, обеспечивается независимость уровня оптических потерь
от геометрических параметров световодов, а следовательно, его
снижение до минимальных значений.
При склеивании, как правило, совмещение производится в эле-
ментах крепления, при этом в качестве базовой поверхности
используются сами волоконные световоды, поэтому неидентич-
ность диаметров соединяемых волоконных световодов и эксцентри-
чность сердцевин обусловливают рост оптических потерь.
Технология изготовления сварного соединителя включает
следующие операции: удаление вторичного и первичного покры-
тий, скалывание, совмещение сердцевин волоконных световодов и
сварку, изготовление защитного покрытия, установку упрочняю-
щего элемента и корпуса, герметизацию. Удаление защитных по-
крытий, скалывание осуществляют механически, с помощью спе-
циальных технологических инструментов. Место сварки покры-
вают слоем лака, клея для защиты от внешних воздействий. После
сварки прочность волоконного световода снижается приблизитель-
но на 30 % в результате термического удара, поэтому в соедини-
телях применяют упрочняющие элементы (металлические и кера-
мические стержни). Иногда функцию упрочняющего элемента вы-
полняет корпус. Уровень оптических потерь в соединителе в зна-
чительной степени зависит от качества скола.
Из сказанного выше очевидно, что точность совмещения сердце-
вин волоконных световодов — один из основных факторов, опре-
деляющих потери в соединителе. Разработано несколько методов
совмещения для различных типов волоконных световодов.
Для многомодовых волокон со стандартными геометрическими
параметрами достаточно хорошо осуществляется совмещение в
И-образной канавке [282], при этом поверхность волокна исполь-
зуют как базовую. Оптические потери не превышают в этом случае
. Д,2дБ. Совмещение одномодовых волоконных световодов этим
методом не обеспечивает требуемых параметров.'Даже при откло-
нении внешних диаметров соединяемых волокон на 1 мкм и экс-
центричности порядка 0,5 мкм могут возникнуть потери порядка
0,5 дБ. В связи с этим разработан ряд методов, основанных на кон-
троле точности совмещения.
Совмещение с помощью мпкропозиционеров и визуального кон-
троля [308] обеспечивает средние потери 0,18 дБ при Z = 1,3 мкм
и 0,12 дБ при Z = 1,55 мкм. Лучшие результаты дает контроль
по'экстремуму оптического сигнала при вводе и выводе излучения
через торцы соединяемых волокон. Он обеспечивает хорошее ка-
чество'совмещения, но не всегда удобен, так как концы могут на-
ходиться на расстоянии нескольких километров (или даже де-
246
сятков километров) от места сварки. Значительно удобнее выво-
дить излучение на изгибе волоконного световода [205, 1871
непосредственно в районе сварки. Для волокон, сердцевины кото-
рых изготовлены из кварца, легированного германием, применя-
ется возбуждение излучения ультрафиолетовыми источниками.
..Сплавление волоконных световодов производят в электрической
дуге [319, 204], газовом пламени [196] и с помощью СО2-лазеров
[320]. При сплавлении важную роль играет предварительное
оплавление торцов [176], которое предотвращает образование
пузырьков. Встречное поступательное движение волокон [171]
при сплавлении позволяет добиться оптимальных напряжений,
что предотвращает образование геометрических неоднородностей
(горловин, вздутий). Наиболее широкое распространение полу-
чила электродуговая сварка в связи с простотой регулирования
теплового режима и возможностью проведения сварки в полевых
условиях. Для внутриблочного монтажа может оказаться более
целесообразным применение СО2-лазера, позволяющего осуще-
ствлять до 4- 10° сращиваний без замены газа.
Как уже говорилось, защитное покрытие [302] и корпус обес-
печивают необходимую прочность неразъемного соединителя. Кре-
пление осуществляется к волоконным световодам в месте, где
не удалены защитные покрытия.
В целом технология изготовления неразъемных соединителей
методом сплавления хорошо отработана, обеспечивает оптические
потери 0,1—0,2 дБ для многомодовых и одномодовых волокон.
Ее недостатками являются применение открытого огня (что не
всегда позволяет применить эту технологию, например в помеще-
ниях с повышенной взрывоопасностью) и нарушение при сплавле-
нии структуры волоконного световода (этот вопрос на сегодня
недостаточно изучен, но может оказаться, что сплавление влияет
на свойства волоконных световодов, обладающих двулучепре-
ломлением).
Технология изготовления соединителей методом склеивания
включает те же технологические операции, что и сварка, но
вместо сплавления осуществляется склеивание в юстировочном
элементе. Юстировочными элементами служат стеклянные или
металлические капилляры, V-образные канавки, выполненные
в металле, пластмассе или кремниевых пластинах [273], эласто-
мерные трубки [267].
На оптические потери в этом типе соединителей влияют только
радиальное и угловое рассогласование. Для многомодовых свето-
водов со стандартной геометрией склеивание обеспечивает опти-
ческие потери на уровне 0,1—0,3 дБ. Для одномодовых волокон
непосредственное соединение без подстройки по сигналу недоста-
точно. Как было показано выше, применение микролинз при
соединении волоконных световодов значительно снижает требова-
ния к точности совмещения коллимирующей и фокусирующей
линз. При использовании микролинз в неразъемных соедините-
247
.лях одномодовых волоконных световодов в соединителях дости-
гаются оптические потери, не превышающие 0,5 дБ, но операции
изготовления линз на торцах методами оплавления или макания
в расплав, или приклеивание сферических линз к торцам волокон-
ных световодов в полевых условиях осуществить сложно. Кроме
того, еще недостаточно изучены вопросы старения клееных соеди-
нений при прохождении через них оптического излучения.
В целом оба метода — сплавление и склеивание — позволяют
осуществлять изготовление неразъемных соединителей в любой
области применения в полевых условиях. Наряду с низким уров-
нем оптических потерь, они
обеспечивают устойчивость к
внешним воздействиям, что осо-
бенно важно в световодных
измерительных системах, чувст-
Рис. 4.32. Разъемный соединитель:
] — наконечник, армирующий световодный
кабель; 2 - гайка. 3 — прецизионная
втулка, 4 — корпус
вительность которых существенно зависит от шумов в соеди
нителях.
В разъемных оптических соединителях
наблюдаются все виды оптических потерь, имеющих место при
соединении волоконных световодов. Как было показано выше,
основную долю составляют потери, вызванные радиальным сме-
щением (децентрнровкой) сердцевины волоконных световодов от-
носительно друг друга или относительно фокуса коллимирующих
и фокусирующих элементов.
Различают два типа разъемов. У разъемов первого типа в ка-
честве базовой поверхности используется поверхность оптиче-
ского волокна, совмещение сердцевин световодов осуществляется
так же, как и при склеивании неразъемных соединителей, в раз-
личных юстировочных элементах (V-образные канавки, капилляры
и т. д.). Такие разъемы не обеспечивают прочного, надежного
соединения и не нашли широкого применения. 'Чаще всего они
используются в лабораторных условиях для проведения различ-
ных исследований.
Практический интерес при создании волоконных систем, осо-
бенно измерительных, представляют оптические разъемы второго
типа, в которых кабельные части оконцованы армирующими на-
конечниками, обеспечивающими не только совмещение световодов,
но и их защиту и позволяющими прочно, надежно и жестко за-
крепить световод в соединителе.
В соединителях второго типа (рис. 4.32) конструкция наконеч-
ника, метод центрирования сердцевины волоконного световода
в нем относительно базовой поверхности наконечника определяют
248
практически все основные параметры соединителей. Наиболее
широкое применение нашли следующие способы изготовления
наконечников и центрирования в них световодов: прецизионное
литье, обработка рабочей поверхности наконечника, сборка соеди-
нителя из прецизионных деталей, юстировка в наконечниках,
юстировка относительно микрооптических элементов.
При изготовлении наконечников методом прецизионного литья
[40, 335] они формируются непосредственно на волоконном свето-
воде, при этом в пресс-форме обеспечивается концентричность
сердцевины световода относительно базовой поверхности. После
формования торец волокна шлифуют и полируют. В результате
эксцентричность не превышает нескольких микрон. Технология
пригодна для соединителей многомодовых волоконных световодов,
она обеспечивает снижение оптических потерь до 1 дБ. Для изго-
товления соединителей одномодовых световодов эта технология
непригодна.
Метод обработки рабочей (боковой) поверхности [60, 216, 3361
заключается в том, что оптическое волокно вклеивается в наконеч-
ник, имеющий припуск на обработку по диаметру рабочей части.
Затем наконечник устанавливается в центросмещающем патроне
специального токарного станка и сердцевина волокна совмещается
с осью вращения шпинделя станка с помощью телевизионной
системы контроля, после чего боковая поверхность наконечника
обрабатывается до номинального размера. Этот метод применяется
как для многомодовых, так и для одномодовых волокон. Удалось
добиться снижения оптических потерь в соединителях одномодо-
вых волокон до 0,5 дБ. Недостатком метода является сложность.
В ряде случаев невозможно обеспечить центрирование длинных
(более 500 м) кабелей, особенно многоволоконных, и волокон
собранных оптических схем, например волоконных интерферо-
метров, поскольку наконечник нельзя установить во враща-
ющемся приспособлении. Эта проблема отпадает при обработке
рабочей поверхности неподвижного наконечника вращающимся
инструментом [3651, но в этом случае снижается точность центри-
рования и невозможно обеспечить требуемые значения параметров
одномодовых соединителей.
Армирование прецизионными деталями [173, 364, 393] упро-
щает сборку, но точность изготовления прецизионных деталей
(стержней, шариков, втулок и т. д.) должна быть чрезвычайно
высокой — 0,05—0,5 мкм. Кроме того, оптические потери в зна-
чительной мере зависят от соблюдения заданных геометрических
параметров волоконных световодов (допусков на отклонение от
диаметра, эксцентричность сердцевины). Метод дает хорошие
результаты для соединителей многомодовых волокон со стандарт-
ными геометрическими параметрами, для которых он обеспечивает
оптические потери менее 0,7 дБ. Его достоинствами являются
возможность автоматизации изготовления всех деталей и простота
сборки, что позволяет осуществлять ее в полевых условиях.
249
Как правило, практикуется сухая сборка, т. е. волоконно-опти-
ческий кабель закрепляется в наконечнике механически, без
применения клеев.
Стоимость соединителей может быть значительно снижена
за счет изготовления прецизионных деталей наконечника из
керамики [3371. Дополнительным преимуществом керамических
наконечников перед металлическими является более высокая
твердость керамики по сравнению с материалом волоконного свето-
вода. За счет этого при шлифовании и полировании торцов поверх-
ность световода заглубляется на 0,5—1 мкм и при многоразовом
соединении качество поверхности не ухудшается.
При юстировке волоконных све-
товодов в прецизионной втулке
(рис. 4.33) [101,67] последняя
устанавливается на рабочую часть
Рис. 4.33. Наконечник:
/ — защитная оболочка; 2 — волоконный све-
товод в защитных покрытиях; 3 — воло-
конный световод без покрытий; / — пре-
цизионная рабочая часть наконечника; 5 —
капилляр
наконечника, в которую волоконный световод вклеен с довольно
большим допуском. Юстировка, т. е. обеспечение соосности втулки
с сердцевиной световода, осуществляется микроманипуляторами
в специальных приспособлениях. Соосность контролируется опти-
ческими методами либо непосредственно по потерям в соединении
{по максимуму сигнала). Закрепление втулки осуществляют
быстросохнущим клеем, затем торцы шлифуют. Достоинством
метода является независимость оптических потерь от геометрии
параметров световодов, возможность автоматизации изготовления
единственной прецизионной детали (втулки), простота технологи-
ческих приспособлений, например по сравнению с оборудованием
для обработки боковой поверхности. Оптические потери в много-
модовых и одномодовых соединителях составляют 0,7—1,5 дБ.
Рассмотренные выше методы предусматривают непосредствен-
ное соединение сердцевины волоконных световодов. Наконечники
совмещаются по своим базовым поверхностям в прецизионных
втулках различной конструкции, V-образных канавках и жестко
фиксируются. Несмотря на жесткую фиксацию, не удается пол-
ностью исключить смещение сердцевин относительно друг друга
под действием внешних воздействий, что приводит к паразитной
модуляции оптического сигнала в результате сильной зависимости
потерь от радиального смещения и существенно сказывается на
параметрах световодных измерительных систем. В соединителях
с использованием микролинз, которые монтируются в наконеч-
никах соосно с волоконным световодом таким образом, что торец
сердцевины находится в фокусе линзы (рис. 4.33), оптические по-
250
тери значительно меньше зависят от точности совмещения колли-
мирующих и фокусирующих элементов. В качестве микролинз
применяются все рассмотренные выше элементы: сферические
линзы, граданы, трехмерные интегральные линзы. В подобных
соединителях многомодовых и одномодовых световодов достиг-
нуты оптические потери на уровне 0,5—1,5 дБ.
В связи с необходимостью фиксировать волоконный световод
в фокусе линзы с такой же высокой точностью, как и при не-
посредственном соединении волоконных световодов, изготовление
микрооптических соединителей довольно сложно, не говоря уже
о технологии изготовления самих линз. Однако повышенная
сложность и трудоемкость изготовления полностью окупаются
эксплуатационными характеристиками. Так, требуется отно-
сительно невысокая точность совмещения коллимирующего и
фокусирующего элементов: увеличению оптических потерь на
0,5 дБ при использовании линз, обеспечивающих коллимирован-
ный луч диаметром ~1 мм, например для многомодовых свето-
водов, соответствуют радиальное смещение приблизительно на
0,2 мм, осевое на 20 мм, угловое ~5°. При использовании града-
нов и трехмерных интегральных линз возможно жесткое крепле-
ние световода непосредственно к поверхности линзы, что суще-
ственно снижает влияние внешних факторов на оптические по-
тери.
Применение того или иного типа разъемного соединителя опре-
деляется требованиями к параметрам конкретных световодных
измерительных систем. В системах на основе многомодовых воло-
конных световодов возможно применение и различных типов соеди-
нителей— как основанных на непосредственном соединении свето-
водов, так и включающих линзы. Применение соединителей на
основе граданов или трехмерных линз наиболее предпочтительно,
так как они обеспечивают наименьшую паразитную модуляцию
оптического сигнала. В системах на основе одномодовых светово-
дов, особенно с использованием интерферометрических схем
регистрации, применение разъемных соединителей крайне неже-
лательно, но в случае необходимости также могут быть использо-
ваны линзовые соединители на граданах или трехмерных линзах.
Соединители источников излучения с волоконными свето-
водами ИИ—ВС. Соединители типа ИИ—ВС конструируют так,
чтобы была максимальной эффективность ввода оптической мощ-
ности, определяемая выражением
V^A!n, (4.87)
где Рв. с — мощность излучения, введенная в волоконный свето-
вод; Ри. „ — мощность источника излучения, либо чтобы свести
до минимума оптические потери на ввод излучения
В = -10 lg(PB.c/A,.H). (4.88)
251
Эффективность ввода излучения зависит от диаграммы направлен-
ности источника, площади излучающей площадки, спектрального
состава излучения, диаметра сердцевины волоконных световодов,
их числовой апертуры, взаимного расположения, параметров мик-
ролинз и других факторов.
Как правило, распределение полей излучения источника по
координатам и углам В (р, 0) представляет собой диаграмму лам-
бертовского типа Во cos 0d для светодиода (рис. 4.34, а) и более
узкую, но радиально-асимметричную диаграмму для лазерного
диода (рис. 4.34, б).
Рис 4.34. Диаграммы направленности излучения светодиода (а) и полу
проводникового лазера (б)
Назначение разъема ИИ—ВС состоит в том, чтобы обеспечить
жесткое и воспроизводимое крепление волокна относительно ис-
точника и преобразовать диаграмму излучения источника таким
образом, чтобы ее форма была максимально подобна симметричной
и ограниченной в пределах угла 9, = arcsin (NA) апертуре
волокна.
При расчетах необходимо постоянно иметь в виду непрелож-
ность теоремы о сохранении фазового объема излучения при лю-
бых волновых преобразованиях, не сопровождающихся потерей
мощности,
dVp = tAdAdQ = const, (4.89)
где dVp — фазовый объем, занимаемый пучком излучения в про-
странстве координат dA = dxdy и углов излучения dQ = dO^dO^.
Таким образом, если площадь излучающей пдощадки некоге-
реитного источника равна dA,, а все излучение сосредоточено в пре-
делах телесного угла dQ,, то применение любых линзовых систем
не сможет уменьшить фазового объема dV,. Другими словами, мо-
жно уменьшить размер пятна в изображении источника, но это
будет сопровождаться пропорциональным увеличением числовой
апертуры. Применение угловой пространственной фильтрации
сжимает фазовый объем, но сопровождается потерей мощности.
Поэтому если имеется светодиод с диаметром излучающей пло-
щадки 2as и ламбертовской диаграммой излучения, то фазовый
объем излучения СИД (рис. 4.35)
Vd = 2nas22n. (4.90)
252
Максимальный фазовый объем излучения, воспринимаемого
волокном с радиусом сердцевины а и числовой апертурой (NA)f,
равен
Vj = 2ла22л (У А)). (4.91)
Следовательно, максимальная доля мощности, которую можно
ввести из СИД в волокно, составляет
Ti=T7 = V(^(4,92)
При этом имеется в виду, что обычно as а.
Можно показать (см., например, работу [132]), что при соеди-
нении «встык» эффективность ввода излучения СИД в волокно со
ступенчатым профилем описывается
именно формулой (4 92), а эффектив-
ность ввода в градиентное волокно с па-
раболическим профилем и таким же
значением NA вдвое меньше. Поэтому
Рис. 4 35. Согласование фазовых объемов при
стыковке волокна со светодиодом
ни одна оптическая система не может повысить значения т], до-
стигаемого при прямой стыковке светоизлучающей площадки
светодиода и торца оптического волокна, а если учесть неизбеж-
ные потери на френелевское отражение и на поглощение —
только ухудшает эфективность ввода.
Закономерности, характеризующие потери в соединителе све-
тодиода с волокном, в основном те же, что и при стыковке двух
волокон. Но поскольку числовая апертура источника излучения
[(УА)Ч = 0,34-0,7) ] много больше стандартного значения для во-
локна [(МА)у = 0,2)1, необходимо еще тщательнее контролировать
зазор и рассогласование стыкуемых элементов. Зависимости по-
терь и от зазора и рассогласования (при условии, что
AS = A{) показаны на рис. 4.36. Угловое рассогласование по
тем же причинам существенно сказывается на уровне оптических
потерь в разъеме.
Суммарные потери при стыковке светодиода с волокном
«8/ = («X + «г + «х) + (“а + + М- (4-93)
где первые три слагаемых рассчитывают по графикам типа изобра-
женных на рис. 4.37, потери на рассогласование числовых апер-
тур и площадей светодиода и волокна аА и аа подсчитывают либо
по формуле (4.92), либо (в дБ) по формуле
«л + = 20 1g + 20 1g А-, (4.94)
а френелевские (однократные) потери на отражение от торца во-
локна ар = 0,17-4-0,2 дБ.
253
Анализ причин контролируемых потерь в соединителях ИИ—
ВС показывает, что точность взаимной юстировки стыкуемых эле-
ментов также серьезно влияет на суммарные потери.
В основном, светодиоды поверхностного типа имеют излучаю-
щую площадку больше сердцевины световода, эффективность ввода
излучения низкая. Применение микрооптики в этом случае не дает
увеличения эффективности ввода. Технология изготовления соеди-
нителя этого типа значительно проще, чем соединителя волокон-
ных световодов.
Сверхлюминесцентные светодиоды торцового типа, лазерные
диоды имеют диаграмму направленности, которая может быть ап-
Рис. 4.36. Зависимости потерь на стыке между двумя элементами во-
локонного тракта от рассогласования b (а) и осевого зазора Дг (б)
где о — коэффициент, характеризующий направленность излу-
чения.
Для источников, у которых размер излучающей площадки
меньше диаметра сердцевины волокна, при малых апертурах эф-
фективность ввода может быть определена из выражения
П =-1_(ЛАЛ/(о Ч- 1). (4.96)
Это выражение .справедливо при оптимальном взаимном располо-
жении источника излучения и волоконного световода. Эффектив-
ность ввода излучения [254 1 сильно зависит от углового и осевого
рассогласования и децентрировки. Наиболее сильно сказывается
децентрировка (радиальное смещение на 50 мкм вносит дополни-
тельные потери 5—10 дБ).
В случае, если площадь излучающей площадки меньше пло-
щади сердцевины световода, можно значительно повысить эффек-
тивность ввода (до 80—95 %) за счет применения микрооптических
элементов: сферических или градиентных линз, фоконов, линз на
торцах волоконных световодов [330, 363, 363]. В целом проблема
разработки соединителей источников излучения с многомодовыми
волоконными световодами настолько же сложна, как и проблема
создания линзовых соединителей волоконных световодов. Средние
оптические потери при вводе излучения в стандартное градиентное
254
волокно составляют 0,9 дБ [120, 214]. Уровень современной про-
мышленной технологии позволяет обеспечить требуемую точность
совмещения элементов. Имеет место слабое (менее 0,1 дБ) измене-
ние эффективности ввода под действием температуры и других
параметров окружающей среды.
Проблема создания соединителей для лазерных диодов и од-
номодовых волоконных световодов значительно сложнее. Здесь
большую роль играют изготовление прецизионных микрокомпо-
нентов, точность их установки, фиксация в требуемом положении
и обеспечение этого положения в процессе эксплуатации. Высокая
эффективность ввода достигается за счет применения микролинз —
как дискретных (сферических, граданов), так и изготовленных
непосредственно на торцах волоконных световодов.
Применение дискретных линз (цилиндрических [279, 325],
градиентных [210]) или сочетаний линз (цилиндрической и гради-
ентной [93], сферической и градиентной [279]) обеспечивает оп-
тические потери на ввод излучения 3—6 дБ. Использование ци-
линдрических линз делает сборку чрезвычайно сложной в связи
с их асимметрией и необходимостью юстировки этих линз по до-
полнительным координатам. Применение цилиндрических линз
связано с несимметричным характером диаграммы направленности
лазеров. Создание в ближайшем будущем лазеров с симметричной
диаграммой направленности позволит исключить применение ци-
линдрических линз.
При всех методах, предполагающих использование дискретных
микролинз, необходима их индивидуальная установка, что при
допусках порядка десятых долей микрометра усложняет переход
от лабораторных исследований к промышленной технологии.
Тем не менее сочетание сферической и градиентной линз в прин-
ципе обеспечивает высокую эффективность ввода излучения
(~50 %), позволяет выходной световод жестко закрепить в фо-
кусе линзы и обеспечить стабильность параметров излуче-
ния.
Применение линз на торцах волоконных световодов обеспечи-
вает малые потери на ввод излучения (2—4 дБ) и в принципе поз-
воляет упростить и частично автоматизировать сборку. Технология
изготовления микролинз на торцах световодов еще недостаточно
отработана, ведется поиск оптимального метода с точки зрения
минимизации оптических потерь и простоты изготовления.
Для изготовления микролинз на торцах волоконных свето-
водов применяются сужение и оплавление конца световода [242,
244, 279], химическое травление [143], механическая обработка
с последующим оплавлением [165], химическое травление обо-
лочки и формование линзы из расплава низкотемпературного сте-
кла [213], химическое травление через маску, сформированную
методом фотолитографии [235]. Все методы позволяют реализовать
линзы, обеспечивающие достаточно высокую эффективность ввода
излучения.
255
Удовлетворительную стабильность показали линзы, изготов-
ленные методом формования из расплава: при циклических из-
менениях температур от 29 до 70 °C оптические потери изменялись
на 0,2 дБ. Все технологии требуют высокой точности выполнения
операции. В настоящее время трудно говорить о преимуществе
какой-то одной технологии перед другими.
В световодных системах связи влияние отраженных сигналов
на работу лазерных диодов не очень сильно сказывается на работе
системы в целом. На параметры световодных измерительных си-
стем большое влияние оказывают амплитудные и фазовые шумы
источников излучения и соединителей. Вопрос оптимизации кон-
струкции микролинзы для уменьшения обратного сигнала детально
не изучен. На практике применяются различные средства мини-
мизации обратных сигналов, возвращающихся на резонатор ла-
зера в результате первого отражения, — просветляющие покры-
тия, клиновидные торцы волоконных световодов. В работе [246]
показано, что применение клиновидных торцов позволяет умень-
шить Тиощность отраженного к резонатору излучения до относи-
тельной доли, меньшей КГ4.
Сборка соединителей лазерных диодов с одномодовыми воло-
конными световодами [93, 279, 325, 326 ] требует точности пози-
ционирования элементов порядка 0,1 мкм, при креплении допусти-
мо отклонение не более 0,1 мкм, необходима стабильность взаим-
ного расположения элементов при эксплуатации.
Применение при сборке для фиксации элементов эпоксидной
смолы или клеев, затвердевающих под действием нагрева или ох-
лаждения, ультрафиолетового или другого излучения вызывает
смещение элементов на несколько микрометров, хотя и обеспе-
чивает хорошую долговременную стабильность. Лучшие на сегод-
няшний день результаты дает соединение за счет деформации
мягкого металла (индия) с последующей заливкой эпоксид-
ной смолой. Этот метод обеспечивает фиксацию с точностью
до 0,1 мкм, характеризующуюся долговременной стабиль-
ностью.
Особенно сложна сборка соединителей для одномодовых во-
локонных световодов с большим двулучепреломлением или сохра-
нением состояния поляризации. В этом случае необходимо согла-
сование плоскости поляризации излучения лазерного диода с осями
волоконных световодов [ 13 ], что может быть достигнуто вращением
волокна при сборке соединителей [271 ].
В целом соединители светодиодов и лазеров с многомодовыми
световодами отработаны, и технология достигла стадии промышлен-
ного освоения. Однако технология изготовления соединителей ла-
зеров с одномодовыми световодами, и особенно с сохраняющими по-
ляризацию волокнами, еще находится на стадии лабораторных
исследований, так же как и соединителей для световодных измери-
тельных систем на основе интерферометрических схем регистрации
(в них уровень шума должен быть минимальным).
256
Соединители волоконных световодов с фотодетекторами ВС—ФД.
Конструирование разъемов ВС—ФД не представляет трудности,
поскольку и числовая апертура, и диаметр рабочей (светочувстви-
тельной) площадки фотоприемника больше, чем соответствующие
параметры волокна. У большинства используемых фотодетекторов
значения таких параметров, как чувствительность (т. е. кванто-
вый выход, для лавинных фотодиодов — коэффициент умножения),
время нарастания и спада импульса тока, шумовые свойства, ем-
кость и темновой ток, измеренные в различных точках фоточув-
ствительной площадки, мало различаются, что неоднократно под-
тверждалось результатами растрового сканирования площадки
малым световым пучком. Поэтому некоторая разъюстировка разъ-
ема не влияет, как правило, на параметры выходного устройства
световодных систем.
Соединители волоконных световодов с планарными и полос-
выми световодами ВС—ПС. На основе планарных и полосковых
световодов [80], планарных линз (геодезических [96, 379],
дифракционных [381 ], френелевских [119, 286 ]) разработан широ-
кий спектр функциональных оптических элементов. Для приме-
нения этих элементов в системах на основе волоконных световодов
необходимо обеспечить эффективное соединение полосковых или
планарных световодов с волоконными. Это оказалось чрезвычайно
сложной задачей, сдерживающей в настоящее время применение
планарных устройств.
Для соединения полосковых и волоконных световодов в ос-
новном применяется неразъемное соединение встык. Оптические
потери при соединении в значительной степени зависят от точности
вертикального и горизонтального совмещения, углового рассогла-
сования, качества обработки поверхности торцов волоконного и
полоскового световодов [179, 332]. При соединении многомодо-
вых световодов большое значение имеет соответствие модового
состава соединяемых световодов и их геометрических параметров.
Обеспечить идентичность геометрических параметров полоско-
вого световода с входным и выходным волоконным световодом
сложно, поэтому при использовании одномодовых волокон на входе
и выходе обычно имеют место значительные (~3 дБ) оптические
потери. Требования к точности позиционирования и фиксации
аналогичны требованиям к соединителям многомодовых воло-
конных световодов, заданная точность достижима в производствен-
ных условиях.
При соединении одномодовых полосковых и волоконных свето-
водов основные проблемы также связаны с точностью совмещения и
фиксации их относительно друг друга. Как правило, одно только
использование прецизионных деталей соединителя не позволяет
добиться требуемой точности, поэтому прибегают к дополнитель-
ной юстировке, например с помощью клиновидного стержня [110].
В целом использование устройств на основе полосковых све-
товодов в волоконно-оптических системах всегда ведет к довольно
VjS Бутусов М. М. и др. 957
значительным избыточным потерям (по сравнению с волоконными
или микрооптическими устройствами) из-за дополнительных соеди-
нений волоконных и полосковых световодов. Технология производ-
ства этих соединителей чрезвычайно сложна. Это в значительной
степени сдерживает применение устройств на полосковых светово-
дах в действующих системах.
Ввод и вывод коллимированного луча от когерентного источ-
ника излучения в планарный световоде помощью призм, элементов
периодического типа (дифракционных решеток), скошенного края
подложки детально изучены теоретически и экспериментально
[80]. Однако в действующих волоконно-оптических системах вы-
сокая эффективность ввода излучения из волокна в световод воз-
можна только при использовании одномодовых волокон. Чрез-
вычайно сложно обеспечить низкий уровень оптических потерь
при вводе излучения в одномодовый волоконный световод из пла-
нарного. В случае, если на выходе невозможно применение много-
модовых волоконных световодов или непосредственно фотодетек-
торов, такие устройства трудно реализовать с параметрами, при-
емлемыми для реальных систем.
4.7. Волоконно-оптические переключатели
Волоконно-оптические 7 переключатели предназна-
чены для перераспределения оптической мощности между воло-
конными световодами под действием электрических сигналов или
механического воздействия. К переключателям для световодных
измерительных систем предъявляются следующие требования:
низкий уровень оптических потерь и перекрестных помех, слабая
зависимость этих параметров от паразитных воздействий, низкий
уровень потребляемой мощности, а также надежность и техноло-
гичность.
Все волоконно-оптические переключатели можно разделить на
две группы: механические, в которых перераспределение
оптической энергии происходит в результате движения волокон-
ных световодов, зеркал, призм, жидкостей и 'других элементов;
оптические, в которых изменение направления оптического
луча происходит в результате изменения оптических параметров
неподвижной среды распространения излучения.
Наиболее широкое применение нашли механические переклю-
чатели, в которых осуществляется движение волоконного свето-
вода [131, 142, 165, 276, 358, 382]. Совмещение подвижного и не-
подвижного волоконных световодов осуществляется либо по ба-
зовой поверхности V-образной канавки (рис. 4.37). либо за счет
точного позиционирования подвижных узлов, содержащих свето-
воды, относительно неподвижных. При совмещении в V-образной
канавке необходимо обеспечить центрирование световода в нако.
258
нечнике с такой же точностью, как и в случае оптического соеди-
нителя. При применении движущихся узлов обеспечить точность
позиционирования на уровне нескольких микрометров сложно,
поэтому в таких переключателях, как правило, применяют колли-
мирующие элементы. Перемещение наконечников (или узлов)
осуществляют вручную с помощью электродвигателей, электро-
магнитных реле и пьезоэлементов. Широко применяются переклю-
чатели с герметичным корпусом, в которых наконечник движуще-
гося волокна, изготовленный из магнитного материала, перемеща-
Рис. 4 37. Механический оптический переключатель с дви-
жущимся волоконным световодом:
1 — корпус; 2 — подвижный волоконный световод; 3 — наконеч-
ники, армирующие волоконные световоды, 4 — магнитная система;
5 — неподвижные волоконные световоды
ется под действием управляющею магнитного поля. Переключа-
тели этого типа достаточно технологичны, они обеспечивают
как для одномодовых, так и для многомодовых волокон низкий
уровень оптических потерь (0,3—1,5 дБ) и перекрестных помех
(менее —60 дБ, а возможно и —120 дБ), малую потребляемую
мощность (2—20 мВт). Их недостатками являются ограниченное
быстродействие (2—50 мс) и чувствительность параметров к внеш-
ним воздействиям [39, 205]. Естественно, что переключатели с при-
менением микролинз менее чувствительны к вибрации, тепловым
воздействиям и т. д.
Переключатели на основе движущихся зеркал, призм [290]
всегда требуют использования коллимирующих элементов
(рис. 4.38). Они имеют параметры, аналогичные параметрам меха-
нических переключателей на основе движущихся волоконных све-
товодов, и аналогичные достоинства и недостатки. В настоящее
время они используются только для многомодовых световодов.
Разработаны также переключатели с использованием жидкостей
в качестве перемещаемого оптического элемента. Переключатель
на основе движущегося в электролите зеркала из ртути (рис. 4.39)
имеет очень малую управляющую мощность (~25 мкВт), выдержи-
Vs9* 259
вает до 107 переключений без деградации, но оптические потери
в нем выше (0,5—2 дБ), чем у механических, и довольно значитель-
тельны перекрестные помехи (—22 ... —51 дБ).
Исследовалась также возможность создания переключателей
с зазором между торцами волоконных"световодов, заполненным
жидкостью [64]. При заполнении зазора жидкостью с показателем
преломления, равным показателю преломления сердцевины, усло-
вие полного внутреннего отражения от скошенных торцов наруша-
ется и излучение поступает в выходной световод. Однако такие
устройства вряд ли найдут широкое
применение, так как они не имеют
преимуществ по быстродействию и
2
Рис. 4 38. Механический
оптический переключатель
с движущимся зеркалом:
1 — корпус с линзовыми разъ-
емными соединителями. 2 —
вращающееся зеркало
Рис. 4 39. Оптический переключатель
с движущимся в электролите зеркалом:
1 — волоконный световод; 2 — градиент,
ные линзы; 3 — ртутное зеркало в элек.
тролите
характеризуются худшими значениями перекрестных помех. Не-
достатком всех механических переключателей является наличие
движущихся элементов, что принципиально снижает их надеж-
ность и делает чувствительными к внешним воздействиям.
Разработаны оптические переключатели, изменяющие направ-
ление светового луча в результате изменения параметров среды
распространения (коэффициентов отражения и пропускания),
на жидких кристаллах, основанные на электро-, акусто- и магнито-
оптическом эффектах. Физические принципы -функционирования
таких устройств в основном те же, что у модуляторов (см. п. 4.3)
или датчиков физических полей (см. гл. 3).
Действие переключателей на жидких кристаллах [227, 350]
основано на переориентации молекул в жидких кристаллах под
действием электрического поля, в результате чего изменяются
условия прохождения и отражения лучей с различной поляриза-
цией. Нематические жидкие кристаллы имеют довольно большие
значения коэффициента затухания (~40 дБ/см), поэтому до по-
явления конструкций, в которых используется тонкая пленка
кристалла (25 мкм), не удавалось создать переключатели с малыми
оптическими потерями. В настоящее время у переключателей этого
260
типа оптические потери составляют всего 1—2 дБ, малые управля-
ющие поля (потребляемая мощность 30—50 мкВт, V « 30 В,
/ » 10 мкА), обеспечено удовлетворительное быстродействие (5—
50 мс), но перекрестные помехи значительны (—10 ...—20 дБ),
что существенно ограничивает область их применения. Достоин-
ством переключателей на жидких кристаллах является возмож-
ность соединения их с волоконными световодами с помощью кол-
лимирующих элементов. Современный уровень технологии изго-
товления всех компонентов позволяет достаточно просто изго-
товлять переключатели для многомодовых световодов, но для
Рис. 4.40. Электрооптический переключатель:
1 м электрооптические элементы, 2 — двулуч- преломляющие пла-
ст и ы
одномодовых световодов требуется чрезвычайно высокая точность
изготовления призм и сборки элементов, что создает значитель-
ные трудности.
Электрооптические переключатели, основанные на отклонении
луча в результате изменения показателя преломления в монокри-
сталлах под действием электрического поля, разрабатываются
для многомодовых и одномодовых волоконных световодов
(рис. 4.40).
При с >здании переключателей для многомодовых волокон
серьезной проблемой является снижение оптических потерь при
согласовании с многомодовыми волоконными световодами и одно-
временно напряжений управляющих сигналов. Для эффективного
согласования необходимо, чтобы толщина пластины электроопти-
ческого материала примерно равнялась диаметру сердцевины
волоконного световода (50—80 мкм). Электроды специальной фор-
мы создают в пластине индуцированные электрическим полем об-
ласти в виде призм [198] или полосковых световодов [48, 1861,
определяющие направление распространения оптического луча.
Для пластины толщиной 50—80 мкм необходимы управляющие
напряжения 400—700 В. Переключатели этого типа имеют высо-
кие скорости переключения 107—108 с-1, но наряду с высокими
управляющими напряжениями значительны перекрестные по-
мехи (10 дБ) и оптические потери (10—30 дБ), что делает возмож-
ность применения их в световодных системах сомнительной.
Одномодовые электрооптические переключатели разрабаты-
ваются на основе планарных и полосковых световодов. В пере-
9 Бутусов М. М. и др. oof
ключателях на планарном световоде ввод и вывод излучения осу-
ществляется с помощью коллимирующих, фокусирующих эле-
ментов в сочетании с призмами, элементами периодического типа
и т. д. Электроды, нанесенные на поверхность планарного свето-
вода, составляют встречно-штыревой преобразователь. Под дей-
ствием приложенного напряжения возникают чередующиеся об-
ласти со значениями показателя преломления (п 4 Дн) и (п —
— Ап) [166], в результате чего и происходит отклонение распро-
страняющегося луча. Переключатели на планарных светозодах
обеспечивают высокие скорости переключения (108—109 Гц), в
них применяются низкие управляющие напряжения (5—10 В),
но высок уровень перекрестной помехи (~—10 дБ). Оптические
потери в электрооптическом планарном световоде могут быть сни-
жены (<1 дБ), однако обеспечить эффективное согласование
одномодового планарного световода с волокном не удается Кроме
того, требуется изготовление микрооптических элементов, призм,
линз с чрезвычайно высокой точностью, что создает большие слож-
ности при сборке.
. Действие одномодовых электрооптических переключателей на
полосковых световодах основывается на линейном волноводном
переключении [354—356]: оптическая энергия, введенная в по-
лосковый световод, периодически перекачивается в близко рас-
положенный световод и обратно (см. п. 3.2). Изменяя эффективный
показатель преломления волноводов (и тем самым характер связи
с помощью электрических сигналов), можно обеспечить концентра-
цию оптической энергии на выходе того или иного световода.
Проблемой при разработке переключателей данного типа является
снижение перекрестной помехи в связи с поляризационным эф-
фектом. В одномодовом полосковом световоде могут распростра-
няться ТЕ- и ТЛ4-моды, параметры связи для которых различны,
а значит обеспечить условия для полного преобразования энергии
одновременно для обеих мод сложно. Можно уменьшить влияние
поляризационного эффекта на перекрестную помеху за счет опти-
мизации топологии световодов, конструкции электродов, кристал-
лографической ориентации подложки. Разработаны поляриза-
ционно-нечувствительные электрооптические переключатели для
длин волн 0,63 [95], 0,83 [315] и 1,3 мкм [265], но в них все-
таки перекрестная помеха составляет 15,0 ...—^0 дБ.
Электрооптические переключатели на одномодовых полоско-
вых световодах имеют оптические потери, включая потери на со-
единение с волоконными световодами, порядка 2—3 дБ, скорость
переключения до 5,5 ГГц, управляющие напряжения 4—10 В.
Для волоконно-оптических систем связи, например при исполь-
зовании его в качестве модуляторов оптических сигналов, это один
из самых перспективных типов переключателей, однако высокий
уровень перекрестной помехи является препятствием для приме-
нения их в оптических коммутаторах световодных измерительных
систем. Однако в ряде систем на основе одномодовых волоконных
262
световодов, сохраняющих состояние поляризации, такие пере-
ключатели возможно найдут применение. f
Действие акустооптических переключателей [297] основано
на дифракции света на акустических волнах [80]. В настоящее
время исследуются пути создания переключателей на объемных
элементах и планарных световодах (рис. 4.41). При использовании
акустооптических переключателей на объемных элементах ввод
и вывод излучения осуществляется с помощью коллимирующих
и фокусирующих элементов, что делает возможным снижение
Рис. 4 41. Акустооптический переключа-
тель:
1 — подложка из ак>стооптического материа-
ла с планарным световодом; 2 — электроды
Рис. 4.42. Магнитооптический пере-
ключатель на объемных элементах:
/ — волоконные световоды; 2 — мнкро-
линзы; 3 — поляризатор, 4 — электро,
магнитная система; 5 — магннтооптиче
ский элемент; 6 — анализатор
оптических потерь до 2 дБ для многомодовых волокон. Для одно-
модовых волокон проблема согласования, как и в рассмотренных
выше случаях, требует очень высокой точности изготовления эле-
ментов. Переключатели этого типа имеют быстродействие порядка
—10~8 с, но уровень перекрестной помехи высок (10—20) дБ,
что сужает область их применения.
Акустооптические переключатели на планарных световодах
могут использоваться только в одномодовых системах. Планарный
световод изготовляют из фотоупругого материала, например
Та2О5, ZnO. Акустические волны возбуждают с помощью встреч-
но-штыревого преобразователя, который образован электродами,
нанесенными на поверхность волновода. Ввод в одномодовый
волоконный световод и вывод излучения требуют применения
коллимирующих и фокусирующих элементов и призм, элементов
периодического типа и т. д. Так же как и в планарных одпомодовых
электрооптических переключателях, проблема эффективного со-
гласования не решена.
В магнитооптических переключателях на основе эффекта
Фарадея [338, 339 ] используется поворот плоскости поляризации
в пластине из магнитооптического материала, например в железо-
иттриевом гранате (рис. 4.42). Направление вектора намагни-
ченности в пластине и соответственно направление вращения пло-
скости поляризации изменяются внешним магнитным полем,
создаваемым катушкой с сердечником из магнитожесткого мате-
9*
263
риала. В зависимости от поляризации излучение в призме распро-
страняется в одном из двух направлений, соответствующих обык-
новенному или необыкновенному лучу. Для такого переключателя
требуется коллимированный свет, поэтому ввод излучения в во-
локонные световоды и вывод > ществляется через микролинзы.
Разработаны магнитооитич сине переключатели на объемных
элементах для многомодовых и > помодовых волоконных свето-
водов. Они характеризуются достаючн' высокой скоростью пере-
ключения (десятки микросекунд), умеренными оптическими поте-
рями (несколько децибел), перекрестная помеха составляет
—25...—30 дБ, довольно высок уровень потребляемой мощности
(для переключения требуются импульсы / а? 500 мА и V' % 5 В).
Снизить значение параметров управляющих полей на два порядка
удается за счет преобразования ТЕ- и ТМ-мод в планарных маг-
нитооптических световодах, но такие световоды могут применяться
только для одномодовых волокон и имеют большие оптические по-
тери.
Таким образом, волоконно-оптические переключатели можно
разбить на две большие группы. Механические переключатели
для одномодовых и многомодовых ВС, характеризующиеся низким
уровнем оптических потерь (0,5—1 дБ), перекрестной помехи
(—60 ... 120 дБ), приемлемой потребляемой мощности (несколько
мегаватт). Недостаточно высокое быстродействие (10—50 мс) —
основной недостаток таких переключателей, хотя на практике
в большинстве случаев такие скорости переключения достаточны.
В принципе механическое совмещение волоконных световодов
делает переключатели этого типа чувствительными к внешним воз-
действиям (например, модуляция оптического сигнала происходит
под действием вибраций), однако использование микролинз
в соединениях позволяет значительно снизить влияние внешних
полей на оптические параметры. С точки зрения технологии из-
готовления это самый простой тип переключателей, процесс их
изготовления аналогичен процессу изготовления оптических со-
единителей.
В системах коммутации каналов этот тип переключателей
является основным и, видимо, такое положение сохранится еще
долгое время.
В системах, где не играет особой роли уровень перекрестной
помехи, может оказаться более целесообразным применение
переключателей на жидких кристаллах, так как они не имеют
движущихся частей и потенциально более надежны. Технология
изготовления переключателей на жидких кристаллах немногим
сложнее технологии изготовления механических переключателей,
хотя и содержит несколько дополнительных процессов (напыле-
ние прозрачных электродов, нанесение пленки жидкого кристалла
на поверхность призм и т. д).
Обеспечить высокое быстродействие (10“6—Ю’9 с) позволяют
только оптические переключатели на основе акусто-, электро-
264
или магнитооптического эффектов, но у всех них уровень пере-
крестной помехи не ниже —30 дБ. Акусто- и магнитооптические
переключатели на объемных элементах для многомодовых и од-
номодовых систем обеспечивают скорость переключения ~10~6 с-1
и имеют приемлемый уровень оптических потерь (2—3 дБ).
Акустооптические переключатели поляризационно нечувствите-
льны, имеют меньший уровень потребляемой мощности, но пере-
крестная помеха выше, чем у магнитооптических. Поляризационная
чувствительность магнитооптических переключателей не играет
большой роли в системах на одномодовых, сохраняющих состоя-
ние поляризации волоконных световодах. Технология изготовле-
ния переключателей на объемных элементах не намного слож-
нее технологии изготовления механических переключателей, ис-
ключая изготовление монокристаллических материалов. Переклю-
чатели на объемных элементах пока единственные обеспечивают
скорость переключения 10~в с для многомодовых систем при доста-
точно низком уровне оптических потерь.
Все оптические переключатели на планарных световодах от-
личаются высоким быстродействием (10-8—10"° с), малым уров-
нем потребляемой мощности, но они могут быть использованы лишь
в случае применения на входе одномодового волокна, а на выходе—
многомодового. Применение в многомодовых системах принципи-
ально невозможно, а для одномодовых не решена проблема эф-
фективного согласования с входными и выходными волокнами.
Технология изготовления этого типа переключателей сложна;
требуется не только изготовить механические детали и микро-
оптические элементы с чрезвычайно высокой степенью точности,
но и получить планарные элементы с микронными размерами.
Для систем на одномодовых волоконных световодах наиболее
целесообразно на сегодня применение электронно-оптических
переключателей на полосковых световодах, обеспечивающих бы-
стродействие свыше 10~° с, и низкий уровень оптических потерь,
включая потери на согласование с входными и выходными волок-
нами, 3 дБ. Технология изготовления этого типа оптических пере-
ключателей наиболее сложна из-за применения прецизионных де-
талей и микрооптических элементов, необходимости точного по-
зиционирования, прецизионной фотолитографии, лазерной или
электронной литографии.
4.8. Ответвители и разветвители.
Мультиплексоры и демультиплексоры
Ответвители и разветвители. В системах, где не ис-
пользуется спектральное уплотнение сигналов, т. е. рабочая
длина волны занимает узкую полосу спектрального диапазона,
волоконно-оптические ответвители и разветвители предназначены
265
для деления оптической мощности между двумя или несколькими
каналами передачи. Эти устройства должны быть согласованы с
входным и выходными участками системы, т. е. заканчиваться
либо отрезками волоконных световодов, либо разъемными соеди-
нителями. К ним также предъявляются требования стабильности
параметров, надежности и технологичности.
Оптические ответвители и разветвители характеризуются ко-
эффициентами передачи между каналами = —101g (Р/;/Рг)
п
и вносимыми потерями =
10 1g £ PiJPi, где k > 2.
*=i
В настоящее время разрабо-
тано несколько типов многомо-
довых и одномодовых оптиче-
ских ответвителей и разветви-
телей и способов их изготов-
ления на основе волоконной,
микрооптической и планарной
технологии.
Рис. 4 43 Волоконно-оптические от-
ветвители: а — сварной; б — изготов-
ленный путем механической обработки;
в — с зеркалом на скошенном торце
волоконного световода; г — изготов-
ленный методом химического травле-
ния
Для изготовления ответвителей и разветвителей на основе во-
локонных световодов наиболее широко применяются сплавление,
прецизионная механическая обработка и химическое травление
с последующим восстановлением оболочки волоконных световодов.
При сплавлении волоконных световодов (рис. 4.43, а) защитные
оболочки удаляют механически или химически. Иногда отражаю-
щую оболочку также частично стравливают. Затем световоды на
участках, освобожденных от оболочек, перевиваются либо соеди-
няются и затем сплавляются в печи или электрической дуге. Этот
способ применяют для изготовления как многомодовых [61,
197 ], так и одномодовых [381] ответвителей, в том.числе на светово-
дах, сохраняющих состояние поляризации [380]. При сплавлении
волоконных световодов практикуют также создание биконнческих
элементов [16, 111, 207], для чего оттягивают концы светово-
дов в процессе сплавления. Ответвители с биконическими элемен-
тами также не изменяют поляризации проходящего излучения.
Вносимое затухание в сплавных ответвителях мало (0,2—1 дБ),
обеспечиваются любые заданные коэффициенты передачи путем
непосредственного контроля оптической мощности в процессе
сплавления. В связи с отсутствием участков с открытым распростра-
нением света параметры устройств стабильны при изменении тем-
пературы и других внешних воздействиях. Однако данный метод
266
сложен и трудоемок, необходима индивидуальная технология изго-
товления для каждого вида ответвителя.
При изготовлении ответвителей методом механической обра-
ботки (рис. 4.43, б) [300, 367, 368] волокна, предварительно
освобожденные от защитных оболочек, вклеивают с заданным ра-
диусом изгиба в кварцевые блоки или капилляры и затем сошлифо-
вывают часть отражающей оболочки таким образом, чтобы после
склеивания двух блоков происходила эффективная перекачка мод
из одного волоконного световода в другой. Контролируя радиус
изгиба и толщину сошлифованного слоя, обеспечивают заданные
коэффициенты передачи. Применяется также следующий вариант
изготовления'^ответвителей методом механической обработки:
два световода сошлифовываются до половины диаметра сердце-
вины, после склеивания на выходе образуется торец, диаметр ко-
торого равен диаметру одиночного световода. Методом механиче-
ской обработки изготавливают многомодовые и одномодовые от-
ветвители. В одномодовых ответвителях на основе сохраняющих
состояние поляризации волоконных световодов поляризация излу-
чения после прохождения ответвителя не изменяется. Возможно
создание перестраиваемого ответвителя [140] за счет изменения
расположения световодов. Вносимые оптические потери в ответ-
вителях этого типа малы (0,5—1 дБ), можно обеспечить любые
заданные коэффициенты передачи, но они изменяются в зависимо-
сти от температуры. Наличие клееных соединений в принципе
должно ухудшить стабильность параметров при влиянии других
факторов.
Достаточно прост метод изготовления оптических ответвите-
лей, основанный на применении многослойных интерференционных
покрытий [314, 390]. На скошенном торце волоконного световода
изготавливают зеркало с заданными коэффициентами отражения
и пропускания. Для уменьшения потерь в случае расходимости
луча, падающего на скошенный торец, применяют также микро-
линзы на торцах волокон. Этим методом изготавливают многомо-
довые ответвители, имеющие приемлемое значение вносимого за-
тухания (1,5—2 дБ). Метод, видимо, не применим для создания од-
номодовых ответвителей. Наличие свободного распространения
света или клееного соединения должно ухудшать стабильность
параметров при’внешних воздействиях. Основными достоинствами
являются относительная простота изготовления, надежность и
возможность применения групповой технологии.
При химическом методе изготовления ответвителей [234,
373 ] волоконные световоды очищают от защитных оболочек, пере-
плетают неочищенные участки и осуществляют травление отража-
ющей оболочки. После достижения заданных коэффициентов пере-
дачи, контролируемых по выходному сигналу непосредственно
в процессе травления, волокна промывают и осуществляют восста-
новление оболочек, например из стеклянного тигля. Этот метод
также ха актеризуется малыми вносимыми затуханиями (<1 дБ)
267
и позволяет достичь заданных коэффициентов передачи. Достоин-
ствами метода являются сохранение состояния поляризации и
минимальное искажение структуры распространяющегося излу-
чения, недостатками — высокая трудоемкость, необходимость
применения индивидуальной технологии.
Таким образом, все методы изготовления ответвителей на
основе волоконных световодов обеспечивают малые оптические
вносимые потери, заданные коэффициенты передачи. Ответвители,
полученные методами сплавления, меахнической обработки и
химического травления, обеспечивают сохранение состояния поля-
ризации. Лучшая стабильность параметров достигается у ответ-
вителей, полученных методами сплав-
ления и химического травления, ко-
торые вносят наименьшие изменения
в структуру оптического излучения.
Все методы изготовления волоконных
Рис 4 44. Микрооптические ответвители.
а — с зеркалом, установленным под углом
45° к падающему лучу, б — с зеркалом, пер-
пендикулярным к падающему лучу,
/ — волоконные световоды; 2 — микролинзы, 3 —
зеркало с заданным коэффициентом прозрачности
ответвителей трудоемкие, требуют сложной прецизионной тех-
нологии.
Действие микрооптических ответвителей (рис. 4.44) основано
на преобразовании оптического излучения в коллимированный
луч, перераспределение энергии в котором легко обеспечить
с помощью зеркал с заданными коэффициентами пропускания
и отражения. Ввод излучения в выходные волоконные световоды
осуществляют с помощью фокусирующих элементов. Разработаны
оптические ответвители, в которых используются в качестве
коллимирующих элементов сферические [261 ], градиентные стерж-
невые [372] и трехмерные интегральные линзы [185]. Конструк-
тивно и технологически различаются микрооптические ответви-
тели, в которых зеркала устанавливаются перпендикулярно
к коллимированному лучу (рис. 4.44, б) й под углом 45°
(рис 4.44, а). Ответвители первого типа, изготовленные на основе
стержневых и интегральных градиентных линз, обеспечивают
жесткое крепление волоконных световодов к поверхностям линз
и не имеют участков свободного распространения света. Вносимые
потери для многомодовых ответвителей составляют порядка 1 дБ,
коэффициенты передачи определяются параметрами зеркал, как
правило, изготовляемых непосредственно на плоской поверхности
линз. Основные технологические проблемы связаны с точностью
позиционирования и крепления линз и волоконных световодов.
Разработаны одномодовые ответвители с перпендикулярным поло-
жением зеркала с использованием сферических сапфировых линз.
268
В них вносимые потери насчитывают 1,5—2 дБ. Нет принципиаль-
ных ограничений на создание одномодовых ответвителей с исполь-
зованием стержневых и интегральных градиентных линз, но для
этого требуются линзы высокого качества с очень малыми аберра-
циями.
Установка зеркал под углом 45° более удобна для реализации
многомодовых ответвителей, заканчивающихся разъемными со-
единителями. Ответвители этого типа имеют вносимые потери
порядка 2 дБ, обеспечивают любые заданные коэффициенты пере-
дачи. Это, видимо, наиболее технологичный тип многомодовых
ответвителей, так как в нем применяется только один однотипный
прецизионный узел (линзовый соединитель с волоконным свето-
водом) и изготовление всех элементов ответвителя может осуще-
ствляться независимо от других по групповой технологии.
При использовании планар- \
ной технологии для изготовле- Лу/ ^у/
ния ответвителей [38, 113,2961 / ffyy/\ /;у#у\
применяются либо У-образные /J// /у
Рис. 4.45. Ответвители на полосковых %, У Л, У
световодах х?
разветвители (рис. 4.45, а), либо разветвители, в которых перерас-
пределение энергии происходит в двух близко расположенных
полосковых световодах (рис. 4 45, б). Многомодовые ответвители
изготавливают только первого типа, одномодовые — первого и
второго. При создании многомодовых ответвителей серьезной
проблемой является согласование модового состава полосковых
световодов и соединяемых волоконных световодов, поэтому трудно
обеспечить малые (меньше 2 дБ) потери на ввод — вывод излу-
чения.
Изготовление одномодовых ответвителей на полосковых свето-
водах чрезвычайно сложно, поскольку необходимо сформиро-
вать световоды с микронными размерами, а также обеспечить
надежное соединение волоконного световода с полосковым. Тем
не менее изготовлены ответвители, имеющие избыточные оптиче-
ские потери менее 1 дБ, включая потери на соединение с волокон-
ным световодом. Достоинством планарных ответвителей является
возможность применения групповой технологии и обеспечения
заданных коэффициентов деления с высокой точностью.
Итак, изготовление ответвителей можно осуществить в любом
исполнении: волоконном, микрооптическом, планарном. В целом
все способы обеспечивают относительно малые потери и заданные
коэффициенты распределения. Для световодных систем связи,
где к стабильности параметров не предъявляется жестких требо-
ваний, широко применяются микрооптические ответвители как
наиболее технологичные. Проблема минимизации шумов в свето-
водных измерительных системах делает сомнительной целесо-
269
образность"применения~в'таких система х'любых элементов со сво-
бодным распространением излучения Наличие клееных соеди-
нений также может приводить к появлению дополнительных
шумов С этой точки зрения лучшими параметрами обладают
ответвители, изготавливаемые методами^сплавления или хими-
ческого травления волоконных световодов
Устройства спектрального объединения и деления (мульти-
плексоры и демультиплексоры). Оптические мультиплексоры и
демультиплексоры предназначены для объединения или разделе-
ния оптических сигналов, передаваемых на нескольких длинах
волн В световодных системах они должны быть согласованы
с входными и выходными волоконными световодами
Устройства спектрального объединения и деления характери-
зуются числом оптических каналов, оптическими потерями в каж-
дом канале, перекрестной помехой, шириной спектра пропускания
и спектральным разделением несущих, а также стабильностью
параметров, надежностью и технологичностью Оптические потери
в каждом канале и перекрестная помеха определяются соответ-
ственно следующими выражениями'
1 л I Pi ,
“ 10 Ig Р0(М’
„ __ 1Л Щ Pk (^1)
«ife - 10 Ig рг (К() >
где I, k = 1, 2...п
Основными функциональными элементами мультиплексоров
и демультиплексоров являются спектрально-селективные (диспер-
сионные) элементы, в качестве которых применяются призмы,
дифракционные решетки или интерференционные фильтры Уст-
ройства на призмах и дифракционных решетках обеспечивают
параллельное разделение несущих, поэтому оптические потери
не возрастают резко с увеличением числа оптических каналов.
Устройства на интерференционных фильтрах обеспечивают после-
довательное выделение несущих, и с увеличением их числа воз-
растают оптические потери Тем не менее при числе каналов,
меньшем четырех, устройства на интерференционных фильтрах
на сегодня обеспечивают наименьшие оптические потери
Мультиплексоры и демультиплексоры на интерференционных
фильтрах реализованы непосредственно на волоконных светово-
дах и с применением микрооптических элементов [281, 314] При
использовании волоконной технологии многослойные интерферен-
ционные покрытия наносят на скошенный торец волоконного
световода (рис 4 46, а) Устройства этого типа на многомодовых
волоконных световодах имеют достаточно низкие оптические
потери (1—2 дБ) Снижение оптических потерь из-за расходимости
излучения достигается за счет применения линз на торцах волокон
Потери в результате отражений могут быть снижены при исполь-
270
зовании оптического клея в зазоре между волоконными свето-
водами Устройства имеют уровень перекрестной помехи ~20 дБ
в прямом канале и ~12 дБ в канале, образованном отраженным
оптическим сигналом Последняя может быть также уменьшена
до 20 дБ при нанесении дополнительного фильтра на торец воло-
конного световода, на который падает отраженное излучение
Однако при спектральном уплотнении несущих из различных
оптических диапазонов (0,8—0,9 и 1,2—1,3 мкм или 0,8—0,9
и 1,5—1,6 мкм) этого не требуется, так'как дополнительная раз-
Piic 4 46 Устройства спектрального объединения — деления на
основе интерференционных фильтров а — на скошенном торце
волоконного световода, б — с использованием сферических линз,
в — с применением градиентных стержневых линз, г — с использо-
ванием трехмерных интегральных линз
вязка между каналами обеспечивается спектрально-селективными
свойствами фотодетекторов Расположение фильтров под углом
к расходящемуся лучу ограничивает разнесение несущих
(~50 нм), поэтому не удается обеспечить эффективного объеди-
нения (разделения) более двух несущих внутри одного оптиче-
ского диапазона Устройства данного типа обладают спектральной
широкополосностью (100—300 нм), что позволяет применять
источники излучения без специальных мер по стабилизации длины
волны излучения
При использовании микрооптических коллимирующих и фо-
кусирующих элементов разработаны мультиплексоры и демульти-
плексоры с расположением фильтров перпендикулярно к колли-
мированному лучу и под углом 45° [314, 372, 390] Конструктивно
и технологически эти устройства (рис 4 46, б) аналогичны микро-
оптическим ответвителям Устройства, в которых фильтр рас-
полагается под углом 45° к падающему лучу, имеют параметры,
близкие к параметрам волоконных устройств Их основными
достоинствами являются простота конструкции и технологичность,
а также малые оптические потери
271
В устройствах, в которых интерференционные фильтры рас-
полагаются перпендикулярно к коллимированному лучу, ширина
спектра пропускания может быть уменьшена до нескольких нано-
метров, что позволяет реализовать объединение’ — разделение
до 10 несущих в одном из диапазонов 0,8—0,9; 1,2—1,3; 1,5—
1,6 мкм (рис. 4.46, в). Однако нецелесообразно делать ширину
спектра пропускания меньше 15 нм и уплотнять с помощью уст-
ройств на основе фильтров более четырех несущих. Как уже
отмечалось, в связи с последовательным выделением несущих прн
числе каналов более четырех, оптические потери значительны.
: несущих в одном диапазоне
уже требует обязательного
применения лазеров и ста-
билизации длины волны
излучения, например с по-
мощью термохолодильни-
ков, что приводит к до-
полнительным энергетиче-
ским затратам.
Кроме того, обеспечение даже четырех
Рис. 4.47. Спектральное деление
на основе дифракционных ре-
шеток
Перспективными являются устройства, в которых в качестве
коллимирующих элементов используются трехмерные интеграль-
ные линзы (рис. 4.46, г). В этом случае могут быть значительно
уменьшены габаритные размеры, упрощена конструкция и при-
менена групповая технология изготовления.
В устройствах спектрального деления на основе дифракцион-
ных решеток (рис. 4.47) обязательно преобразование излучения
в коллимированный луч. В качестве коллимирующих элементов
применяются высококачественные объективы, градиентные
стержневые линзы, волноводные пластины, сферические зеркала
и другие элементы. Разработан ряд микрооптических устройств
и ведется также разработка планарных устройств.
Устройства с применением высококачественных объективов
и плоских дифракционных решеток имеют хорошие оптические
параметры. Например, в работе [150] описано устройство для
разделения пяти каналов в диапазоне 0,8—0,9 мкм с входными
волоконными световодами с диаметром сердцевины 60 мкм и
выходными с сердцевиной 130 мкм, оно характеризуется оптиче-
скими потерями 1,1—1,4 дБ и перекрестной помехой —30 дБ.
Однако конструкции таких устройств не обладают необходимой
жесткостью, и их параметры сильно зависят от внешних воз-
действий.
Хорошие параметры были также достигнуты при использова-
нии вогнутой дифракционной решетки, которая одновременно
272
служила для фокусировки излучения [384]. В диапазоне 700—
900 нм осуществлялось разделение на десять каналов с потерями
2,5 дБ и уровнем перекрестной помехи 30 дБ (при диаметре серд-
цевины волокна 60 мкм и оболочки 250 мкм). Дифракционная
решетка была нарезана на специальной машине, управляемой
ЭВМ, причем для достижения дифракционной эффективности до
68 % штрихи нарезались с переменным периодом и угол блеска
был различным в трех участках решетки. Недостатками такого
устройства, на наш взгляд, являются сложность изготовления
дифракционной решетки и свободное распространение излучения
между волоконными световодами и решеткой.
Избежать свободного распространения излучения и тем самым
обеспечить жесткость конструкции позволяет применение в ка-
честве коллимирующих элементов градиентных стержневых линз,
световодных пластин и световодных стержней с цилиндрическими
или сферическими зеркалами. Создано несколько типов устройств
с применением этих элементов для различных чисел каналов и
оптических диапазонов [225, 268, 383]. Например, в работе [225]
описано устройство для разделения 5 каналов в диапазоне 760—
910 нм с использованием градиентных линз с числовой апертурой
0,2 и диаметрами сердцевины входных и выходных волоконных
световодов 60 и 100 мкм соответственно, характеризующееся
оптическими потерями 2,6—3,7 дБ и перекрестной помехой —20 ...
—30 дБ.
На основе дифракционных решеток создан ряд типов микро-
оптических устройств спектрального деления, обладающих же-
сткой конструкцией и обеспечивающих разделение пяти — десяти
каналов с оптическими потерями 1—3 дБ и перекрестной помехой
—20 ... —30 дБ. Определенные трудности при эксплуатации та-
ких устройств связаны с зависимостью спектральной полосы от
соотношения диаметров сердцевин входных и выходных волокон-
ных световодов. Во всех типах устройств применяются входные
световоды с диаметром сердцевины 50 мкм, а выходные с диа-
метром 100—300 мкм. Эти устройства необратимы, т. е. не могут
применяться для спектрального объединения оптических сигналов.
В результате этого суммарные оптические потери на объединение
десяти каналов и их разделение на сегодня значительны. Необ-
ходимость стабилизации длины волны источников излучения
в узком спектральном диапазоне также сдерживает применение
многоканальных устройств.
Устройства спектрального объединения и деления на основе
призм [270] не нашли применения в связи с малой дисперсией
призм и трудностью обеспечения жесткой конструкции.
Предложен ряд конструкций устройств спектрального объеди-
нения — деления с применением планарных световодов [79, 361 ].
В некоторых из них [361 ] планарный световод служит для пере-
дачи оптической энергии к дифракционной решетке и коллими-
рующему элементу (аналогично волноводной пластине). По своим
273
параметрам такие устройства уступают микрооптическим анало-
гам. В других типах устройств коллимирующие и дисперсионные
элементы изготавливаются непосредственно в волноврдной струк-
туре [167, 168, 360, 389], например в тонких стеклянных халько-
генидных пленках, служащих волноводами.
При использовании структуры Si — SiO2 — As2S3 можно обес-
печить интеграцию демультиплексора с фотодетекторами [360].
Данное устройство (рис. 4.48) основано на действии последова-
тельного ряда дифракционных решеток и позволяет разделить
излучение с длинами волн 0,63 и 0,83 мкм при перекрестной
помехе —15 дБ.
Планарные устройства спектрального объединения — деления,
селективные активные мультиплексоры и интегрально-оптические
преобразователи начали созда-
N М ваться относительно недавно
[389]. В настоящее время еще
не достигнуты значения пара-
метров, необходимые для ис-
Рис 4.48. Устройство спектрального
деления:
/ — кабельная часть оптического соеди-
нителя; 2 — устройство спектрального
деления
пользования таких устройств в реальных системах, оценить перс-
пективы их развития трудно.
К настоящему времени достаточно хорошо отработаны устрой-
ства спектрального объединения и деления на два — четыре
канала на основе интерференционных фильтров, которые при-
меняются в различных системах. Важным достоинством этих
устройств является возможность применения их с источниками
излечения, обладающими широким спектром излучения.
Для разделения пяти и более оптических несущих наилучшими
параметрами обладают устройства на основе дифракционных
решеток, но пока еще не решены проблемы, связанные с их не-
обратимостью и необходимостью стабилизации длин волн источ-
ников излучения в узком спектральном диапазоне.
В световодных системах связи со спектральным уплотнением
и световодных измерительных системах могут найти применение
волоконные фильтры.
Волоконный фильтр представляет собой отрезок волоконного
световода, параметры сердцевины или оболочки которого (ком-
плексная диэлектрическая проницаемость, диаметр) периодически
модулированы вдоль оси световода с периодом А (рис. 4.49, а).
Световоды с периодически модулированными параметрами
обладают резко выраженными селективными свойствами. Световые
волны, частоты которых лежат в узком спектральном диапазоне,
274
определяемом параметрами волоконного фильтра, испытывают
сильное отражение от фильтра, в то время как для излучения
с другими частотами фильтр практически прозрачен. Если выпол-
нено условие Брэгга
Л = Л0Л7(2пэфф), (4-97)
где = 1, 2, 3, А.о — длина волны света в вакууме; пЭфф —
эффективный показатель преломления для некоторой моды воло-
конного световода, то возможно возникновение сильной связи
между этой модой и соответствующей ей модой, распространя-
Рис. 4.49. Волоконные фильтры- а — с модуляцией
диаметра, бив — с модуляцией диэлектрической про-
ницаемости в оболочке и сердцевине соответственно;
г и д •— вывод и ввод излучения соответственно
ющейся в противоположном направлении. В этом случае волокон-
ный фильтр является отражательным фильтром для излучения
с длиной волны Х.о.
Волоконные фильтры могут иметь уникальные, не реализуемые
для фильтров других типов, параметры. Созданы волоконные
фильтры с коэффициентом отражения по интенсивности порядка
0,9 в полосе длин волн шириной менее 0,01 нм [248]. Высокий
коэффициент отражения волоконных фильтров позволяет исполь-
зовать их в качестве зеркал в резонаторе лазера [174]. Возможно
использование таких фильтров в качестве датчиков температуры,
давления, электрического и магнитного полей в световодных
измерительных системах.
Характеристики волоконных фильтров определяются их физи-
ческими параметрами (длиной фильтра, глубиной модуляции
и периодом модуляции диэлектрической проницаемости и т. д.).
Для теоретического анализа распространения света в периоди-
чески модулированных световодах разработан эффективный прн-
275
ближенный метод — метод связанных волн, справедливый при
небольших отклонениях от условия Брэгга [229, 248].
Случай, когда условие Брэгга не выполняется, также пред-
ставляет определенный интерес при создании световодных систем
связи со спектральным уплотнением. Вследствие периодичности
световода распространяющаяся в нем волна будет рассеиваться
в окружающую волоконный световод среду под углами 0,„ к оси
световода.
Углы определяются из соотношения
k0 sin 0m = [3m = p + 2nm/A,
где tn = 0, ±1, ±2, ...; k0 = 2n/X0; [3 — постоянная распростра-
нения моды в волоконном световоде.
Известно, что [3 > k0 sin 0m, поэтому 0,п может принимать
действительные значения только при т < 0.
Можно выбрать значение Л таким, что угол 0т будет действи-
тельным только для одного значения — т = —1. В этом случае
величина р_х обычно отрицательна, так что поле рассеивается
в окружающую среду под острым углом относительно оси —г.
Этот случай описывает обратную волну утечки.
Если сделать величину 2л/Л достаточно малой, то углы утечки
0т будут действительными при нескольких значениях т. При
этом нескольким первым дифракционным порядкам соответствуют
волны утечки типа прямой волны, а оставшиеся порядки —
утечки обратного типа. Каждый из этих порядков образует пучок,
излучаемый во внешние области.
Если в волоконном световоде распространяется одновременно
несколько световых волн с различными длинами, например
и Х2, то соответствующие этим длинам волн пучки, излучаемые
через боковую поверхность фильтра, будут распространяться
под различными углами. Эти пучки могут быть продетектированы
различными фотоприемниками, т. е. волоконный фильтр, для
которого условие Брэгга не выполнено, может использоваться
в световодных системах связи со спектральным уплотнением для
вывода излучения из сердцевины волоконного световода без
нарушения ее целостности (в случае, если периодически модули-
рована оболочка световода), а также для пространственного
разделения различных частотных компонентов выведенного через
боковую поверхность фильтра излучения (рис. 4.49, г). В силу
теоремы взаимности подобные фильтры могут использоваться
и для ввода излучения в волоконный световод (рис. 4 49, д').
Е1ричем благодаря высокой селективности фильтра возможно
избирательное возбуждение в световоде отдельных групп мод.
Волоконные фильтры могут быть изготовлены голографиче-
ским методом [112, 248]. В работе [248] для записи фильтра
в сердцевине одномодового волоконного световода, легированной
германием, использовался аргоновый лазер. Введенная в волокон-
ный световод световая волна частично отражается от конца воло-
276
конного световода. В сердцевине волоконного световода форми-
руется интерференционная картина, период которой удовлетворяет
условию Брэгга для длины волны записывающего излучения.
В местах расположения пучностей интерференционной картины
происходят изменения показателя преломления сердцевины воло-
конного световода и формируется волоконный фильтр. На рис. 4.50
представлена экспериментальная зависимость ширины полосы
фильтра от мощности записывающего излучения.
Периодическую структуру можно так-
же сформировать в оболочке световода
при записи картины интерференции двух
плоских световых волн, распространяю-
щихся под углом друг к другу, в слое
Рис. 4 50. Экспериментальная зависимость ширины
полосы фильтра АХ от мощности записывающего
излучения Р3 при изготовлении фильтров методом
голографии
фоточувствительного материала, нанесенном на волоконный
световод, и последующем проявлении этой картины в виде пери-
одического изменения по длине волокна показателя преломления
оболочки.
' 4.9. Оптические аттенюаторы
Оптические аттенюаторы предназначены для вне-
сения в световодные системы заданного (регулируемого) оптиче-
ского затухания. Они применяются для настройки и регулировки
аппаратуры, а также в системах автоматической регулировки уси-
ления оптоэлектронных преобразователей. Исследуются пути
создания аттенюаторов для автоматической регулировки мощности
излучения электронно-оптических преобразователей.
Оптические аттенюаторы характеризуются начальными опти-
ческими потерями, динамическим диапазоном, а также погреш-
ностью установки заданного затухания, устойчивостью пара-
метров к внешним воздействиям.
Действие аттенюаторов основывается на изменении оптических
потерь в результате механического воздействия на волоконный
световод или механического перемещения элементов аттенюатора,
а также изменении оптического сигнала в результате электро-
оптического, магнитооптического, электрохромного и других опти-
ческих эффектов.
Механические аттенюаторы по способу введения затухания
можно разделить на два типа:
277
устройства, оптические потери в которых создаются в резуль-
тате введения между торцами волоконных световодов дополни-
тельных элементов или взаимного изменения положения торцов;
устройства, в которых оптические потери вносятся без разрыва
волоконного световода за счет изменения их геометрии или вну-
тренних напряжений
Устройства первого типа хорошо исследованы. Создан ряд
конструкций, успешно применяемых в различных световодных
системах (рис. 4.51). Широкое применение нашли аттенюаторы,
Рис. 4.51. Механические оптические аттенюаторы а — изменение взаим-
ного положения волоконных световодов, б — ввод фильтра между торцами
волоконных световодов; в — ввод фильтров между микролинзами, г —
изменение затухания за счет микроизгибов волоконных световодов
в которых для регулирования оптического затухания используется
изменение расстояния, угла или осевого смещения между торцами
волоконных световодов [259, 306] (рис. 4.51, а). Созданы устрой-
ства как для многомодовых, так и для одномодовых световодов.
Достоинствами аттенюаторов этого типа являются малые началь-
ные потери, простота конструкции, технологичность. Однако
нелинейность зависимости оптических потерь от взаимного рас-
положения торцов волокон создает ряд трудностей при реализации
конструкций с большим динамическим диапазоном, поэтому у та-
ких устройств, как правило, этот параметр составляет порядка
20—40 дБ. Также трудно обеспечить во всем диапазоне высокую
воспроизводимость установки заданных значений оптического
затухания Устройства чувствительны к вибрациям, изменению
температуры и другим внешним воздействиям в связи с сильной
зависимостью оптических потерь от взаимного расположения
световодов
Наиболее широкое применение имеют оптические аттенюаторы,
в которых в зазор между торцами волоконных световодов вво-
дятся фильтры различных типов (поглощающие, отражающие,
поляризационные). Такие устройства создаются как с использо-
ванием коллимирующих и фокусирующих элементов, так и без
278
них. В случае введения фильтров без применения коллимирующих
элементов (рис. 4.51, б) устройства имеют большие начальные
потери —10 дБ, вызванные осевым смещением световодов. Уст-
ройства, в которых используются коллимирующие и фокусиру-
ющие элементы (рис. 4.51, в) [312], могут иметь начальные опти-
ческие потери 0,5 дБ, но для этого требуются очень высокая точ-
ность изготовления деталей и применение просветляющих по-
крытий Как правило, начальные потери 2 дБ допустимы в боль-
шинстве областей применения. Практически нет ограничений
динамического диапазона, легко достижимы значения 90 дБ,
а в случае необходимости и более высокие. Чаще всего приме-
няются дискретные фильтры с шагом от 0,5 до 3 дБ, но разрабо-
таны также несколько типов устройств, например с использова-
нием поляризационных фильтров, с плавной регулировкой
оптического затухания. Обычно в аттенюаторах применяются
разъемные соединители, поэтому на вносимое затухание значи-
тельное влияние оказывают внешние воздействия. Установку
фильтров производят под небольшим углом к коллимированному
лучу, чтобы уменьшить отраженные во входной волоконный свето-
вод сигналы
Устройства, в которых заданное оптическое затухание вно-
сится без разрыва волоконного световода, представляют интерес
прежде всего для использования в качестве автоматизированных
устройств регулировки усиления в оптоэлектронных преобразо-
вателях. Эти устройства должны иметь как можно меньшие на-
чальные оптические потери и динамический диапазон порядка
10—20 дБ. Для реализации устройств этого типа можно применять
все принципы, используемые для создания чувствительных эле-
ментов оптических схем регистрации. Наиболее просто ввести
заданное затухание с помощью изменения радиуса изгиба воло-
конных световодов и создания микроизгибов (см. гл. 3). Эти
устройства характеризуются удовлетворительными начальным за-
туханием и динамическим диапазоном, но и здесь возникает ряд
проблем, в частности — точность установки заданного затухания,
в ряде измерительных систем под влиянием внешних воздействий
возникает паразитная модуляция в аттенюаторе.
Для автоматизированных систем контроля параметров аппара-
туры, регулировки усиления фотоприемников или мощности из-
лучения лазеров разрабатываются оптические аттенюаторы на
основе электрооптического, электрохромного и других оптических
эффектов. Так как эти устройства должны под действием прило-
женного к ним электрического сигнала обеспечить изменение
интенсивности оптического излучения, то для их реализации
пригодны все методы создания оптических модуляторов и пере-
ключателей.
Применение магнитооптического и акустооптического эффек-
тов в оптических аттенюаторах на сегодня представляется мало-
целесообразным в связи со сложностью конструкции, технологии
279
изготовления или высокой потребляемой мощностью. Наибольшее
развитие получили исследования по созданию аттенюаторов на
основе электрооптических свойств жидких кристаллов [169].
Жидкокристаллическая ячейка представляет собой тонкую пленку
жидкого кристалла, находящуюся в капиллярном зазоре между
двумя стеклянными пластинами с прозрачными электродами.
В зависимости от прилагаемого напряжения меняется угол по-
ворота плоскости поляризации проходящего оптического излуче-
ния. При установке между коллимирующим и фокусирующим
элементами поляризатора жидкокристаллической ячейки и анали-
затора легко обеспечивает-
ся регулировка ослабле-
ния оптического сигнала
Рис. 4.52. Оптический аттенюатор на
основе жидкокристаллической ячейки:
/ — двулучепреломляющие пластины; 2 —
жидкокристаллическая ячейка
1 2 2
Рис. 4.53. Устройство регу-
лирования затухания на ос-
нове электрохромной ячейки:
1 — призма ввода, 2 — подлож-
ка; 3 — планарный световод:
4 — электроды; 5 — электро-
хромная ячейка, 6 — слой с ион
ной проводимостью
с помощью напряжения, прикладываемого к электродам жидко-
кристаллической ячейки. Такие устройства имеют начальные оп-
тические потери больше 3 дБ, обусловленные экстинкцией поля-
ризатора и анализатора.
Созданы также оптические аттенюаторы на жидких кристаллах
(рис. 4.52) [169], позволяющие изменять мощность оптического
сигнала без нежелательных изменений в пространственном, спек-
тральном или поляризационном распределении света в луче,
В этой конструкции жидкокристаллическая ячейка располагается
между двумя двулучепреломляющими пластинами. Падающий луч
распадается на обыкновенный и необыкновенный, и на жидко-
кристаллическую ячейку оба луча поступают параллельно на
расстоянии 550 мкм друг от друга. При отсутствии управляющего
напряжения на электродах жидкокристаллической ячейки пло-
скость поляризации в обоих лучах поворачивается на 90°, и оба
луча после прохождения двулучепреломляющей пластины вы-
ходят по одному пути. В результате приложения напряжения
оптическая энергия перераспределяется в периферийные лучи.
Это устройство имеет начальные потери 1 дБ, динамический диа-
пазон 31,5 дБ. Устройство реализовано не только на коллимиро-
ванных лучах, но и на сфокусированных.
280
Исследовалась возможность применения электрохромных
свойств пленок оксида ванадия [26, 27 ] для создания устройств
автоматизированного регулирования интенсивности излучения.
Действие устройств (рис. 4.53) основано на преобразовании
света, распространяющегося по планарному световоду, в волно-
вую моду пленки оксида ванадия, ослабление сигнала в котором
осуществлялось с помощью изменения напряжения (3—5 В).
Такая конструкция сложна, характеризуется большими началь-
ными потерями, и мало вероятно, что она сможет найти применение
в реальных системах.
Таким образом, механические и электрооптические (на основе
жидких кристаллов) аттенюаторы в основном удовлетворяют
всем требованиям и для разработки других типов аттенюаторов
нет больших стимулов. Неясным остается вопрос об использова-
нии оптических аттенюаторов для автоматизированной регули-
ровки усиления в световодных измерительных системах в связи
с тем, что влияние на их работу внешних воздействий недостаточно
изучено.
4.10. Направления интеграции элементов
световодных измерительных систем
Интеграция элементов, т. е. создание функционально
законченного узла, содержащего несколько однородных или разно-
родных элементов на единой основе (подложке), изготавливаемых
по единой технологии, привлекает к себе внимание в связи с по-
тенциальными возможностями снижения массы, габаритных раз-
меров, потребляемой мощности, улучшения параметров узлов.
Для световодных измерительных систем эта проблема особенно
актуальна в связи с большим влиянием на чувствительность систем
амплитудных и модовых шумов в соединениях устройств. Однако
это не значит, что целесообразна интеграция всех элементов
и тем более на планарной подложке.
В световодных измерительных системах можно выделить че-
тыре основных узла: электронно-оптический преобразователь,
оптоэлектронный преобразователь, оптический коммутатор и оп-
тическую схему регистрации. Эти узлы в реальных условиях
эксплуатации для большинства измерительных систем простран-
ственно разделены и соединены между собой волоконными свето-
водами, поэтому имеет смысл говорить об интеграции элементов
внутри каждого из узлов. Пространственное отделение оптической
схемы регистрации от остальных узлов и соединение ее с этими
узлами волоконными световодами позволяет реализовать такие
достоинства световодных измерительных систем, как электро-
магнитная совместимость, диэлектрическое исполнение, гибкость
конструкции.
281
Таблица 4.3. Направления интеграции элементов
световодных измерительных систем
Узел Элементы узла Оптнмальная технология изготовления элемента Метод интеграции
Эл _‘ктр онио-оптиче- ский преобразова- тель Оптоэлектронный преобразователь Оптический комму- татор Оптическая схема регистрации Источник излучения Оптический вентиль Фильтры Фотодетектор Оптический атте- нюатор Светоделительные устройства Оптические пере- ключатели Сенсор Ответвители Поляризаторы п м, в м, в 11 м, в в, м, п в, м, п в, м, п в, м, п в, м + it с 1 1 1 । 1 1 1с ~ 1 ± it -5s . ш С са
Примечания 1 П — планарная, локонная технология (метод интеграции) 2 3i щества метода интеграции несомненны, знак « М — микрооптическая, В — во- ак « + » обозначает, что преиму- ±:> — ие выяснены
Конечно, есть отдельные области применения, в которых
целесообразно объединение всех узлов в одном приборе и интегра-
ция всех элементов можег дать выигрыш по ряду параметров,
но эти частные случаи требуют специального исследования.
Можно, однако, заметить, что исполнение каждого элемента узла
по специальной технологии и соединение этих узлов волоконными
световодами обеспечивают лучшие параметры, чем изготовление
по одной технологии разнородных элементов, вызывающее ухуд-
шение параметров интегрируемых элементов.
Единой основой (подложкой) для интеграции элементов в узле
можег быть волоконный световод, пластина с рядами трехмерных
интегральных линз и подложка с элементами на основе планарных
и полосковых световодов (табл. 4.3).
Интеграция элементов электронно-оптического преобразова-
теля затруднена в связи с тем, что лучшие параметры излучателей
достигаются при планарной технологии, а оптических вентилей
и фильтров — при микрооптической или волоконной. Параметры
волоконных источников излучения на сегодня не достигли значе-
ний, необходимых для широкого применения в световодных си-
стемах, планарные вентили и фильтры также не отвечают предъ-
являемым к ним требованиям. Кроме того, совмещение даже пла-
нарной полупроводниковой технологии изготовления лазера и
планарной твердотельной технологии изготовления вентиля пред-
ставляется очень сложной задачей.
282
По аналогичным причинам сложно осуществить интеграцию
элементов оптоэлектронного преобразователя, пока не отработана
технология проходного детектора (см. п. 4.5).
Интеграция элементов оптического коммутатора (ответвите-
лей, переключателей) может быть осуществлена как на основе
планарной технологии, так и на основе трехмерных интегральных
линз, поскольку возможна реализация элементов и в планарном
исполнении, и в микрооптическом.
Переключатели и ответвители, изготовленные на основе по-
лосковых световодов, имеют значительные потери, большие раз-
меры (один ответвитель 1 : 2 имеет длину порядка 20 мм), кроме
того, переключатели имеют высокий уровень перекрестной помехи.
На наш взгляд, достичь путем интеграции на этом принципе
приемлемых параметров оптического коммутатора очень сложно.
Следует также учитывать, что возможна реализация только одно-
модовых оптических коммутаторов.
Интеграция элементов на основе трехмерных интегральных
линз позволяет изготовить одномодовые и многомодовые коммута-
торы, значительно уменьшив их габаритные размеры по сравнению
с коммутаторами на дискретных элементах. Можно достичь до-
вольно высокой степени интеграции элементов ~ 100 см~2. Сниже-
ние габаритных размеров, видимо, основное достоинство интег-
рального коммутатора этого типа. Его недостатком являются
ограничения, накладываемые на тип переключателя. Перекрестная
помеха в переключателях на основе трехмерных линз не может
быть обеспечена ниже 20 дБ.
Интеграция элементов оптической схемы датчиков целесооб-
разна только для поляризационных и фазовых схем, так как
датчики с модуляцией интенсивности содержат практически один
элемент. Эти схемы в наиболее общем случае содержат поляриза-
торы, сенсоры и светоделительные элементы. Все элементы могут
быть выполнены по волоконной, планарной и микрооптической
технологии, соответственно их интеграция также может быть
осуществлена на основе любого из рассматриваемых методов.
Волоконная интегральная оптическая схема регистрации
(см. рис. 3.2, б) обеспечивает минимальные оптические потери,
позволяет избежать шумов в соединителях, использовать гибкость
волоконных световодов для обеспечения заданной диаграммы
направленности. Этот тип интегральной схемы для сенсоров из
одномодового однополяризационного или обладающего большим
двулучепреломлением волокна имеет значительные преимущества
перед схемами на дискретных элементах (см. п. 3.5).
Для ряда поляризационных схем требуются сенсоры, изго-
товленные из объемных оптических монокристаллов. Такие сен-
соры совместимы с многомодовыми волоконными световодами
с помощью коллимирующих и фокусирующих элементов. Ин-
тегральная оптическая схема в этом случае может быть создана
на основе трехмерных интегральных линз, но никакими достоин-
283
ствами по сравнению с микрооптической схемой на объемных эле-
ментах она, на наш взгляд, обладать не будет.
Для планарных сенсоров целесообразно применение интеграль-
ных схем на планарных (полосковых) световодах. Интеграция
элементов, так же как и в случае волоконных схем, позволяет
снизить шумы в соединениях элементов. Применение планарного
интерферометра позволяет также снизить требования к фазовым
шумам источников излучения в связи с возможностью (до десятых
долей микрометра) обеспечить равенство длин измерительного
и опорного плеч интерферометра с очень высокой степенью точ-
ности.
В целом, на наш взгляд, проблемы создания «интегральной
оптики» не существует. Необходимость в интеграции элементов
определяется требованиями к конкретным узлам и приборам.
Для волоконно-оптических измерительных систем и локальных
сетей создание интегральных оптоэлектронных и электронно-
оптических преобразователей не является первостепенной задачей,
сомнительны преимущества и интегрально-оптического коммута-
тора. Для оптических схем регистрации датчиков, особенно для
фазовых, создание интегральных схем необходимо для обеспече-
ния высокой чувствительности, ради которой собственно и при-
меняются фазовые схемы. Здесь оптимальное для сенсора испол-
нение определяет и выбор волоконного или планарного метода
интеграции. Волоконный метод, видимо, найдет более широкое
применение, так как позволяет использовать световоды большой
длины в сенсорах и тем самым повышать их чувствительность.
Достоинства интеграции различных функциональных элементов
на базе оптического волокна будут проявляться, по-видимому,
по мере создания новых материалов, из которых можно вытягивать
отрезки волокна с заданными свойствами (фоточувствительные,
магнито- и электрооптические, фоторефрактивные, фотоупругие
’и т. д.).
4.11. Особенности технологии изготовления
устройств для волоконно-оптических
систем
Развитие световодных систем взаимосвязано с успе-
хами в области создания источников излучения (лазеров и свето-
диодов), волоконных световодов и кабелей, фотодетекторов. Тех-
нология этих элементов интенсивно развивалась в последние 20 лет
и сложилась в самостоятельные технологические направления
с уже определившимися концепциями развития. Тем не менее
реализация волоконно-оптических линий и систем была бы не-
возможной без создания технологии соединителей, ответвителей,
переключателей, оптических вентилей и других устройств, обес-
284
печивающих функционирование систем. Как было показано выше,
при создании этих элементов существуют три основных техноло-
гических направления (волоконное, микрооптическое и планар-
ное), каждое из которых имеет свои особенности, но все вместе эти
технологические направления представляют уже достаточно офор-
мившуюся в настоящее время технологию волоконно-оптических
устройств. Эта новая технология, естественно, базируется на
технологических процессах, разработанных в смежных областях:
точной механике и оптике, микроэлектронике, технологии элемен-
тов вычислительной и СВЧ-техники, но имеет ряд особенностей,
на которых мы хотим остановиться.
Технология волоконно-оптических устройств может быть
разделена на пять основных групп технологических процессов:
изготовления волоконных элементов (см. гл. 5);
изготовления прецизионных деталей;
изготовления микрооптических элементов;
изготовления планарных элементов;
сборки волоконно-оптических устройств.
Необходимо отметить, что технологические направления соз-
дания устройств (волоконное, микрооптическое, планарное) су-
ществуют не изолированно, а дополняют друг друга. Так, для
изготовления устройств по волоконной технологии необходимо
применение технологических процессов из трех групп (изготовле-
ние волоконных элементов, изготовление прецизионных деталей,
сборка). Для изготовления микрооптических устройств необхо-
димо применение процессов, характерных для волоконного на-
правления, и технологических процессов изготовления микро-
оптических элементов. Изготовление планарных устройств требует
применения технологических процессов, необходимых для созда-
ния волоконных и микрооптических устройств, и дополнительно
специфических процессов изготовления планарных элементов.
Неразрывную связь микрооптического и планарного направле-
ний с волоконным можно проиллюстрировать на примере волокон-
но-оптических ответвителей (см. рис. 4.44).
Рассмотрим особенности выделенных нами групп технологи-
ческих процессов с точки зрения специфики применяемого обору-
дования и условий проведения процессов.
Процессы изготовления прецизионных деталей должны обеспе-
чивать точность изготовления наконечников, втулок, отверстий
порядка ±2 мкм для многомодовых устройств и ±0,2 мкм для
одномодовых. Изготовление деталей с микронными допусками
не потребовало специального оборудования. Необходимая точ-
ность сравнительно легко достигается методами обтачивания,
круглого и плоского шлифования. Суб'микронные точности, не-
обходимые для деталей одномодовых устройств, потребовали
создания термоконстантных участков, минимизации вибраций
на этих участках, разработки оборудования, обеспечивающего
контроль параметров элементов в процессе изготовления. В целом
285
это не новая задача для производства, и ряд проблем был решен
задолго до появления волоконно-оптических устройств в смежных
областях.
Изготовление волоконных элементов. Изготовление волокон-
ных элементов включает следующие основные процессы и опе-
рации:
удаление защитных оболочек и покрытий с волоконных свето-
водов;
травление волоконных световодов;
вклеивание наконечников;
центрирование сердцевины волоконного световода относи-
тельно базовой поверхности наконечника;
шлифование и полирование торцов;
скалывание торцов волоконных световодов;
изготовление линз на торцах волокон;
напыление оптических покрытий на торцы;
изготовление масок методом фотолитографии на торцах во-
локон.
Конструкция устройства, для которого предназначен волокон-
ный элемент, определяет состав и последовательность операций.
Так, изготовление волоконных элементов для одномодового со-
единителя включает следующие основные стадии: 1) изготовление
прецизионных деталей (наконечников, втулок, корпусов); 2) раз-
делка волоконных кабелей; 3) вклейка наконечников, обработка
торцов волоконных световодов; 4) юстировка и сборка ответвите-
лей. Технологические процессы, применяемые для изготовления
волоконных элементов, наиболее специфичны, в настоящем вре-
мени все еще выполняются вручную и слабо поддаются автома-
тизации.
Удаление защитных оболочек и покрытий осуществляют вруч-
ную с помощью специальных инструментов, которые позволяют
провести эту операцию без повреждения поверхности светово-
дов.
Вклеивание наконечников также является ручной операцией.
При этом используются эпоксидные смолы. Очень важно, чтобы
при склеивании не образовывались пузырьки воздуха, так как
в процессе шлифования и полирования могут образоваться тре-
щины и сколы.
Методы центрирования сердцевины световода относительно
базовой поверхности наконечника подробно рассмотрены в раз-
деле, посвященном оптическим соединителям. Отметим, что методы
формовки и обработки боковой поверхности предусматривают
совмещение операции центрирования с операцией изготовления
прецизионного наконечника.
Шлифование и полирование торцов волоконных световодов,
вклеенных в наконечники, осуществляют на обычных шлифоваль-
но-полировальных станках с применением специальной оснастки,
обеспечивающей перпендикулярность торцов, либо на специаль-
286
них станках абразивными дисками с переменной зернистостью.
Второй метод обеспечивает лучшую перпендикулярность торцов.
При обработке торцов необходимо учитывать, что различная
твердость материала наконечника и волоконного световода при-
водит к выпуклости и вогнутости торца световода.
Скалывание торцов также потребовало создания специального
инструмента. Для получения скола без микродефектов на волокно
алмазным резцом наносят царапину, а затем изгибают волокно
до получения скола.
При химическом травлении отражающих оболочек определен-
ные сложности вызывает контроль толщины световодов. Для
этого наиболее часто применяют контроль оптической мощности
излучения, проходящего по световоду в процессе травления.
Напыление оптических покрытий осуществляют на вакуумных
установках методом электронно-лучевого испарения. Этот процесс
при напылении на торцы волокон усложняется в связи с необ-
ходимостью поддержания теплового режима, исключающего
разрушение защитных оболочек и покрытий на волоконных
световодах.
Изготовление микролинз на торцах волоконных световодов
осуществляется методами оплавления, макания в расплав низко-
температурного стекла, механической обработки, химического
травления сердцевины через маску, полученную методом фото-
литографии. Для многомодовых волоконных световодов наиболее
широко применяется оплавление, так как эта операция может
успешно выполняться на серийных установках для сварки воло-
конных световодов Для одномодовых волоконных световодов
все методы обеспечивают высокое качество микролинз пока только
в лабораторных условиях.
Интересные возможности открывает технология изготовления
масок на торцах волокон методом фотолитографии. Сам метод
фотолитографии хорошо известен и успешно применяется в микро-
электронике и других областях. Однако размеры торцов волокон
малы (диаметр — 125 мкм), что вызывает значительные трудности
при использовании стандартного оборудования. Наличие сердце-
вины и отражающей оболочки позволяет в ряде случаев проводить
экспонирование фоторезиста непосредственно через сердцевину
световода.
Даже из краткого обзора технологических процессов изго-
товления волоконных элементов легко увидеть, что к настоящему
времени разработан ряд новых специфических процессов, обеспе-
чивающих производство волоконно-оптических устройств в це-
лом. Эта область технологии продолжает интенсивно развиваться.
Новый толчок ее развитию, видимо, даст появление световодов из
халькогенидных материалов для дальнего ИК-диапазона.
Изготовление микрооптических элементов. Применяются сле-
дующие основные технологические процессы.
резка оптических материалов;
287
механическая обработка (шлифование и полирование плоских,
цилиндрических и сферических поверхностей);
ионный обмен, электродиффузия;
фотолитография;
нанесение оптических покрытий.
Операции резки, шлифования и полирования при изготовлении
микролинз, поляризаторов, призм, элементов из магнитооптиче-
ских материалов или других монокристаллов производятся на
стандартном оборудовании на базе технологических процессов,
разработанных для оптических изделий и элементов твердотель-
ных устройств. К точности изготовления элементов для волоконно-
оптических устройств предъявляются те же требования, что и
к точности изготовления элементов для оптических и твердотель-
ных приборов.
Усовершенствование нанесения оптических покрытий (ин-
терференционных фильтров, просветляющих покрытий, зеркал
с заданными коэффициентами пропускания и отражения) возможно
за счет разработки новых типов покрытий, а не за счет создания
нового оборудования и принципиально новых технологических
процессов и материалов.
Процессы ионного обмена, электродиффузии и другие, при-
меняемые при изготовлении градиентных линз, достаточно хорошо
изучены и не являются специфичными только для волоконно-
оптических устройств. Новая технология изготовления трехмер-
ных интегральных линз также базируется на процессах, хорошо
изученных и применяемых в смежных областях (фотолитография,
вакуумное напыление, электродиффузия).
Таким образом, технология изготовления микрооптических
элементов полностью базируется на процессах и оборудовании,
разработанных в смежных областях. Разработка волоконной тех-
ники поставила новые сложные задачи создания новых типов
микрооптических элементов, оптических покрытий, но решение
этих задач не требует создания принципиально новой технологии.
Изготовление планарных элементов. Применяются следующие
технологические процессы и операции:
ориентация монокристаллов;
резка подложек;
шлифование и полирование подложек;
изготовление световодных слоев;
формирование заданной топологии элементов.
Операции ориентации монокристаллов, резки и обработки
подложек при изготовлении планарных элементов не имеют
существенных особенностей по сравнению с аналогичными про-
цессами при изготовлении твердотельных устройств. Для изго-
товления световодных слоев применяют диффузию, ионный обмен,
вакуумное напыление, ионно-плазменные процессы, молеку-
лярно-лучевую эпитаксию, протонную бомбардировку и некоторые
другие. При всей специфичности и сложности изготовления
288
планарных световодов с требуемыми параметрами все применяемые
технологические процессы давно с успехом используются в смеж-
ных областях, и здесь можно говорить о создании новых типов
устройств, но не о создании принципиально новой технологии.
Также обстоит дело и в области формирования заданной топо-
логии элементов. Применяемые методы (фотолитография, рентге-
новская, лазерная и электронная литография) развиты и продол-
жают совершенствоваться в технологии больших интегральных
схем.
Таким образом, технология и оборудование для изготовления
планарных элементов — наименее специфичны, поскольку здесь
используется технология больших интегральных схем и твердо-
тельных элементов.
Сбррка волоконно-оптических устройств. Это самая сложная
и наименее отработанная стадия изготовления волоконно-опти-
ческих устройств на сегодняшний день.
При сборке многомодовых устройств достаточно обеспечить
точность позиционирования порядка 5 мкм, что гарантирует
отклонения от оптимального положения в процессе эксплуатации
в пределах допустимого — на 1—2 мкм. Такой точности удается
добиться при сборке устройства из прецизионных деталей, либо
с помощью механических манипуляторов. Сборка производится
вручную и является трудоемким процессом. В настоящее время
освоена сборка в производственных условиях.
При сборке одномодовых устройств требования к точности
позиционирования и фиксации на порядок выше, что диктует
необходимость создания новых методов контроля выходных пара-
метров устройств, новых типов микропозиционеров, тщательного
выбора материалов. В связи с этим технология сборки одномодо-
вых устройств еще находится в стадии разработки и не вышла еще
за пределы лабораторий на производство.
В заключение краткого обзора технологических процессов,
применяемых при изготовлении волоконно-оптических устройств,
отметим, что наиболее специфичными, требующими создания
принципиально новой технологии, являются процессы изготовле-
ния волоконных элементов и сборки устройств. Технология
изготовления прецизионных, микрооптических и планарных эле-
ментов базируется на технологическом оборудовании и процессах,
разработанных в смежных областях. Но это не решает проблемы,
так как устройства световодных систем должны соединяться
волоконными световодами. Следовательно, основной для любого
устройства является волоконная технология, а микрооптическая
и планарная дополняют ее и обеспечивают более широкие функ-
циональные возможности разрабатываемых устройств.
ПРОИЗВОДСТВО волоконных
СВЕТОВОДОВ И ИЗМЕРЕНИЕ
ИХ ХАРАКТЕРИСТИК
Предыдущие разделы книги посвящены, в основ-
ном, анализу особенностей волоконно-оптических
приборов и входящих в их состав компонентов. Од-
нако прогресс в волоконно-оптическом приборост-
роении неразрывно связан с созданием специали-
зированных систем и приборов для производства и
измерения параметров волоконных световодов. В
настоящее время ясно, что успехи, достигнутые в ис-
следовательских лабораториях, могут быть перенесе-
ны на уровень массового производства, только если
будет обеспечен автоматический контроль и регули-
рование всех существенных параметров технологи-
ческого процесса. В последние годы в результате
научных исследований, технологических и кон-
структорских разработок сформировалась новая
область приборостроения — автоматизированное
производство волоконных световодов и производство
аппаратуры для измерения их характеристик [15
43, 901. Назначение настоящей главы состоит в том,
чтобы кратко ознакомить читателя с возможностями
и особенностями этой области. .
5.1. Производство волоконных световодов
По назначению волоконные световоды можно раз-
делить на пять основных групп:
1) одномодовые световоды для систем дальней
скоростной связи и фазовых ВОД; отличаются пре-
дельно низким уровнем потерь (0,2—1 дБ/км) и
широкой полосой пропускания (100 ГГц/км); стап-
290
дартные размеры: диаметр сердцевины 5—10 мкм, оболочки —
125 мкм, числовая апертура 0,15—0,2 (сюда же можно отнести во-
локна с сохранением поляризации, необходимые для целого ря-
да ВОД и перспективных систем передачи с когерентным приемом);
2) многомодовые световоды с градиентным профилем показателя
преломления для систем передачи на расстояния в несколько
километров; уровень потерь 0,5—5 дБ/км; полоса пропускания
100—1000 МГц/км; стандартные размеры: диаметр сердцевины
50 мкм, оболочки — 125 мкм, числовая апертура около 0,2;
3) многомодовые световоды со ступенчатым профилем 'показа-
теля преломления для локальных сетей, объектов систем передачи
и различных ВОД; характеризуются весьма умеренными полосой
пропускания (10—100 МГц/км) и уровнем потерь (3—10 дБ/км);
имеют повышенную числовую апертуру (0,3—0,6) и диаметр
сердцевины 80—400 мкм, что допускает эффективное сопряжение
с дешевыми и надежными источниками излучения — светодиодами;
4) волоконные световоды со специальными свойствами для ВОД
и других волоконно-оптических функциональных устройств: ла-
зерные волокна, активированные редкоземельными ионами; во-
локна с пьезоэлектрической или магнитострикционной оболочкой
и т. п.;
5) полимерные световоды со ступенчатым или градиентным
профилем показателя преломления, отличающиеся высокой гиб-
костью, прочностью и низкой стоимостью; область их применения
ограничена из-за высокого (100—500 дБ/км) уровня потерь,
поэтому используются они для передачи данных внутри ЭВМ,
в роботах, автомобильных датчиках и т. п.
Световоды первой, второй и отчасти третьей групп имеют
одинаковую композицию и изготавливаются из кварцевого стекла,
легированного различными добавками, изменяющими показатель
преломления в нужную сторону. Кварцевое стекло характери-
зуется высокой однородностью и чистотой, что обусловливает
низкий уровень потерь на рассеяние и поглощение (см. гл. 2),
отличается высокой термической, химической и радиационной
стойкостью. Технология производства высококачественных квар-
цевых волокон, как будет показано ниже, достаточно сложна,
тем не менее она доведена до уровня, обеспечивающего массовый
выпуск без снижения качества.
Требования к характеристикам световодов третьей и четвертой
групп не являются предельно жесткими, поэтому они изготавли-
ваются из более дешевых материалов (многокомпонентных стекол)
и'по более простой технологии. Производство полимерных волокон
является самым простым и дешевым.
Наиболее распространенные в мировой практике способы из-
готовления высококачественных кварцевых волоконных свето-
водов являются разновидностями процесса химического осаждения
основного стеклообразующего окисла SiO3 и легирующих окислов
из парогазовой смеси, или CVD-процесса (от англ. Chemical
291
Vapour Deposition). Галоиды кремния, германия, бора, фосфора
и т. п., входящие в состав парогазовой смеси, при высокой тем-
пературе реагируют с кислородом:
SiCl4 -Г О2 -> SiO2 “Г 2С12; GeCl4 -Г О2 —GeO2 -Г 2С)2'
4ВВг3 + ЗО2 -+2В2О3 + 6Вг2; 4РОС13 + ЗО2 2Р2О5 +
+ 6С12.
(5.1)
В результате реакции образуется мелкодисперсная масса,
напоминающая белую сажу, которая после проплавления превра-
щается в прозрачное стекло, содержащее около 90 % SiO2. До-
бавки легирующих окислов ме-
няют коэффициент преломления
в нужную сторону: добавки окис-
лов германия и фосфора повышают
показатель преломления стекла, а
добавка окиси бора снижает его
(рис. 5.1). Содержание добавок
в стекле регулируется в х , е
Рис. 5.1. Зависимость коэффиш,г нта пре-
ломления кварцевого стекла от концен-
трации легирующих добавок
процесса путем изменения состава парогазовой смеси галоидов,
концентрации ее компонентов.
Минимальный уровень потерь при работе на длинах волн 1,3
и 1,5 мкм обеспечивают кварцевые стекла, не содержащие бора,
поэтому в последние годы в качестве присадки, снижающей пока-
затель преломления, используется фтор, образующийся при
окислении фреона CC12F2 или фтористого углерода CF4. Есте-
ственно, что исходные компоненты при использовании CVD-npo-
цесса должны быть высокой химической чистоты [41 ].
Существует несколько вариантов CVD-процесса: модифициро-
ванный CVD-процесс (MCVD); плазменный MCVD-процесс
(PMCVD); плазменный CVD-процесс (PCVD); процесс с вертикаль-
ным осевым осаждением (VAD); внешнее химическое осаждение
из парогазовой фазы (OVPO).
Получение заготовки для волокна. Все варианты CVD-npo-
цесса предусматривают две основные стадии процесса производ-
ства волоконных световодов. В первой стадии — изготовлении
заготовки для вытяжки волокна — проявляются различия пере-
численных вариантов, тогда как вторая стадия — вытяжка во-
локна из заготовки — одинакова по технологии и оборудованию
для всех вариантов. Параметры заготовки во многом определяют
характеристики волоконного световода, вытянутого из нее. Тип
световода (одномодовый, многомодовый градиентный или ступен-
292
чатый) полностью определяется профилем показателя преломления
заготовки. Все варианты метода CVD позволяют организовать
гибкое производство, которое может быть быстро перестроено
с изготовления одного типа световода на другой.
Модифицированный CVD-процесс (MCVD). Метод MCVD
предусматривает изготовление заготовки осаждением стеклообра-
зующих окислов на внутреннюю поверхность кварцевой опорной
трубы [327]. Установка для производства заготовок методом
MCVD схематически изображена на рис. 5.2. В ней можно выде-
лить три основных функциональных блока: в блоке I формируется
парогазовая смесь, блок II — тепломеханический станок, блок
Рис. 5.2. Схема установки
для изготовления заго-
товки волокна по методу
MCVD:
1 - смеситель с жидким
SiCI4: 2 — один из смеси-
телей с легирующим галои-
дом; 3 — вентили; 4 — опор-
ная трубка; 5 — вращаю-
щиеся патроны, 6 — кисло-
родно-водородная горелка;
7 — система откачки и очи-
стки продуктов реакции
III — система управления и контроля параметров процесса.
Первыми операциями при производстве являются контроль и
отбор опорных кварцевых труб, которые при вытяжке трансфор-
мируются в оболочку волоконного световода. Типовые размеры
опорных труб: внешний диаметр 20—25 мм, внутренний диаметр
16—20 мм, длина около 1 м. Для установленного в конкретном
случае типоразмера трубы при отборе допускаются отклонения:
диаметра от заданного значения и вариации диаметра — не более
2 %, эллиптичность — не более 1 %, изгибы — не более 1 мм/м.
Затем опорная труба помещается в тепломеханический станок,
в котором она вращается вокруг продольной оси со скоростью
порядка 60 об/мин. Вдоль вращающейся опорной трубы со ско-
ростью 20 см/мин перемещается кислородно-водородная горелка.
В начале процесса производится полировка трубы в пламени
горелки при температуре около 1600 °C, при этом оплавляются
имеющиеся микротрещины. Парогазовая смесь образуется при
прокачке газа-носителя (кислорода или инертных газов) через
смесители, заполненные жидкими галоидами кремния, германия
и т. п. Состав смеси и закон изменения состава во времени в ходе
процесса MCVD зависят от типа изготавливаемого световода и
формируются под управлением ЭВМ по заданной программе.
Парогазовая смесь поступает внутрь опорной трубы, и в горячей
зоне с температурой 1500—1700 °C, перемещающейся вдоль трубки
293
при движении горелки, происходит осаждение окислов SiO2,
GeO2 и других в виде ультрачистого мелкодисперсного порошка.
При повторном движении горелки вдоль трубки порошок про-
плавляется, превращаясь в слой стекла толщиной 1 —10 мкм.
Легированное кварцевое стекло, получающееся в результате оса-
ждения, является исключительно чистым в силу высокой чистоты
исходных компонентов. Кроме того, происходит химическая
осушка реагируюцих материалов и осаждаемых слоев в^резуль-
тате реакции
2Н2О + 2С12 ->4НС1 + О2. (5.2)
Хлор всегда присутствует в парогазовой смеси как’продукт
реакции окисления тетрахлоридов кремния и германия. В резуль-
тате осажденное стекло содержит значительно меньшее количество
гидроксильных ионов ОН, чем опорная труба. По этой причине
потери на поглощение в используемых спектральных диапазонах
(см гл. 2) в осажденном стекле существенно меньше, чем в опорной
трубе, для снижения этих потерь в заготовке формируется вну-
тренняя оболочка. Для этого показатель преломления первых
нескольких слоев (около 20) должен быть равен показателю
преломления трубы или несколько меньше. Парогазовая смесь,
вводимая в трубы во время осаждения этих слоев, содержит пары
SiCl4 с добавкой ВВг3 или, что предпочтительнее, фреона. После-
дующие слои формируют сердцевину будущего световода. Для
градиентных световодов показатель преломления увеличивается
от слоя к слою по заданному закону, близкому к параболическому;
заготовки для волокон со ступенчатым профилем имеют однород-
ную сердцевину с показателем преломления большим, чем в обо-
лочке. Общее число слоев в сердцевине обычно составляет 50—80.
Как правило, для повышения показателя преломления исполь-
зуется только GeO2, однако температура осаждения его велика.
Чтобы исключить деформацию опорной трубы, температуру оса-
ждения снижают добавкой в парогазовую смесь РОС13. Поскольку
наличие в стекле окисла Р2О5 увеличивает поглощение в диапазоне
длин волн 1,5—1,7 мкм (поглощение на ионах Р—ОН), его кон-
центрация не должна превышать 0,2 молярных процента. При
этом температура осаждения снижается до 1650 “С.-
После осаждения заданного программой числа слоев темпера-
тура горячей зоны увеличивается до 1900—2100 °C, труба раз-
мягчается и «схлопывается» под действием поверхностных сил,
превращаясь в сплошной стеклянный цилиндр-заготовку. В сече-
нии заготовка представляет собой увеличенную в 100—300 раз
структуру волоконного световода с соответствующим профилем
показателя преломления
Специфика процесса MCVD такова, что профиль показателя
преломления заготовки всегда отличается от желаемого по двум
причинам. Первая состоит в том, что показатель преломления
каждого слоя постоянен, поэтому профиль его в заготовке есть
294
ступенчатая аппроксимация заданной функции. Вторая вызвана
тем, что при температуре схлопывания, достаточно высокой
(1900—2100 °C), последние слои частично испаряется, причем
скорость испарения GeO2 выше, чем скорость испарения SiO2.
В результате в профиле показателя преломления заготовки в цен-
тре ее образуется провал, который сохраняется и в волокне
(рис. 5.3).
Даже из приведенного здесь краткого описания метода MCVD
следует, • что эффективное производство заготовок для высоко-
качественных световодов с высокой воспроизводимостью пара-
Рис 5 $ Профиль показателя пре-
ломления заготовки, изготовленной
методом MCVD
Рис. 5 4 Структура системы управления
процессом производства заготовок по ме-
тоду MCVD:
метров возможно только при
условии полной автомати-
зации процесса. На рис. 5.4
схематически изображена
обобщенная по публикациям
схема системы управления
1 — центральная ЭВМ, 2 — процессоры, 3 —
блок формирования парогазовой смеси, 4 —
тепломеханический станок, 5 — контроллер
состава смеси, 6 — контроллер скорости пото-
ка смеси, 7 — контроллер вращения опорной
трубы, 8 — контроллер движения горелки;
9 — контроллер температуры горячей зоны,
10 — контроллер управления горелкой; 11 —
контроллер откачки н очистки продуктов ре-
акции
процессом производства по
методу MCVD. Система предназначена для управления рядом
установок, производящих одновременно заготовки для световодов
различных типов. Центральный компьютер с общесистемными
полномочиями связан с' местными микропроцессорами на каждой
установке. К местным микропроцессорам с локальными полно-
мочиями подключены контроллеры, управляющие параметрами
процесса: составом и скоростью потока парогазовой смеси, враще-
нием опорной трубы, скоростью движения горелки вдоль трубы,
температурой в горячей зоне трубы, откачкой и очисткой продук-
тов реакции. Задание на каждую установку вводится через цен-
тральный компьютер, через него же выводится информация о ходе
процесса на каждой установке. Система является очень гибкой
и быстроперестраиваемой.
Гибкость процесса позволяет использовать его для производ-
ства волоконных световодов, сохраняющих поляризацию 1241 }
Изготовление заготовки для такого волокна ведется по следующей
295
программе: при осаждении первых 50 слоев, соответствующих
внутренней оболочке, опорная труба с интервалом в 1—2 с пово-
рачивается на 180° вокруг продольной оси; затем в обычном ре-
жиме при равномерном вращении трубы вокруг оси осаждаются
слои с повышенным показателем преломления, формирующие
сердцевину. При схлопывании возникают анизотропные напряже-
ния во внутренней оболочке, которая получается эллиптической
в сечении (рис. 5.5), что обеспечивает двулучепреломление в серд-
цевине заготовки, а затем (после вытяжки) и в сердцевине волокна.
Метод MCVD обеспечивает с большой степенью точности
достижение заданных геометрических, механических и оптических
Рис. 5.5. Поперечное сечение заготовки световода, со-
храняющего поляризацию:
1 — сердцевина с анизотропными напряжениями; 2 — эллип*
тическая оболочка; 3 — внешняя круглая оболочка
параметров. Гибкость этого метода очевидна, на одном техноло-
гическом оборудовании путем изменения программы он позволяет
производить заготовки для волокон разных типов: одномодовых,
одномодовых с сохранением поляризации, многомодовых градиент-
ных и ступенчатых. Именно поэтому этот метод доведен до высо-
кого промышленного уровня и используется для массового произ-
водства во всем мире. Однако ему присущи и недостатки, главные
из которых низкая эффективность использования галоидов (40—
60 %) и сравнительно малая скорость осаждения (0,25—0,5 г/мин).
Плазменные методы внутреннего осаждения (PMCVD
и PCVD). Эти методы, описанные в работах 1192, 228], свободны
от недостатков, присущих процессу MCVD, и обладают его до-
стоинствами, правда, это достигается за счет усложнения оборудо-
вания. В PMCVD-процессе для высокотемпературного осаждения
используется плазма, возбуждаемая высокочастотным (единицы
мегагерц) электромагнитным полем, при давлении парогазовой
смеси, близком к атмосферному. Температура в плазменном сгу-
стке, перемещающемся в опорной трубе, составляет порядка
104°С, скорость осаждения возрастает по сравнению с мето-
дом MCVD до 5 г/мин. Проплавление осажденных стеклообразу-
ющих окислов по-прежнему производится нагреванием горелкой.
К сожалению, при использовании PMCVD-метода толщина одного
слоя возрастает до 40—100 мкм, что вызывает понятные трудности
при изготовлении градиентных заготовок. Этого недостатка лишен
PCVD-процесс, при котором внутри трубки возбуждается сверх-
высокочастотная плазма (2,5 ГГц) при низком [(1,3-i-2,6)-103 Па]
давлении парогазовой смеси. Для возбуждения плазмы исполь-
зуется СВЧ-резонатор, горелка отсутствует, опорная труба вместе
с резонатором помещается в печь с температурой ~ 1200 °C. Реак-
296
ция окисления галоидов идет сразу с образованием стеклянных
слоев, минуя .порошковую стадию. В результате скорость движе-
ния резонатора и соответственно зоны осаждения в опорной трубе
можно увеличить до 7—8 м/мин. За время изготовления одной
заготовки (2 ч) можно осаждать до 1000 слоев, что позволяет
реализовать заданный профиль показателя преломления с точ-
ностью, недостижимой при использовании метода MCVD. Эффек-
тивность использования кремния в PCVD-процессе составляет
100 %, германия — 85 %.
Методы внешнего осаждения (VAD и OVPO). Эти методы прин-
ципиально отличаются от MCVD-, PMCVD- и PCVD-процессов
отсутствием дорогостоящей сверх-
чистой прецизионной опорной тру-
бы. При производстве по методу
вертикального осевого осаждения
(VAD) [189] (рис. 5.6) процесс осаж-
дения происходит в кварцевой ка-
мере в пламени кислородно-водород-
ной горелки, расположенной у торца
кварцевого стержня-затравки, вра-
щающегося вокруг оси и одновре-
менно- поднимающегося вверх.
Рис. 5.6. Камера для производства заготовок
по методу VAD:
1 — трубка подачи галоидов; 2 — кислородио-
водородная горелка; 3 — пирометр; 4 — телеви-
зионная камера; 5 — пористая заготовка; 6 —
магистраль отвода продуктов реакции; 7 —
высокотемпературная печь; 8 — механизм враще-
ния и перемещения заготовки
Тетрахлорид' кремния и легирующие галоиды инжектируются
в пламя горелки, где в результате гидролиза (SiCl4 + Н2О
-> SiO2 + 4НС1) образуются мельчайшие частицы стеклообразу-
ющих окислов, которые осаждаются на торец затравочного
стержня. Стержень поднимается вверх со скоростью, равной ско-
рости нарастания на его торце пористой непрозрачной заготовки.
В результате перемещения вверх заготовка попадает в высоко-
температурную печь, где, проплавляясь, превращается в про-
зрачный кварцевый цилиндр.
Радиальное распределение показателя преломления заготовки
в VAD-процессе определяется несколькими факторами: радиаль-
ным распределением легирующих галоидов (обычно GeCl4) в пла-
мени; структурой пламени; распределением температуры на торце
заготовки, максимум которой обычно лежит вблизи 600 °C. В этом
методе формируется бесступенчатый профиль показателя пре-
ломления без провала в центре, характерного для волокон, из-
готовленных по методу MCVD. В силу этого волоконные свето-
воды, вытянутые из заготовок, полученных по методу VAD,
10 Бутусов М. М. и др. 297
имеют рекордную полосу пропускания. Важно, что заготовки
(по крайней мере, теоретически) могут быть любой сколь угодно
большой длины.
Достоинства метода VAD очевидны, однако его широкому
промышленному внедрению препятствует сложность автоматизи-
рованной системы управления, обусловленная многочисленностью
параметров, подлежащих контролю и регулированию.
Метод OVPO предусматривает^внешнее осаждение на боковую
поверхность затравочного стержня длиной около метра и диаме-
тром 5—10 мм, изготовляемого из
керамики. После осаждения за-
травочный стержень отделяется,
заготовка проплавляется, превра-
щаясь, как и во всех рассмотрен-
ных случаях, в прозрачный ци-
линдр (штабик). В отличие от
метода VAD здесь длина заготовки
ограничена длиной затравочного
стержня, укрепляемого в тепло-
механическом станке, подобном
используемому в MCVD-процессе.
Рис. 5.7. Схема установки для вытяжки
волокна:
/ —• контроллер управления подачей заготов-
ки, 2 — узел центрирования заготовки; 3 —
заготовка, 4 контроллер стабилизации тем-
пературы; 5 — высокотемпературная печь,
6 — датчик диаметра волокна; 7, 5 — кон-
троллеры измерения и стабилизации диаметра.
9 — тигель с защитным покрытием, 10 — печь
сушки покрытия, 11 — контроллер темпера-
туры сушки; 12 — вытяжные ролики, 13 —
контроллер привода вытяжки, 14 — контрол-
лер управления раскладкой-намоткой; 15 —
барабан раскладки—намотки; 16 — компен-
сатор
Вытяжка волокна из заготовки. Установка для вытяжки —
второй стадии производства волокна — схематически изображена
на рис. 5.7. Регулируемый механизм ввода заготовки в печь обес-
печивает юстировку заготовки по поперечным координатам х и у и
подачу заготовки сверху вниз по мере вытяжки волокна. В гра-
фитовой печи происходит разогрев конца заготовки до темпера-
туры порядка 2000 °C, при которой образуется расплавленная
стеклянная луковица. Температура стабилизируется микрокон-
троллером, управляющим графитовой печью. В процессе вытяжки
диаметр волокна измеряется датчиком диаметра, сигнал с кото-
рого поступает в мультимикропроцессорную систему, стабили-
зирующую размер диаметра с точностью ±1 мкм. Диаметр
волокна 2а в процессе вытяжки описывается формулой
2а = D (V/u)4 (5.3)
298
где D — диаметр заготовки; v — скорость вытяжки; V — ско-
рость подачи заготовки. По сигналам от датчика диаметра микро-
контроллеры управляют приводом подачи заготовки, скоростью
вытяжки и подстраивают систему раскладки — намотки волокна.
Измеритель диаметра (см. п. 5.2) позволяет также оценить де-
центровку заготовки, и соответствующий микроконтроллер устра-
няет ее. Сразу же после вытяжки волокно проходит тигель с ка-
либрованной фильерой, заполненный жидким составом — защит-
ным покрытием. Тигель юстируется по поперечным координатам,
этим 'обеспечивается коаксиальность покрытия. В качестве за-
щитного покрытия чаще всего используется силиконовая резина»
отверждаемая нагреванием в печи, темпера-
тура которой стабилизирована. Для автома-
тизированных вытяжных установок скорость
вытяжки волокна составляет порядка 2—
10 м/с.
Описанная установка применяется также
для вытяжки более простых волокон третьей
и четвертой групп. Ступенчатые световоды с
высоким значением числовой апертуры
«кварц — полимер» вытягиваются описанным
способом, но вместо заготовки с заданным
Рис. 5.8. Изготовление волокна из многокомпонентных
стекол по методу «двойного тигля»:
1 — внутренний тигель, 2 расплавленное стекло сердце-
вины, 3 — внешний тигель, 4 — расплавленное стекло обо-
лочки; S — стеклянная «луковица»; 6 — волокно
профилем показателя преломления используется цилиндр И5
чистого кварца, а в качестве светоотражающей оболочки на-
носится прозрачный полимер с соответствующим показателем
преломления.
Волокна из многокомпонентных стекол изготавливаются мето-
дом «двойного тигля» (рис. 5.8). В этом случае в высокочастотную
печь помещаются два концентрических тигля, внешний запол-
няется стеклом, предназначенным для оболочки, внутренний —
стеклом, образующим сердцевину волокна. Если стекла расплав-
лены, поток стекла сердцевины через внутреннюю фильеру вли-
вается в поток стекла оболочки. Из «луковицы» на выходе внешней
фильеры описанным выше способом вытягивается световод. Метод
«двойного тигля» позволяет изготавливать как ступенчатые во-
локна, так и градиентные. В последнем случае основную роль
играет взаимная диффузия стекол оболочки и сердцевины.
Специальные волокна (четвертая группа) изготавливаются
либо вытяжкой из штабика, как волокна «кварц — полимер»,
либо методом «двойного тигля». Полимерные волокна производят
по методу, близкому к методу «двойного тигля».
10
299
5.2. Методы и аппаратура
для измерений характеристик заготовок
и волоконных световодов
Развитие методов и разработка аппаратуры для кон-
троля характеристик заготовок и волокон идет по двум направле-
ниям. Первое из них связано с созданием на базе специализиро-
ванных ЭВМ и микропроцессоров автоматизированных комплексов
для измерений параметров заготовок и волокон в процессе массо-
вого и серийного производства. Второе направление — это созда-
ние контрольно-измерительных приборов, используемых в про-
цессе эксплуатации световодов и кабелей (как правило, это более
простая
и портативная аппаратура).
Диагностика заготовок.Диа-
гностика позволяет до вытяжки
отбраковать заготовки с откло-
нениями профиля показателя
Рис. 5.9. Ход луча при контроле за-
готовки лучевым методом
преломления от заданного и тем самым значительно повысить выход
годных волокон и снизить затраты на их производство. Для опре-
деления профиля показателя преломления в основном исполь-
зуется лучевой метод [123] (рис. 5.9). Диагностируемый участок
заготовки помещается в кювету с иммерсионной жидкостью. На
боковую поверхность заготовки на расстоянии у от ее оси падает
луч света, который на выходе из заготовки отклоняется от своего
первоначального направления на угол Ф. Определив Ф как функ-
цию Ф (у), можно, используя обратное преобразование Абеля,
найти относительный профиль преломления А (г) заготовки:
Д
4W = Jt?®7>- <5-4>
Г
Известны различные модификации приборов,, в которых ис-
пользуется лучевой метод [124, 385], схема одной из них приве-
дена на рис. 5.10. Управляемый микроЭВМ шаговый двигатель
двигает зеркало, которое перемещает сфокусированный до пятна
диаметром в несколько микрометров лазерный луч по заготовке,
изменяя величину у. Отклоненный пучок фокусируется на линейку
фотоприемников ПЗС (см. п. 4.4), выполняющую роль датчика
угла Ф (у). Электрический сигнал с линейки поступает в ЭВМ,
которая вычисляет значение А (г). Полученное распределение
позволяет произвести отбраковку заготовок, а также предсказать
импульсную характеристику и ширину полосы пропускания воло-
конного световода.
300
Измерение геометрических параметров волоконных световодов.
Важным параметром волокна является его внешний диаметр (диа-
метр светоотражающей оболочки), который строго контролируется
и автоматически поддерживается в заданных пределах в процессе
вытяжки. В промышленных установках чаще всего исполь-
зуются теневой метод и метод измерения картины рассеяния впе-
ред
Теневой метод применялся и ранее для измерений диаметра
при вытяжке тонкой металлической проволоки. Прибор, реали-
зующий этот метод, представлен на рис. 5.11. Сфокусированный
на волокно лазерный пучок диаметром ~10 мкм сканирует с по-
мощью колеблющегося зеркала в
угле~3°. За волокном располо-
1 жен фотодетектор, размер фото-
чувствительной области которо-
Рис, 5.10. Схема установки для изме-
рения профиля показателя заготовки:
1 — лазер, 2 — расширитель луча, 3 —
зеркало, 4 — шаговый двигатель, 5,7 —
линзы, 6 — заготовка в кювете с иммерсион-
ной жидкостью; 8 — линейка фотоприем-
ииков ПЗС; 9 — микроЭВМ
Рис. 5 11. Схема установки для
измерения диаметра теневым мето-
дом:
1 — лазер, 2 — расширитель пучка;
3 — сканирующее зеркало, 4 — линза,
5 — фотопрнемник; 6 — микропроцессор,
7 — волокно
го существенно больше диаметр а волокна, это обеспечивает устой-
чивую работу датчика при неизбежных в процессе вытяжки
поперечных смещениях световода. В интервал времени, когда
сфокусированный пучок пересекает волокно, ток фотодетектора
резко уменьшается, длительность такого «теневого» импульса
прямо пропорциональна измеряемому диаметру. Микропроцессор
выдает сведения о диаметре на дисплей или печатающее устройство
и вырабатывает необходимые сигналы управления механизмами
подачи заготовки, вытяжки и намотки. Ошибка датчика лежит
в пределах 2 %, минимальный измеряемый диаметр ограничи-
вается размером пятна в фокусе [126].
Существенно более точным, но и более сложным, является
метод измерения картины рассеяния вперед [348]. При рассеянии
лазерного излучения от волокна вперед в диапазоне углов 6—68*
от направления распространения луча образуется интерферен-
ционная картина с периодом, зависящим от диаметра волокна
301
(рис. 5.12). Число максимумов N в распределении интенсивности
света в диапазоне углов 0г — 02 (6° < 0Ъ 02 < 68°) равно
,, 26 г / • 61 . 62 \ |
N = — [п3 ^sin -----------sin +
+ («2 + — 2/г3/г2 cos 1/2 — («I - 2/J3ra2cos -^-y/2] •
(5-5)
Величины пг, п3 и к известны, диаметр волокна 2Ь легко опре-
делить, измерив ДГ. Из формулы (5.5) понятно, что при уменьшении
2, отн ед.
длины волны X увеличи-
вается точность измерений,
поэтому очень часто в ка-
Рис. 5 13. Схема установки для
измерения диаметра методом рас-
сеяния вперед:
1 — лазер; 2 — волокно, 3 — ли*
нейка фотоприемников ПЗС, 4 —
микропроцессор
О 5 10 15 20 25 30 9,
Рис. 5.12. Распределение интенсивности света
при рассеянии вперед
(рис. 5.12). Так что в принципе воз-
точностью, одновременно измерять
честве источника излучения приме-
няется гелий-кадмиевый лазер с дли-
ной волны X = 0,446 мкм.
В датчиках диаметра, использующих рассеяние вперед, для
подсчета применяются линейки фотодиодов или, что рациональнее,
фотоприемников ПЗС и микропроцессоры для обработки сигналов;
с линейки формирования управляющих сигналов (рис. 5.13).
Разрешающая способность датчика такого типа и погрешность-
измерений составляют 0,25 мкм, быстродействие — 150 мкс [348].
Картина рассеяния вперед содержит и информацию о диаметре
сердцевины волокна, который определяет период «медленной»
пространственной модуляции -----
можно, хотя и с невысокой
и диаметр сердцевины.
Метод рассеяния вперед
основным из используемых при производстве волокон. С помощью
простой и доступной аппаратуры его возможности и особенности
могут быть продемонстрированы в учебном процессе. Суще-
ственно, что эта аппаратура легко унифицируется для измерения
всех тех параметров волоконных световодов, информация о кото-
рых содержится в пространственном распределении интенсивности
света. В лабораторном практикуме кафедры оптических систем
передачи информации ЛЭИС для этих целей используется набор
стандартных приборов: малогабаритная телевизионная камера,
телевизор и телевизионный осциллограф с выбором строки [29]-
302
в силу своих достоинств является
На рис. 5.14 приведена схема учебной установки для исследования
рассеяния вперед и измерения диаметра волокна. Набор волокон
с различным диаметром закреплен в специальной оправке вер-
тикально и освещается лучом гелий-неонового лазера. Углы,
под которыми луч падает на волокна, несколько различны, по-
этому в плоскости полупрозрачного матового экрана и соответ-
ственно на экране телевизора наблюдается набор картин, соот-
ветствующих рассеянию вперед от каждого из волокон. Выбирая
соответствующую строку телевизионного изображения, на экране
осциллографа можно наблюдать распределение интенсивности
Рис. 5.15. Автоматизирован-
ная система контроля гео-
метрии волоконного светово-
да и качества подготовки его
торцов:
1 — источник слабокогерент-
ного оптического излучения;
2 — исследуемый световод; 3 —
микроскоп; 4 — телевизионная
камера; 5 — аналого-цифровой
преобразователь; 6 — мнкроЭВМ;
7 — дисплей; 8 — печатающее
устройство
Рис. 5,14. Учебная установка для из-
мерения диаметра методом рассеяния
вперед:
/ — осциллограф с выбором строки; 2 —
телевизор; 3 — телевизионная камера; 4 —
полупрозрачный матовый экран; 5 — во-
локна; 6 — зеркало; 7 — лазер
света в заданной картине. Диапа-
зон углов,в котором производится
наблюдение, известен, поэтому
определение диаметра не пред-
ставляет особого труда. По аналогичному принципу построены
учебные установки, в которых измеряются числовая апертура
волокна, профиль его показателя преломления, диаграммы на-
правленности излучения светодиодов и лазерных диодов и т. п.
Телевизионное оборудование широко используется и в про-
мышленности для контроля таких параметров, как диаметр сердце-
вины, эллиптичность, концентричность сердцевины и оболочки,
качество торцов световода перед заделкой их в разъемные соеди-
нители, при сварке и т. п. Схема автоматизированной системы
контроля перечисленных параметров [257 ] представлена
на рис. 5.15. С помощью микроскопа на видиконе формируется
изображение торца волокна. Изображение анализируется в мик-
роЭВМ, наблюдается на экране дисплея, результаты анализа
распечатываются на печатающем устройстве.
Числовую апертуру волоконного световода чаще всего опре-
деляют, измеряя диаграмму направленности излучения на выходе
световода при возбуждении его слабокогерентным источником
303
света. Такие измерения проводятся в дальней зоне с помощью
сканирующего по поперечным координатам фотодиода, линейки
фотоприемников ПЗС или телевизионной камеры. Для быстрой
обработки результатов перечисленные устройства сопрягаются
с микроЭВМ.
Контроль профиля показателя преломления волоконных све-
товодов. Профиль показателя преломления является очень важ-
ным параметром; в многомодовых световодах он определяет меж-
модовую дисперсию, в одномодовых волокнах при правильном
выборе профиля волноводная дисперсия может частично компен-
сировать хроматическую. Важность проблемы породила много-
образие способов ее решения (см., например, работу [90]). Мы
остановимся на наиболее распространенных.
Рис. 5 16 Установка для измерения профиля
показателя преломления волокна методом ближ-
него поля:
1 — ламбертовский источник света; 2 — исследуемый
световод; 3 — микрообъектив, 4 — линейка или ма-
трица ПЗС-фотоприемников, 5 — микроЭВМ; 6 —
дисплей, 7 — графопостроитель
Метод ближнего поля основан на том факте, что при возбужде-
нии световода ламбертовским источником мощность всех направ-
ляемых мод в любой точке сечения световода пропорциональна
разности показателей преломления в этой точке и оболочке.
Измеряя распределение интенсивности света в ближней зоне —
на выходном торце световода, можно рассчитать профиль показа-
теля преломления по формуле [342}
<5-6>
где п (г) — значение показателя преломления в точке сердцевины
с радиальной координатой г; п2 — показатель преломления обо-
лочки; / (г) — интенсивность света в точке с координатой г на
торце световода; ЛМтах = ] (0) — щ — максимальное значе-
ние числовой апертуры.
Большую роль при измерениях методом ближнего поля играет
выбор оптимального значения длины световода L. При малых L
профиль искажается модами утечки, при больших •£ искажения
вносят дифференциальное затухание мод и межмодовая связь
через рассеяние. На практике L выбирают порядка 1 м, при этом
влияние различия в затухании мод и межмодовой связи ничтожно
мало, а слабовытекающие моды устраняются вводом в про-
грамму ЭВМ корректирующих коэффициентов С (г. X), где X =
= 1g (L/a)/V; V = 2л (ад.) NAmdX. Выражение для профиля пока-
зателя преломления с учетом слабовытекающих мод имеет вид
i (5.7)
Методика расчета коэффициентов С (г, X) для практически
важных случаев приведена в работе [92]. Схема одного из вариан-
304
тов установки для измерения профиля показателя преломления
методом ближнего поля показана на рис. 5.16. В учебной лабора-
тории удобно использовать эту упрощенную схему с телевизион-
ным монитором и осциллографом с выбором строки. Метод ближ-
него поля является наиболее простым в приборной реализации,
он позволяет производить измерения быстро, с минимумом под-
готовительных -операций, однако точность измерений сильно
зависит от того, насколько близко расчетные значения коэффи-
циентов С (г, X) соответствуют реальной ситуации.
От этого недостатка свободен
метод рефракции, не требующий
коррекции измеренных значений
величин [357 ]. Это делает его
наиболее пригодным для контроля
готовой продукции при произ-
водстве световодов. Суть метода
поясняет рис. 5.17. На коротком
Рис 5.17 Определение профиля пока-
зателя преломления методом рефракции.
1 - кювета с иммерсионной жидкостью; 2 —
лучи, соответствующие модам оболочки и про-
странственным модам, 3 — лучи мод утечки.
4 — экран, 5 — световодное волокно
1
участке у входного торца с волокна удаляется защитная полимер-
ная оболочка, и этот участок помещается в кювету с иммерсионной
жидкостью, показатель преломления которой равен показателю
преломления оболочки. Лазерный луч фокусируется на торец
световода таким образом, что размер пятна в фокусе существенно
меньше диаметра серццевины, а числовая апертура возбужда-
ющего пучка существенно превышает числовую апертуру волокна.
На выходе из кюветы наблюдается два полых конуса лучей.
Конус с ма 1ыми углами при вершине соответствует лучам слабо-
вытекающих мод, туннелирующим в оболочку и соответственно
в иммерсионную жидкость. В центральной части конуса излучения
нет, так как лучи, соответствующие направляемым модам, пол-
ностью удерживаются сердцевиной. Чтобы лучи мод утечки
не попадали на фотодетектор, соосно с£волокном устанавливается
экран, перекрывающий конус этих лучей. Преломленные лучи,
соответствующие модам оболочки и пространственным модам,
образуют полый конус с большими углами при вершине, такими
что эти лучи проходят мимо экрана и фокусируются линзой на
фотодетектор. Световая мощность Р (г), соответствующая пре-
ломленным лучам, зависит от показателя преломления сердце-
вины п (г) в точке ввода излучения
---1) (sin29 — sin2 Ф) = п2 (г) — п2. (5.8)
305
Здесь Р2 — световая мощность на фотоприемнике в случае, когда
лазерный пучок сдвинут из сердцевины на оболочку. Таким
образом, измерения профиля показателя преломления сводятся
к измерению мощности рефрагированного света при сканировании
светового пятна по торцу волокна. Метод рефракции используется
для исследования как многомодовых, так и одномодовых волокон
и обеспечивает измерение разности (п (г) — пг) с точностью
±0,00015 с разрешением по радиусу 0,35 мкм.
Наибольшую точность измерений при определении профиля
показателя преломления обеспечивает метод интерференционной
микроскопии [70]. Для измерений приготавливается тонкий (10—
50 мкм) поперечный срез волокна в виде плоскопараллельной
а)_______ б) _____-
х Xх- х Рис. 5.18. Схематическое изображение
/ \ / \ интерференционных полос, наблюдаемых
/ \ ± \ в интерференционном микроскопе: а —
I I i >—J однородное волокно (без сердцевины):
\ \ х/х~х/ / б — волокно с градиентным профилем
\ / \ / показателя преломления сердцевины
пластины. В результате интерференции пучка света, прошедшего
через образец, с опорным пучком в поле зрения микроскопа
формируется интерференционная картина (рис. 5.18), обработка
которой с помощью микроЭВМ позволяет определить профиль
показателя преломления. Основным препятствием для широкого
применения этого метода является трудоемкость приготовления
образцов, поэтому в основном он используется для поверки,
обеспечивая относительную точность измерений не хуже 10~4.
Контроль затухания излучения в волоконных световодах. Изве-
стны способы, позволяющие раздельно измерить потери, обуслов-
ленные поглощением излучения, и потери, вызванные рассеянием.
Абсорбционные потери измеряют обычно калориметрическими
методами, регистрируя изменение температуры световода [62].
Излучательные потери регистрируют, помещая световод в интег-
рирующую сферу, которая собирает всю рассеянную мощность
на фотоприемник [310]. При этом можно отделить релеевское
рассеяние, учитывая его зависимость от длины волны как V4,
от других видов излучательных потерь (рассеяние на микро-
изгибах и неоднородностях, излучения мод утечки и т. п.).
На практике при производстве и эксплуатации волоконных
световодов наибольший интерес представляют измерения полных
потерь (затухания) на заданной длине волны излучения и измере-
ние спектральной зависимости полных потерь. Наиболее рас-
пространено измерение затухания методом сечений. При этом
излучение светодиода или полупроводникового лазера вводят
в световод достаточно большой длины L и измеряют мощность
излучения на выходе световода Р (L). Затем, не изменяя условия
ЗЭ6
ввода излучения, световод укорачивают до малой длины / и изме-
ряют величину Р (/). Затухание на единицу длины (в дБ/км)
определяют как
а =
L — I g Р (L)
(5.9)
Естественно,. что ошибка при измерениях методом сечений
будет велика, если распределение световой мощности далеко от
равновесного, устанавливающегося в волокнах высокого качества
на больших расстояниях (сотни метров и даже километров). Для
исключения такой ошибки используются смесители мод. Обычно
Рис. 5.19. Зондирование волоконного световода эхо-импульсами: а —
схема рефлектометра; б — осциллограмма сигнала на выходе фото-
приемника:
1 — лазерный диод; 2 — направленный ответвитель; 3 — оптический разъем-
ный соединитель; 4 — исследуемый световод; 5 — фотоприемиик; 6 — процес-
сор; 7 — устройство индикации; 8 — импульс, отраженный от торца световода;
9 — рассеянное назад излучение; 10 — импульс, отраженный от дефекта
смеситель мод представляет собой деформер, создающий микро-
изгибы на участке волокна вблизи входного торца. Связь между
модами на микроизгибах приводит к эффективному их перемеши-
ванию, в результате фильтруются моды утечки и оболочечные
моды и устанавливается равновесное распределение световой мощ-
ности по направляемым модам.
В лабораторных условиях метод сечений позволяет измерять
даже малые (<1 дБ/км) затухания в высококачественных волокнах
с небольшой (1—5 %) относительной ошибкой. При эксплуатации
волоконных световодов и кабелей разрушающие методы измере-
ний, каковым является метод сечений, недопустимы, и в приборах
эксплуатационного контроля (оптических тестерах), исполь-
зуемых при настройке и ремонтно-профилактических работах,
затухание измеряется путем сравнения потерь в контролируемом
световоде с потерями в коротком отрезке эталонного световода.
В таких приборах ошибка при измерениях составляет обычно
В процессе эксплуатации световодов и кабелей неизбежны их
обрывы, появление дефектов в разъемных соединениях и т. п.
Для определения местонахождения этих дефектов по длине свето-
307
вода используется метод локации [35]. Измерительный лока-
ционный прибор (рефлектометр) схематически изображен на
рис. 5.19, а. Короткие (~10~8 с) импульсы излучения лазерного
диода через направленный ответвитель вводятся в световод.
Излучение, обусловленное обратным рассеянием и отражениями
от дефектов в световоде, через тот же направленный ответвитель
поступает на фотоприемник. Импульс, отраженный от входного
торца световода, служит • репером при измерении рассто-
яния (рис. 5.19, б). Расстояние до дефекта La определяется микро-
процессором по формуле 4
Рис. 5.20. Установка для измерения
спектрального распределения по-
терь:
1 — источник света и перестраиваемый
монохроматор; 2 — исследуемый свето-
вод; 3 — фотоприемиик; 4 — микро-
ЭВМ; 5 — дисплей, 6 — графопострои-
тель
Рис. 5.21. Фурье-спектрометр для
измерения спектрального распреде-
ления потерь:
1 — источник «белого» света. 2 — ис-
следуемый световод; 3 — делительное
зеркало; 4 — неподвижное зеркало ин-
терферометра Майкельсона; 5 — ска-
нируемое зеркало интерферометра; 6 —
фотоприемиик, 7 — микроЭВМ; 8 —
дисплей; 9 — графопостроитель
где Тд — временной интервал между реперным импульсом и им-
пульсом, отраженным от дефекта. При достаточно большом дина-
мическом диапазоне приемника по затуханию рассеянного назад
излучения легко определить и полное затухание в исследуемом
волокне [35].
Измерение спектрального распределения потерь. Этот пара-
метр световода измеряют обычно на установке с использованием
перестраиваемого монохроматора или программируемого спек-
трографа (рис. 5.20), а также методами Фурье-спектроскопии
(рис. 5.21).
Измерение дисперсии оптических импульсов. Дисперсию оп-
тических импульсов в волоконных световодах измеряют обычно
прямыми методами, т. е. сравнением длительности импульсов
на входе световода и после одного или нескольких проходов по
нему. Необходимо помнить, что в многомодовых волокнах дис-
персия существенно зависит от распределения мощности по модам
(см. гл. 2), поэтому чаще всего при измерениях на входном конце
волокна устанавливается модовый смеситель для формирования
равновесного распределения и исключения влияния условий
ввода.
308
Установка для измерения межмодовой дисперсии схематически
изображена на рис. 5.22. Лазерный диод генерирует субнано-
секундные импульсы в нужном спектральном диапазоне (0,85;
1,3 или 1,55 мкм), эти импульсы через направленный ответвитель
поступают на скоростной фотоприемник и на вход световода. На
выходе световода также расположен скоростной приемник. Вход-
ной и выходной, импульсы наблюдаются на экране осциллографа
со стробированием, после аналого-цифрового преобразования
результаты измерений обрабатываются микропроцессором, кото-
рый выдает данные о дисперсии.
Рис. 5.22. Установка для изме-
рения межмодовой дисперсии:
1 — лазерный диод; 2 — направлен-
ный ответвитель; 3 — световод; 4,
5 — скоростные фотоприемиики,
6 — генератор коротких импуль-
сов; 7 — осциллограф со стробиро-
ванием, 8 — АЦП; 9 — микропро-
цессор
Рис. 5.23. Автоматизированный комплекс
для измерения характеристик волоконных
световодов:
1 — модуль подготовки торцов световодов; 2 —
модуль контроля торцов; 3 — модуль анализа гео-
метрии световодов; 4 — модуль измерения про-
филя показателя преломления; 5 — модуль изме-
рения спектрального распределения потерь; 6 —
модуль зондирования эхо-импульсами; 7 — мо-
дуль измерения дисперсии; 8 — блок автомати-
ческой смеиы компонентов; 9 — специализиро-
ванная ЭВМ; 10 — дисплей; 11 — печатающее
устройство; /^ — графопостроитель; 13 ~ световод
Рассмотренный метод непригоден для контроля коротких
отрезков световодов с малой дисперсией. Для решения этой про-
блемы предложен метод челночных импульсов [62]. На обоих
торцах световода расположены полупрозрачные зеркала, корот-
кий оптический импульс циркулирует между зеркалами и может
регистрироваться у выходного конца после каждого двойного-
прохода.
Хроматическая (материальная) дисперсия в одномодовых во-
локнах измеряется с использованием двух лазерных источников
с близкими длинами волн излучения. Оба лазера одновременно
генерируют субнаносекундные импульсы, задержка между им-
пульсами с разными длинами волн на выходе световода позволяет
определить хроматическую дисперсию.
В тех случаях, когда необходима информация об амплитудно-
частотной и фазово-частотной характеристиках волокон, эти
характеристики можно измерить, используя источники непрерыв-
ного излучения — лазеры и светодиоды с высокочастотной модуля-
цией гармоническим сигналом. Необходимо отметить, что измере-
30»
ние временных характеристик (дисперсии) позволяет получить
также информацию о комплексной частотной характеристике,
которая может быть получена путем Фурье-преобразования им-
пульсной характеристики.
Как видно из изложенного выше, при измерениях практически
любого параметра волоконного световода необходимо использо-
вать микроЭВМ или микропроцессоры. В странах, где освоен
серийный выпуск волоконных световодов, разработаны автомати-
зированные комплексы, позволяющие с использованием специ-
ализированной ЭВМ измерить за короткое время все необходимые
параметры и характеристики волокон. Обобщенная структурная
схема такого комплекса приведена на рис. 5.23.
После ввода оператором концов исследуемого световода в спе-
циальные гнезда комплекс работает по следующей программе:
1) подготовка торцов волокна;
2) контроль качества торцов (если качество неудовлетвори-
тельное, повторяется операция подготовки);
3) измерения посредством анализа телевизионного изображе-
ния, геометрии волокна (диаметра сердцевины, оболочки, защит-
ной оболочки, эллиптичности и концентричности), кроме того,
измеряется числовая апертура;
4) измерение профиля показателя (чаще всего методом рефрак-
ции);
5) измерение спектрального распределения полного затухания;
6) зондирование волокна эхо-импульсами;
7) измерение дисперсии импульсов.
Блок автоматической смены компонентов под управлением
ЭВМ осуществляет выбор источника излучения, фотоприемника
и других оптических элементов, необходимых для осуществления
каждого из этапов программы. Во время измерений соответству-
ющие изображения или кривые зависимостей можно наблюдать
на экране дисплея, результаты измерений печатаются в виде
таблиц. При необходимости графопостроитель выдает графики
.измеренных зависимостей.
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Алимов К- К., Бутусов М. М., Гуляев С. Н. Устранение
фазовых нестабильностей в волоконно-оптическом интерферомет-
ре// Изв вузов. Сер. Радиоэлектроника. 1982. Т. 25. С. 96—100.
2. Алферов Ж- И., Андреев В. М., Корольков В. М. Ко-
герентное излучение в эпитаксиальных структурах с гетеро-
переходами в системе AlAs—GaAsZ/Физика и техника полупро-
водников. 1968. Т. 2. С. 1545—1548.
3. Алферов Ж- И., Андреев В. М., Портной Е. Л. Инжек-
ционные лазеры на основе гетеропереходов в системе AlAs—
GaAs// Физика и техника полупроводников. 1969. Т. 3. С. 1328—
1329.
4. Алферов Ж. И., Гуревич С. А., Казаринов Р. Ф. ПКГ
со сверхмалой расходимостью излучения //Физика и техника
полупроводников. 1974. Т. 8. С. 832—834.
5. Алферов Ж. И., Гуревич С. А., Клепикова Н. В. По-
лупроводниковый лазер с распределенной обратной связью во
втором порядке//Письма в ЖТФ. 1975. Т. 1. С. 654—661.
6. Андреев А. А., Бутусов М. М., Гуденко В. В. Детек-
тирование излучения в оптическом волокне//Письма в ЖТФ.
1985. Т. 7. С. 467—469.
7. Ароновиц Ф. Лазерный гироскоп//Применение лазе-
ров/Пер. с англ.; Под ред. В. П. Т ы ч и н с к о г о. М., Мир,
1974. С. 182—263.
8. Астахов А. В., Бутусов М. М., Галкин С. Л. Спектр!
собственных колебаний волоконных резонаторов//Системы и
средства передачи информации по каналам связи: Тр. учеб,
ин-тов связи. Л.: ЛЭИС, 1984. С. 14—18.
9. Астахов А. В., Бутусов М. М., Галкин С. Л. Расчет
спектра собственных частот волоконных резонаторов//Оптика
и спектроскопия. 1985. Т. 59. С. 477—479. ₽
10. Астахов А. В., Бутусов М. М., Галкин С. Л. Разра-
ботка и исследование волоконных лазеров//Тез. докл. 2-й Все-
союз. конф. «Применение лазеров в технологии и системах
передачи и обработки информации». Л.: ЛДНТП, 1984. С. 14—
15.
И. Астахов А. В., Бутусов М. М., Галкии С. Л. Особен- .
ности лазерных эффектов в активных волоконных светово-
дах// Оптика и спектроскопия. 1985. Т. 59. С. 913—916.
12. Астахов А. В., Галкин С. Л. Расчет спектра собствен-
ных колебаний волоконных резонаторов//Тез. докл. 2-й Всесоюз.
311
конф. «Применение лазеров в технологии и системах передачи и обработки
информации». Л.:ЛДНТП, 1984. С. 13—14.
13. Аюнц Ю. X., Беловолов М. И., Дианов Е. М. Ввод оптического излу-
чения в световоды эллиптического сечения//Кваит. электроника. 1983. Т. 10.
•С. 2433—2443.
14. Безотосный В. В., Долгинов Л. М., Елисеев П. Г. Гетеролазеры
GralnAs/InP на основе заращенной мезаполосковой структуры//Квант. электро-
ника. 1980. Т. 7. 1990—1992.
15. Беланов А. С., Григорьянц В. В., Потапов В. Т. Передача оптических
сигналов по световодам//Итоги пауки и техники. Сер. Радиотехника. 1984. Т. 30.
М.: ВИНИТИ. С. 1—254.
16. Беловолов М. И., Дианов Е. М., Лучников А. В. Волоконные оптиче-
ские направленные ответвители с малыми потерями//Квапт. электроника. 1980.
Т. 7. С. 1578—1580.
17. Беренберг В. А., Болдырев С. А., Леонов Г. С. Твердотельные микро-
лазеры с накачкой миниатюрными импульсными лампами//Квант. электроника.
1985. Т. 12. С. 375—377.
18. Бнляк В. И., Голдобин И. С., Зверев Г. М. Лазеры на АИГ: Nd со
светодиодной накачкой//Квант. электроника. 1981. Т. 8. С. 2408—2417.
19. Бутусов М. М., Ермакова Н. В., Урванцева Н. Л. Сравнительный
анализ пороговых характеристик волоконно-оптических преобразователей//Тез.
докл. 2-й Всесоюз. конф. «Применение лазеров в технологии и системах передачи
и обработки информации». Л.: ЛДНТП, 1984. С. 101.
20. Бутусов М. М., Ермакова Н. В., Урванцева Н. Л. Интерференционные
эффекты в двухмодовом оптическом волокие//Изв. вузов. Сер. Радиоэлектро-
ника. 1982. Т. 25. С. 74—75.
21. Бутусов М. М., Лукьянов Д. П., Удоев К). П. Фотосмешение когерент-
ного излучения на пространственно-периодических детекторах//ЖТФ. 1978.
Т. 4. С. 276—280.
22. Бутусов М. М., Тарасюк Ю. Ф., Урванцева Н. Л. Гидроакустические
антенны на волоконных световодах//3арубежная радиоэлектроника. 1983. № 5.
С. 38—57.
23. Бутусов М. М., Тарасюк Ю. Ф. Применение волоконной оптики на
судах США//Судостроение за рубежом. 1984. № 12. С. 26—37.
24. Ваганов Р. Б., Клевицкий Б. Г. Эффект Саньяка в кольцевом волокон-
ном интерферометре//Радиотехника и электроника. 1984. Т. 29. С. 586—590.
25. Вейнберг В. Б., Саттаров Д. К- Оптика световодов. Л.: Машиностроение,
1977. С. 377.
26. Гаврилюк В. И. Микроволновый аттенюатор па основе оксидно-вана-
диевой электрохромной ячейки//Материалы и приборы радиотехники: Сб. науч,
тр. Днепропетр. ун-та. Днепропетровск, 1982. С. 17—18.
27. Гаврилюк В. И., Черненко И. М., Иван А. И. Исследование электро-
хромного эффекта окислов переходных металлов//Письма в ЖТФ. 1980. Т. 6.
С. 1396—1400.
28. Галимов Н. Б., Косяков В. И., Садиков С. Н. Оптические разъемы
на основе полимерных градиентных линз//ЖТФ. 1983. Т. 53. С. 786—788.
29. Галкнн С. Л., Ермакова Н. В., Лесков Н. Н. Методические указания
к лабораторным работам по курсу «Волоконно-оптические системы передачи».
Л.: ЛЭИС, 1985. 29 с.
30. Галкин С. Л-, Закгейм А. Л., Марахонов В. М. Лазер иа кристалле
KGd(WO4)2 с полупроводниковой системой пакачки//Журн. прикл. спектроско-
пии. 1982. Т. 37. С. 215—218.
31. Голдобин И. С., Лукьянов В. Н., Малахова В. И. Частотная модуляция
излучения двухкомпонентного инжекционного лазера//Кваит. электроника.
1984. Т. 11. С. 1859—1861.
32. Голдобин И. С., Лукьянов В. Н., Солодков А. Ф. Инжекционный ла-
зерный усилитель бегущей волны//Квачт. электроника. 1984. Т. 11. С. 375—381.
33. Голосов В. П., Кнорре К- Г., Потапов О. А. Перспективы применения
волоконно-оптических линий передачи сейсмической информации. М.: ВИЭМС,
1983. 47. с.
312
34. Гончаренко А. М., Редько В. П. Введение в интегральную
Минск: Выща,школа. 1975. 140 с. * «шику.
35. Григорьииц В. В., Чаморовский Ю. К- Исследование характеристик
волоконных световодов методом обратного рассеяния//Радиотехника 19Я2
Т. 37. С. 79—84.
36. Гуревич С. А., Нестеров С. И., Портной Е. Л. Инжекционный брэггов-
ский гетеролазер с высокой температурной стабильностью//Письма в ЖТФ
1983. Т. 9. С. 456—460.
37. Гусев Ю. М., Кузнецов В. Ф., ОробинскийС. П- Устройство согласова-
ния «светодиод — волоконно-оптический кабель»//Техника средств связи. Сер.
Техника проводной связи. 1980. Вып. 12. С. 91—94.
38. Гусев Ю. М., Миронове. А., ОробинскийС. П. Интегрально-оптиче-
ский объединитель//Техника средств связи. Сер. Техника проводной связи. 1982.
Вып. 3 (6). С. 94—97.
39. Гусев Ю. М., ОробинскийС. П., Горбунов О. И. Волоконно-оптический
переключатель//Техника средств связи. Сер. Техника проводной связи. 1982.
Вып. 3 (6). С. 97—100.
40. Далглейш Д. Неразъемные соединения, разъемы и распределители мощ-
ности для применения в полевых условиях//Тр. ин-та инж. по электротехнике
и радиоэлектропике/Пер. с англ. 1980. Т. 68. № 10. С. 68—75.
41. Девятых Г. Г., Дианов Е. М. Волоконные световоды с малыми оптиче-
скими потерями//Вестн. АН СССР. 1981. № 10. С. 54—59.
42. Джибладзе М. И., Эсиашвили 3. Г., Лежава Б. С. Регенеративный
стекловолоконный неодимовый квантовый усилитель//Квант. электроника. 1984.
Т. 11. С. 132—137.
43. Дианов Е. М. Уровень промышленного изготовления волоконных свето-
водов с низкими оптическими потерями/УРадиоэлектроника (состояние и тен-
денции развития). Т. II. М.: НИИЭИР, 1985. С. 3—7.
44. Дудко Г. Д., Шевелевич Р. С., Изотов А. Н. Генерация светового излу-
чения в оптических волокнах, выполненных из стекол на основе кристаллов
ультрафосфатов редкоземельных элементов//Квант, электроника. 1982. Т. 9.
С. 1869—1871.
45. Елисеев П. Г. Введение в физику инжекционных лазеров. М.: Наука,
1983. 285 с.
46. Елисеев П. Г. О волноводной структуре ПКГ на р— п переходах и
гетеропереходах. Препринт ФИАН. 1970. № 33. 41 с.
47. Елисеев П. Г., Исмаилов И., Манько М. А. Инжекционный полупровод-
никовый квантовый генератор с составным резонатором//ЖЭТФ. Письма в ре-
дакцию. 1969, Т. 9. С. 594—595.
48. Золотарев В. А., Маковкин А. В. Интегрально-оптический переключа-
тель каналов//Квант, электроника. 1982. Т. 9. С. 1907—1909.
49. Карлов Н. В. Лекции по квантовой электронике. М.: Наука, 1984. 288 с.
50. Кейси X., Паниш М. Лазеры па гетероструктурах/Пер. с англ. Т. II.
М.: Мир, 1981. 313 с.
51. Клевицкий Б. Г., Коршунов И. П. Гироскоп на многомодовом во-
локне//Радиотехника и электроника. 1984. Т. 29. С. 605—608.
52. Кодзуеси Н., Хироеси Н., Ютака О. Измерение магнитного поля
с помощью магнитных гранатов//Котай буцури (Физика твердого тела). 1984.
Т. 19. С. 43—47.
53. Козанне А., Флере Ж-. Мэтр Г. Оптика и связь/Пер. с фр. М.: Мир,
1984. 490 с.
54. Кравцов Н. В., Чирков Л. Е., Поличенко В. Л. Элементы оптоэлек-
тронных информационных систем. М. Наука, 1970. 356 с.
55. Красюк Б. А., Корнеев Г. И. Оптические системы связи и световодные
датчики. М.: Радио и связь, 1985. 195 с.
56. Ландау Л. Д., Лифшиц Е. М. Теория поля. М.: Наука, 1971. 312 с.
57. Левкин Л. В. Световодные локальные сети//Радиоэлектроника Т. II.
М.: НИИЭИР, 1985. С. 6—13.
58. Лукьянов Д. П., Бычков С. И., Бакаляр Ю. Г. Лазерный гироскоп.
М.; Сов. радио, 1974 . 278 с.
313
59. ЛямшевЛ.М., Смирнов Ю. Ю. Волоконно-оптические приемники звука/г
Акуст. журн. 1983. Т. 29. С. 279—309.
60. Маковец Г. Кч Покровский В. Р. Некоторые вопросы создания оптиче-
ских разъемов//Радиотехника, 1982. Т. 27. № 2. С. 50—52.
61. Максимов А. И., ОробиискийС. П., Козлова С. Г. Сварные волоконно-
оптические ответвители//Техника средств связи. Сер. Техника проводной связи.
1982. Вып. 3 (6). С. 81—85.
62. Мидвинтер Дж. Д. Волоконные световоды для передачи информации/
Пер. с англ. М.: Радио и связь, 1983. 336 с.
63. Мустель Е. Р., Парыгин В. Н. Методы модуляции и сканирования
света. М.: Наука, 1970. 267 с.
64. Нейман В. И. Системы телефонной связи по волоконным световодам//
Итоги науки и техники. Сер. Радиотехника. М.: ВИНИТИ, 1982. Т. 29. С. 113—159.
65. Оптическая связь/Пер. с яп.; Под ред. И. И. Т е у м и и а. М.: Радио
и связь, 1984. 441 с.
66. Оробинский С. П.( Лавренова О. С., Чиркунов А. И. Градиентные
интегральные линзы, изготовленные методами электродиффузии//Техника средств
связи. Сер. Техника проводной связи. 1984. Вып. 1. С. 37—41.
67. Оробииский С. П., Миронов С. А., Гусев Ю. М. Двухконтактный
оптический соединитель//Техника средств связи. Сер. Техника проводной связи.
1982. Вып. 3 (6). С. 100—102.
68. Основы волоконно-оптической связи/Пер с англ.; Под ред. М. Б а р -
носки. М.: Сов. радио, 1980. 271 с.
69. Островский Ю. И., Бутусов М. М., Островская Г. В. Голографическая
интерферометрия. М.: Наука, 1977. 326 с.
70. Пресби X., Астл X. Регистрация профилей показателя преломления
оптических волокон посредством видеоанализа интерференционных полос//При-
боры для научных исследований. 1978. Т. 49. № 3. С. 57—63.
71. Ривлии Л. А., Семенов А. Т., Шелков Н. В. Высокочувствительный
лазерный интерферометр иа многомодовом световоде//К.вант. электроника.
1981. Т. 8. С. 2210—2213.
72. Ривлин Л. А., Семенов А. Т., Якубович С. Д. Динамика и спектры излу-
чения полупроводниковых лазеров. М.: Радио и связь, 1983. 296 с.
73. Рождественский Ю. В., Вейнберг В. Б., Саттаров Д. К- Волоконная
оптика в авиационной и ракетной технике. М.: Машиностроение, 1977. 336 с.
74. Сапожков М. А. Электроакустика. М.: Связь, 1978. 214 с.
75. Сато М. Датчики магнитного поля на оптическом волокне//Электро-
никусу. 1983. Т. 2. С. 171—175.
76. Секен К-, Томпсетт М. Приборы с переносом заряда/Пер. с англ. М.:
Мир, 1978. 320 с.
77. Смит Р. Г. Фотодетекторы для волоконно-оптических систем связи//
ТИИЭР. 1980. Т. 68. С. 95—103.
78. Содха М. С., Гхатак А. К- Неоднородные оптические волиоводы/Пер.
с англ. М.: Мир. 1981. 348 с.
79. Сычугов В. А., Свахин А. С. Исследование характеристик уплотнителя
каналов//ЖТФ. 1983. Т. 53. С. 2387—2393.
80. Тамир Т. Интегральная оптика/Пер. с аигл. М.: Мир, 1978. 345 с.
81. Теокарис М. Муаровые методы/Пер. с англ. М.: Мир, 1970. 456 с.
82. Унгер Г. Г. Планарные и волоконные оптические волноводы/Пер. с нем.
М.: Мир, 1981. 516 с.
83. Унгер X. Г. Оптическая связь/Пер. с нем. М.: Связь, 1979. 256 с.
84. Федоров Б. Ф., Шереметьев А. Г., Умников В. Н. Оптический кван-
товый гироскоп. М.: Машиностроение, 1973. 173 с.
85. Фотоника/Пер. с фр.: Под ред. М. Балкански. М.: Мир, 1978.
400 с.
86. Хании Я- И. Динамика квантовых генераторов. М.: Сов. радио, 1975.
495 с.
87. ХотяицевС. Н., Яровой Л. К- Методы и средства измерения параметров
волоконных световодов//Радиоэлектроника (состояние и тенденции развития).
Т.П. М.: НИИЭИР, 1985. С. 36—47.
314
88. Ярив А. Введение в оптическую электроиику/Пер. с англ, м • о
школа, 1983. 397 с. " Высшая
89. Abram R. A., Allen R. W., Goodfellow R. С. The Coupling of Li ht
Emitting Diodes to Optical Fiber Using Sphere Lenses//J. Appl. Phys. 1973 Vni лc
P. 3468—3447. ' 4b-
90. Abramovitz M., Stegan I. A. Handbook of Mathematical Funrtir,,,r
N. Y.: Dover, 1954. 324 p. 10ns-
91. Adams M. G. An Introduction to Optical Waveguides. Chichester: Wilev
Interscience, 1981. 381 p. y
92. Adams M. G., Payne D. N., Sladen F. M. E. Correction Factor for the
Determination of Optical Fibre Refractive Index Profiles by Near Field Scanning
TechniqueZZElectron. Letts. 1976. Vol. 12. P. 281.
93. Adogiri Y., Shikada M., Kobayshi K- High Efficiency Laser-to-Fiber
Coupling Circuit Using a V-Grooved Diamond Sink//Electron. Letts. 1977. Vol 13
P. 395—396.
94. Aiki K-, Nakamura M., Umeda J. Frequency Multiplexing Light Source
with Monolytically Integrated Feedback Diode Lasers//IEEE J. Quant. Electr
1977. Vol QE-I3. P. 220—223.
95. Alferness R. C. Polarization-Independent Optical Directional Coupler
Switch Using Weighted Coupling//Appl. Phys. Letts. 1979. Vol. 35. P. 748—750.
96. Andersson D. B., Davis R. L., Boyd J. T. Comparison of Optical Wave-
guide Lens TechnologiesZZlEEE J. Quant. Electr. 1977. Vol. QE-13. P. 275—282.
97. Ankiewitz A., Pask C. Tunneling Leaky Rays in Graded Index FibresZZOpt
Quant. Electr. 1978. Vol. 10. P. 83—90.
98. Aoyama T., Doi K-, Ushida T. A Low Cost Compact Optical Isolator
Using a Thick Gd: YIG Film Grown By Liquid Phase EpitaxyZ/Proc. 7th Eur.
Conf. Opt. Comm, Copenhagen, 1981. P. 83—84.
99. Aoyama T., Doi K-> Ushida H. A Low Cost Compact Optical Isolator
Using a Thick Gd: YIG FilmZ/NEC J. Res. a. Develop. 1982. N 66. P. 44.
100. Aoyama T., Hibia T. Optical Isolator for 1,2—1,7 micron Wave-
length.Z/JARECT. 1983. Vol. 5. P. 153—155.
101. Auria L., Combetnale Y., Miller B. Connecteur a double excentrique
pour fibre optique monomodeZ/Rew. Techn. Thomson — CSF. 1983. Vol. 15.
P. 711—729.
102. Beasley J. D. Multimode Evanecsent Wave Acoustic SensorZ/J. Acoust.
Soc. Am. 1980. Vol. 68. P. 95.
103. Berthold J. W., Jeffers L. S. Fiber Optic Method for Sensing Diaphragm
DeflectionZ/Fiber Optic and Laser Sensors. Proc. SPIE. Vol. 412. P. 90—96.
104. Birch K- R. A Compact Optical IsolatorZZOpt. Comm. 1982. Vol. 43.
P. 79—84.
105. Booth R. C., Cotter D., White E. A. D. Optical Isolators for Long-
Wavelength Fiber Optic Communication SystemsZ/Proc. 6th Top. Meet. Opt. Fiber.
Comm., USA, New Orlean, 1983. P. 8.2/4.
106. Born M., Wolf E. Principles of Optics. N. Y.: Pergamon Press, 1984.
855 p.
107. Breaking a Billion: Tracking Fiber Optic MarketZ/Photonics Spectra.
1982. Vol. 16. P. 13—17.
108. Bucaro J. A., Hickman T. R. Measurement of Sensitivity of Optical
Fiber for Acoustic DetectionZ/Appl. Opt. 1979. Vol. 18. P. 938—940.
109. Bucaro J. A., Lagakos N., Cole J. H. Fiber Optic Acoustical Trans-
ductionZ/Phys. Acoust. 1982. Vol. 16. P. 385—457.
110. Bulmer С. H., Scheem S. K-, Moeller R. P. High Efficiency Flip-chip
Coupling between Single Mode Fiber and LiNeO3 Channel WaveguidesZZAppl. Phys.
Letts. 1980. Vol. 37. P. 351—353.
111. Bures J., Lacroix S., Lapierre J. Analyse d’un coupleur bidirectionnel
a fibres optiques monomodes fusionnees/ZAppl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 1918—1922,
112. Bures J., Lapierre J., Pascale D. Photosensitivity Effect in Optical
Fibers: a Model for Growth of the Interference FilterZZAppl. Phys. Letts. 1980.
Vol. 37. P. 860—862.
113. Burns W. K- Fiberoptic GyroscopesZ/Laser Focus. 1984. N. 2. P. 83—84.
315
114. Burrus C. A., Dawson R. W. Small Area High-current GaAs Electro-
U|miniscent Diodes//Appl. Phys. Letts. 1970 Vol. 17. P. 97—99.
115. Burrus C. A., Stone J. Single-crystal Fiber Optical Devices: a Nd-YAG
Fiber Laser//Appl. Phys. Letts. 1975. Vol. 26. P. 318—320.
116. Buus J., Plastow R. A. A Theoretical and Experimental Investigation:
of Fabry — Perot Semiconductor Laser AmplifiersZ/IEEE J. Quant. Electr. 1985.
Vol. QE-21. P. 616—621.
117. Carome E. F., Koo K- P- Multimode Coupled Waveguide SensorsZ/Opt.
Letts. 1980. Vol. 5. P. 359—361.
118. Castero J. P., Ashley P. R. Isolator Integrated Optics Using Faraday
and Cotton — Mouton Effects//Appl. Opt. 1977. Vol. 16. P. 2031—2033.
119. Chang W. H., Ashley P. R. Fresnel Lenses in Optical WaveguidesZ/IEEE.
J. Quant. Electr. 1980. Vol. QE-16. P. 744—753.
120. Chang W. H., Wang C. S., Hwang C. S. Highly Efficient Power
Coupling between GaAlAs Lasers and Tapered-Hemispherical End Multimode
Fibers//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 3409—3410.
121. Cheo P. K- Fiber Optic Devices and Systems. N. Y.: Prentice Hall,
1985. 192 p.
122. Cherin A. H. An Introduction to Optical Fibers. Tokyo: McGraw Hili
Intern., 1983. 218 p.
123. Chu P. L. Non-destructive Measurement of Index Profile of Optical
Fiber Preforms/ZElectron. Letts. 1977. Vol. 13. P. 736—739.
124. Chu P. L., Whibread T. Measurement of Refractive Index Profile of
Optical Fiber Preforms//Electron. Letts. 1979. Vol. 15. P. 295—298.
125. Clark R. S. A Tangle of Three ContinentsZ/Photonics Spectra. 1985.
Vol. 19, N 6. P. 69—74.
126. Cohen L. G., Glynn P. Dynamic measurement of optical fiber diame-
ter/ZRev. Sci. Insttum. 1973. Vol. 44. P. 1749—1750.
127. Cohen L. G., Lin C., French W. G. Tailoring Zero Chromatic Disper-
sion into the 1,5—1,6pi m Low Loss Spectral Region of Single Mode FibersZZElectron.
Letts. 1979. Vol. 15. P. 334—335.
128. Cole J. H., Bucaro J. A. Measured noise levels for laboratory fiber
interferometers//.!. Acoust. Soc. Am. 1980. Vol. 67. P. 2108—2111.
129. Collin R. E. Foundations for Microwave Engineers. N. Y.: McGraw-
Hill, 1966. 451 p.
130. Cuomo F. W. Pressure Gradient Fiber Optic Lever Hydrophones//Fibcr
Optics a. Laser Sensors. Proc. SPIE. 1983. Vol. 412. P. 115—122.
131. Dahne C., Harmer A. L. Bistable Optical Fibre Swith/ZElectron. Letts.
1980. Vol. 16. P. 647—648.
132. Dakks M. L. Coupling Light Sources to Fibers/ZLaser Focus. 1975. Vol. 11,
N 12, P. 31—34.
133. Davies Ch. M. Fiber Optic Sensors an OverviewZ/Fiber Optics and Laser
Sensors. Proc. SPIE. 1983. Vol. 412. P. 2—8.
134. Davies D. E. N., Kingsley S. A. Method of Phase-modulating Signals
in Optical FibresZ/Electron. Letts. 1974. Vol. 10. P. 21—22.
135. Day G. W., Payne D. N. Design and Performance of Tuned Fiber Coil
Isolators//.!. Lightwave Techn. 1984. Vol. 27. P. 56—60.
136. Day G. W., Payne D. N., Barlow A. J. Faraday Rotation in Coiled
Monomode Fibers//Opt. Letts. 1982. Vol. 7. P. 238—240.
137. Day G. W., Payne D. N., Ramskow-Hansen J. J. Faraday Rotation
Isolators, Filters and Magnetic Sensors//Opt. Letts. 1982. Vol. 7, N 5. P. 240—
241.
138. Dedlovsky M. M., Korshunov I. P., Matveev R. F. Correlation analysis
of multimode Fiber//Proc. 7th USSR — Japan Electronics Symposium, Moscow,
1980. 73 p.
139. Dianow E. M., Karasik A. Ja., Prokhorov A. M. Rotation Sensors
Based in Single Mode Fibers with Low and High-birefringence//Proc. 3rd Intern.
Conf. Opt. Fibre Sensors (OSA/IEEE), San Diego, California, Febr. 1985. P. 120.
140. Digonnet M. J. F., Shaw H. J. Analysis of tunable single mode optical
fiber coupler/ZlEEE J. Quant. Electron. 1982. Vol. QE-I8, N 4, p. 746—754.
316
141. Doriath G., Gandry R., Hartemann P. A Sensitive and Compact Magneto-
meter Using Faraday Effect in YeG Wavequide//J. Appl. Phys. 1982. Vol. 53
P. 8263—8265.
142. Ebato T., Kajiwara T., Kobayashi S. Mechanical Fibre Optic Switching
Using P. V. D. F. BimorphZ/Electron. Letts. 1980. Vol. 16. P. 829—830.
143. Eisenstein G., Vitello D. Chemically Etched Conical Microlenses for
Coupling Single-mode Lasers into Single-mode Fibers//AppL Opt. 1982. Vol. 21.
P. 3470—3474.
144. Ezekiel S. An Overview of Passive Optical Gyros//Proc. of SPIE. 1984.
Vol. 478. p. 2—26.
145. Ezekiel S., Arditty H. Fiber Optic Rotation Sensors. Heid: Springer —
— Verlag, 1982. 302 S.
146. Fayfield R. W. Fiber Optic Sensing SystemsZ/Instrument a. Control-
systems. 1982. N 3. P. 45—49.
147. Fields J. N., Smith С. P., Asawa С. K- Digest of Topical Meeting on
Optical Fiber Communication. Washington: OSA, 1979. p. WD3.
148. Francon M. Optical Interferometry. N. Y.: Acad. Press, 1966. 351 p.
149. Froehly C., Colombeau B., Vampouille M. Shaping and Analysis of
Picosecond Light Pulses//Prog. in Optics 1983 Vol. 20. P. 176—241.
150. Fuju Y., Aoyama K.-I., Minowa J.-I. Optical Demultiplexer Using a
Silicon Echelette Grating/ZlEEE J. Quant. Electron. 1980. Vol. QE-16. P. 165—169.
151. Gambling N. A., Matsumura H., Ragdale С. M. Mode Dispersion, Mate-
rial Dispersion and Profile Dispersion in Graded Index Single Mode FibersZ/lEEE
Microwave, Opt. and Acoust. 1979. Vol. 3. P. 239—246.
152. Gallawa R. L. A User’s Manual for Optical Waveguide Communications.
Boston: Information Gatekeepers, 1980. 132 p.
•153. Ghatak A. K-, Lokanathan S. Quantum Mechanics. New Delhi: McMil-
lan India, 1975 404 p.
154. Ghatak A. K-, Thyagarajan K- Graded Index Optical Waveguides:
A Review//Prog. in Optics. Vol. XV11I. Amsterdam, North Holland, 1980. 64 p.
155. Ghatak A. K-, Thyagarajan K- Contemporary Optics. N. Y.: Plenum
Press, 1978. 248 p.
156. Giallorenri T. G., Bucaro J. A., Dandridge A. Optical Fiber Sensor
Technology//IEEE Trans. Microwave Th. Techn. 1982. Vol. MTT-30. P. 472—511.
157. Gloge D. Offset and Tilt Loss in Optical Fiber Splices/ZBel 1 Syst. Techn.
J. 1976. Vol. 55. P. 905—916.
158. Gloge D. Propagation Effects in Optical Fibers//IEEE Trans. Microwave
Th. Techn. 1975. Vol. MTT-23. P. 106—120.
159. Gloge D. Weakly Guiding Fibers//Appl. Opt. 1971. Vol. 10. P. 2252—
2256.
160. Gloge D., Marcatili E. A. J. Multimode Theory of Graded Core Fi-
bers/ZBell Syst. Tech. J. 1973. Vol. 52. P. 1563—78.
161. Goell J. E. Circular Harmonic Computer Analysis of Rectangular Di-
electric Waveguides//Bell Syst. Tech. J. 1969. Vol 48. P. 2133—60.
162. Goldreu L. A., Estrada A. J. Stability of Cleaved-coupled-cavity La-
sers with Respect to Gap Movement//Dig. Tech. Pap. Conf. Lasers and Electro-
Opt, Baltimore, 1985, 21—24 May. P. 136.
163. Goodman J. W. Modal Noise in Optical Fibers^J Opt. Soc. A. 1976.
Vol. 66. P. 1145—1150.
164. Gubler С. C., Newton S. A., Shaw H. J. Limitation of Rotation Sen-
sing by ScatteringZ/Opt Letts. 1980. Vol. 5. P. 488—490
165. Hale P. G., Kompfner R. Mechanical Optical-fibre SwitchZ/Electron.
Letts. 1976. Vol. 12. P. 388.
166. Hammer J. M. Digital Electro-optic Grating Deflector and Modula-
tor/ZAppl. Phys. Letts. 1971 Vol. 18. P. 147—149.
167. Handa Y., Suhara T. Microgratings for High-efficiency Guided-beam
Deflection//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P 2842—2848.
168. Handa Y., Suhara T., Nishihara H. Scanning-Electron-microscope writ-
ten Gratings in Halogenide Films for Optical Integrated Circuits//Appl. Opt. 1979.
Vol. 18. P 248—252.
317
169. Hanson E. G. Polarisation-independent Liquid-crystal Optical Atte-
nuator for Fiber-optics Applications//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 1342—1344.
170. Hartog A. H., Adams M. J. On the Accuracy of WKB Approximation
in Optical Dielectric Waveguides//Opt. Quant. Electron. 1977 Vol. 9. P. 223—232.
171. Hatakoyama I., Tsuchiya H. Fusion Splices for Optical Fibers by Dis-
charge Heating//Appl. Opt. 1978. Vol. 17. P. 1959—1964.
172. Heer С. V. Resonant Frequencies of an Electromagnetic Cavity in an
Accelerated System of Reference/ZPhys. Rev. 1964. Vol. 134. P. A799
173. Hensel P. Triple-ball Connector for Optical FibresZ/Electron. Letts. 1977.
Vol. 13. P. 734—735.
174. Hill K- 0., Fujii Y., Johnson D. C. Photosensitivity in Optical Fiber
Waveguides: Application to Reflection Filter Fabrication//Appl. Phys. Letts. 1978.
Vol. 32. P. 647—649.
175. Hill J. R., Severyn J. R., Van Arsdall P. J. Optical Sensing in In-
-dustry/ZPhotonics Spectra. 1982. Vol. 16, N 8. P. 43.
176. Hirai M., Uchida N. Melt Splice of Multimode Optical Fibre with an
Electric Arc//Electron. Letts. 1978. Vol. 14. P. 123—125.
177. Hocker G. B. Fiber Optic Sensing of Pressure and Temperature//Appl.
Opt. 1979. Vol. 18 P. 1445—1446.
178. Hondros D., Debye P. Electromagnetische Wellen an dielektrischen
Drahten/Ann. Phys. 1910, Vol. 32. P. 465—476.
179. Hsu H. P., Milton A. F., Burns W. K- Multiple Fiber Endfire Coup-
ling with Single-mode Channel Waveguides//AppL Phys. Letts. 1978. Vol. 33.
P. 603—605
180. Hsu T. Y., Tekkipe V. J. A Passive Fiber Optic Gyroscope//Proc. SPIE.
1984. Vol 478. P. 128—135.
181. Hunsprerger A. G. Integrated Optics: Theory and Technology. Berlin:
Springer-Verlag, 1982. 379 S.
182. Iga K- Aberration Improvement of Selfoc Lenses//Appl. Opt. 1980.
Vol. 19. P. 1113—1116.
183. Iga K. Evalution and Reduction of Aberrations in Distributed-index
Lenses: a Review//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 1024—1029.
184. Iga K-, Oikawa M., Misava S. Planar Optics and Applications of the
Planar Microlenses//AppL Opt. 1982. Vol. 21. P. 3456—3460.
185. Iga H., Oikawa M. Stacked Planar Optics//Proc. Integr. Opt. and Opt.
Fib. Comm. Conf, Tokyo, 1981. P. 493—494.
186. Iguchi S., Goto H., Kato M. Electronically Controlled 2X2 Optica
Switch/ZProc. 6th Eur. Conf. Opt. Commun. England, York, 1980. P. 314—317.
187. Imoh K-, Tokuda M. Axis-alignment Method for Arc-fusion Splice of
Single-mode Fiber Using a Beam Splitter//Opt. Letts. 1983. Vol. 8. P. 502—503.
188. Iwamura H., Hoyashi S., Iwasaki H. A Compact Optical Isolator Using
a Y3Fer,O13 Crystal for Near Infra-red Radiation//Opt. and Quant. Electr. 1978.
Vol. 10. P. 347—355.
189. Izawa T., Inagaki N. Materials and Processes to Fiber Preform Fabri-
cation Vapour-Phase-Axial-Deposition//Proc. IEEE. 1980. Vol. 68, N 10, P. 19—22.
190. Jackson D. A., Priest R., Dandridge A. Elimination of Drift in Single-
mode Optical Fiber Interferometer Using Piesoelectrically Stretched Coiled Fi-
ber//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 2926—2929.
191. Jackel J. L., Hackwood S., Beni G. Electrowetting Optical Switch//Appl.
Phys. Letts. 1982. Vol. 40. N 1. P. 4—6.
192. Jager R. E., McChesney J. B., Miller T. J. Modified Chemical Vapour
Deposition of an Optical Fiber Using an RF Plasma//Bell Syst. Techn. J. 1978
Vol. 57. P. 205—210.
193. Jarzynski J., Hughes R. Frequency Responce of Interferometric Fiber
Optic Coil Hydrophones//J. Acoust. Soc. Am. 1981. Vol. 69. P. 1799—1808.
194. Jeunhomme L. B. Single Mode Fiber Optics: Principles and Applica-
tions. N. Y.: Marcel and Dekker, 1983. 191 p.
195. Jones R. E., Willson J. P., Pitt G. D. Detection Techniques for Measu-
rement of DC Magnetic Fields Using Optical Fiber Sensors//Proc. 1st Intern. Conf.l
Opt. Fiber Sensors, London — N. Y., 1982, 26—28 Apr. P. 33—37.
318
196. Jocteur R., Farday A. Optical Fiber Splicing with Plasma Torch and
Oxhydric Microburner//Proc. 2nd Eur. Conf. Opt. Comm., Paris, 1976, Sept. P. 261.
197. Judy A. F., Matpis T. D. A Welded Optical Fiber Signal SplitterZ/Fiber
and Integr. Opt. 1980. Vol. 3. P. 63—71.
198. Kaminow I. P., Stulz L. W. Planar Electrooptic-prism Switch//1EEE
J. Quant. Electron. 1975. Vol. QE-11. P. 633—635.
199. Kanada T., Nawata K- Injection Laser Characteristics to Reflected
Optical Power//IEEE J. Quant. Electr. 1979. Vol. QE-15. P. 559—560.
200. Kao К- C., Hockem G. A. Dielectric Fiber Surface Waveguide//Proc.
IEEE. 1966. Vol. 113. P. 1151 — 1156.
201. Kapany N. S. Fiber Optics; Principles and ApplicationsZZN. Y.: Acad.
Press, 1967. 262 p.
202. Kapron F. P. Maximum Information Capacity of Fiber Optic Wavegui-
des//Electron. Letts. 1977. Vol. 13. P. 96—97.
203. Kapron F. P., Keck D. B., Maurer R. D. Radiation Losses in Glass
Optical Waveguides//Appl. Phys. Letts. 1970. Vol. 17. P. 423—425.
204. Kato Y., Seikai S., Takeda M. Arc-fusion Splicing of Single FibersZZAppl.
Opt. 1982. Vol. 21. P. 1332—1336.
205. Kato Y., Tanifuji T. New Optical Monitoring Method for Arc-fusion
Splice of Single mode Fibers and High-precision Estimation of Splice Loss//Electron.
Letts. 1982. Vol. 18. P. 972—973.
206. Kawakami S., Nishigawa J. An Optical Waveguide with Optimum
Distribution of the Refractive Index with Reference to Waveform Distortion//IEEE
Trans. Microwave Th. Tech. 1968. Vol. MTT-16. P. 814—819.
207. Kawasaki.B. S., Hill К- O., Lamout R. G. Single-mode Directional
Biconical CouplerZ/Opt. Letts. 1981. Vol. 6. P. 327—328.
208. Kawazu M., Ogura Y. Application of Gradient-index Fiber Arrays to
Copying Machines//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 1105—1112.
209. Keiser G., Taylor R. Optical Switching in Tomorrow’s NetworkZZOptical
Spectra. 1981. Vol. 15. N 12. P. 39—42.
210. Keno H. A Semiconductor Laser-optical Fiber Coupling Circuit Using
a Large NA Focusing Rod Lens//Proc. Nat. Meet. Light Wares Sec. IECE, Japan,
1982. Paper 313. P. 2—75.
211. Kersey A. D., Corke M., Jackson D. A. Closed Loop Field Fibre Optic
Magnetometer/ZProc 2nd Intern. Conf. Opt. Fiber Sensors, Stuttgart, 1984, Sept. 5—
7. P. 51—54.
212. Kersey A. D., Corke M., Jackson D. A. Detection of DC and Low-
frequency AC Magnetic Fields Using an All Single-mode Fibre Magnetometer//Ele-
ctron. Letts. 1983. Vol. 19. P. 469—471.
213. Khoe G. D., Bulissen J., De Vrieze H. M. Efficient Coupling of Laser
Diodes to Tapered Monomode Fibres with High-index End/ZElectron. I^etts. 1983.
Vol. 19. P. 205—207.
214. Khoe G. D., Kock H. G., Josephus D. K- Progress in Monomode Opti-
cal-fiber Interconnection DevicesZZJ. Lightwave Technol. 1984. Vol. LT-2, N 3.
P. 217—227.
215. Khoe G. D., Kock H. G., Luijendijk J. A.. Plasma CVD Prepared
SiO2/Si3N4 Graded PackagesZ/Proc. 7th ECOC, Denmark, Copenhagen, 1981, Sept.
P. 761—764.
216. Khoe G. D., Leest J. H., Luijendijk J. A. Single Mode Fibre Connector
Using Core-centered FerrulesZ/IEEE J. Quant. Electron. 1982. Vol. QE-18. P. 1533—
1540.
217. Khullar E., Kumer A., Ghatak A. K- Effect of the Refractive Index
Dip on the Propagation Characteristics of Step Index and Graded Index Fibers/ZOpt.
Commun. 1977. Vol. 23. P. 263—267.
218. Kim B. Y., Shaw H. J. All-fiber-optic Gyroscope with Linear Scale
Factor Using Phase DetectionZZProc. SPIE. 1984. Vol. 478. P. 142—148.
219. Kingsley S. A. Optical-Fibre-Phase Modulator/ZElectron. Letts. 1975.
Vol. 11. P. 453—454.
220. Kingsley S. A., Davies D. E. N. Multimode Optical-fibre Phase Modu-
lators and Discriminators/ZElectron. Letts. 1974. Vol. 10. P. 21—23.
319
221. Kingsley S. A., Davies D. E. N., Culshaw B. Fiber Optic Microphone
and Hydrophone//Fiber Opt. Comm. 1978. Vol. 9. P. 152—153.
222. Kinter E. C. Polarization Control in Optical Fiber Gyroscopes//Opt.
Letts. 1981. Vol. 6. P. 154—156.
223. Kitano I. Current Status of Gradient-index Rod Lenses//Opt. devices
and fibers 1983 Vol 5 P. 151 —166
224. Kobayashi K- Effects of Optical Feedback on the Characteristics of Semi-
conductor Lasers//.!ARECT. 1982. P. 39—50.
225. Kobayashi K-, Seki M. Microoptic Grating Multiplexer and Optical
Isolator for Optic Communication//IEEE J. Quant. Electron. 1980. Vol. QE-I6.
P. 11—22
226. Kobayashi S., Shibata N., Shibata S. Characteristics of Optical Fibers
in Infrared Wavelength Region/ZRev of ECE (NTT). 1978. Vol 26. P. 453—467.
227. Kobayashi M., Terui H., Kawachi M. 2 X 2 Optical Waveguide Matrix
Switch Using Nematic Liquid Crystal//1EEE J. Quant. Electron. 1982, Vol. QE-18.
P. 1603—1610.
228 Koel G. J. Technical and Economic Aspects of Different Fibre Fabrica-
tions//Proc 8th ECOC, Cannes, 1982. P 1—8.
229. Kogelnik H. Coupled Wave Theorv for Thick Hologram Gratings//Bell
Syst. Techn. J. 1969. Vol. 48 P. 2909—2949.
230. Koo К- P., Sigel G. H. Characteristics of Fiber-optic Magnetic Field
Sensors Employing Metallic Glasses//Opt. Letts. 1982. Vol. 7. P. 334—336.
231. Koo К. P., Sigel G. H. Detection Scheme in Fiber-optic Magnetic
Field Sensor Free from Ambiguity to Material Magnetic Hysteresis//Opt. Letts.
1984. Vol. 9. P. 257—259.
232, Koo К- P-, Tran D. C. Glass-gel-coated Single-mode-fiber Coupler
with Programmable Power Splitting Ratio//Electron. Letts. 1982. Vol. 18.
P. 941—942.
233. Koo К- P-, Tran D. C., Speem S. H. Single Mode Fiber Directional
Couplers Fabricated by Twist-etching Techniques//Proc. 3rd Intern Conf, on Ini,
•Opt. and Opt. Fiber Commun. USA, San Francisco, 1981. Paper TuJ I.
234. Krohn D. A. Fiber Optic Sensors in Industrial Applications//Advances
n Instrumentation 1982. Vol. 37, N 10 P. 63—66.
235. Ku R. T., Dufft W. H. Hemispherical Microlens Coupling of Semi-
conductor Lasers to Single-mode Fiber//Proc. 5th Top. Meet. Opt. Fiber Comm.
USA, Phoenix, Apr. 1982. Paper THDD7. P. 60—61.
236. Kubodera K-( Noda J. Pure Single-mode LiNdP4O12 Solid-state Laser
Transmitter for 1,3 jxm Fiber-optic Communications//Appl. Opt. 1982. Vol. 21.
P. 3466—3469.
237. Kuhn L., Dakss M. L., Heidrich P. E. Deflection of an Optical Guided
Wave by a Surface Acoustic Wave//Appl. Phys. Letts. 1970. Vol. 17. P. 265—267.
238. Kumar A., Thyagarajan K-, Ghatak A. K- Analysis of Rectangular
•Core Dielectric Waveguides: An Accurate Perturbation Approach//Opt. Letts. 1983
Vol. 8. P. 63—65.
239 Kupper D-, Koenings J., Wilson R. Codeposition of Glassy Silica and
Germania Inside a Tube by Plasma Activated CVD//J. Eleclrochem. Soc. Am.
1978. Vol. 10 P. 393—398.
240. Kurki J. Commentationes Physico-Mathematicae. Helsinki, 1983.
148 p.
241. Kurki J., Makiin M., Nyrkio T. Fabrication of Polarisation Maintain-
ing Single-mode Fibers by Asymmetric Deposition//.!. Opt. Commun 1983, Vol. 4
P. i—5.
242. Kuwahara H., Onoda Y., Goto M. Reflected Light in the Coupling of
Semiconductor Lasers with Tapered Hemispherical End Fibers//Appl. Opt. 1983.
Vol. 22. P. 2732—2738.
243. Kuwahara H., Onoda Y., Sasaki M. Optical Isolator for Semiconductor
Lasers in the 0,8 pm Range//Opt. Comm. 1981. Vol. 40. P 99—104.
244. Kuwahara H., Sasaki M., Tokoyo N. Efficient Coupling from Semi-
conductor Lasers into Single-mode Fibers with Tapered Hemispherical Ends//AppL
Opt. 1980. Vol. 19. P. 2578—2583.
32
245. Lacher G. J. Threshold Relation and Difraction for Injection Lasers//IBM
J. Res. a. Development. 1963. Vol. 7, N 1. P. 58.
246. Ladany'l., Dholakia A. N. Wedge Coupling of Lasers into Multimode
Fibers//Appl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 960—961.
247. Lagakos N., Litowitz T., Macedo P. Multimode Optical Fiber Displa-
cement Sensor//Appl. Opt. 1981. Vol. 20. P. 167—168.
248. Lam D. K. W., Garside В. K- Characterization of Single-mode Optical
Fiber Filters//Appl. Opt. 1981. Vol. 20. P. 440—444.
249. Land С. E., Thaher P. D., Heartling G. H. Electro-Optic Cera-
mics//Appl. Solid State Sci. Vol. 4. N. Y.: Acad. Press, 1974. 252 p.
250. Lang R., Kobayashi K. External Optical Feedback Effects on Semi-
conductor Injection Laser Properties//IEEE J. Quant. Electron. 1980. Vol. QE-16,
N 10. P. 393-396.
251. Lawson С. M., Tekippe V. J. Environmentally Insensitive Diaphragm
Reflectance Pressure Transducer//Fiber Optic and Laser Sensors. Proc. SPIE. 1983.
Vol. 412. P. 96—104.
252. Macek W. M., Davis D. T. Rotation Rate Sensing with Travelling
Wave Ring Laser//Appl. Phys. Letts. 1963. Vol. 2. P. 67—71.
253 Marcatili E. A. J. Dielectric Rectangular Waveguides and Directional
Couplers for Integrated Optics//Bell Syst. Tech. J. 1969. Vol. 48. P. 2071 —
2102.
254. Marcuse D. Excitation of Parabolic-index Fibers with Incoherent Sour-
ces//Bell Syst. Techn. J. 1975. Vol. 54. P. 1507—1530.
255. Marcuse D. Interdependence of Waveguide and Material Dispersion//Appl.
Opt. 1979. Vol. 18. P. 2930—2932.
256. Marcuse D. Theory of Dielectric Optical Waveguides. N. Y.: Acad.
Press, 1974. 451 p.
257. Marcuse D., Presly H. M. Automatic Geometric Measurements of Single
Mode and Multimode Optical Fibers//Appl Opt. 1979. Vol. 18. P. 402—414.
258. Marvin D. C., Ives N. A. Wide Range Fiber Optical Strain Sensor/iAppl.
Opt. 1984. Vol. 23. P. 4212—4218.
259. Masuda S. Variable Attenuator for Use in Single-mode Fiber Transmis-
sion System//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 2435—2438.
260. Masuda S., Iwama T. Low-loss Lens Connector for Single-mode Fi-
bers//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 3475—3484.
261. Masuda S., Iwama T. Single-mode Fiber-optic Directional Coupler//Appl.
Opt. 1982. Vol. 21. P. 3484—3488.
262. Matsushita K-( Toyama M. Unevenness of Illuminance Caused by Gra-
dient-index Fiber Arrays//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 1070—1075.
263. McMahon G. W., Cielo P. G. Fiber Optic Hydrophone Sensitivity for
Different Sensor Configurations//Appl. Opt. 1979. Vol. 18. P. 3720—3722
264. Mears R. J., Reekie L., Poole S. B. Neodymium Doped Silica Single
Mode Fibre Lasers//Electron. Letts. 1985. Vol. 21. P. 738—740.
265. Melanghan L. Low-loss Polarisation Independent Electrooptical Switches
at X = 1,3 pim//J. Lightwave Technol. 1984. Vol. LT-2, N 1. P. 51—55.
266. Melchior H., Hartman A. R., Schinke D. P. Planar Epitaxial Silicon
Avalanche Photodiode//Bell Syst. Techn. J. 1978. Vol. 57. P. 1791 —1807.
267. Melman P., Carlsen W. J. Elastic Tube Splice Performance with Single-
mode and Multimode Fibres//Electron. Letts. 1982. Vol. 18 P. 320—321.
268. Metcalf B. D., Providakes J. F. High-capacity Wavelength Demulti-
plexer with a Large-diameter GRIN Rod Lens//Appl. Opt. 1982. Vol. 21.
P. 794—796.
269. Michelson A. A. The effect of the Earth’s Rotation on the Velocity of
Light//I. Astrophys. J. 1925. Vol. 61. P. 137—139.
270. Miki T., ishio H. Viabilities of the Wavelength-division-multiplexing
Transmission System over an Optical Fibre Cable//IEEE Trans. Commun. 1978.
Vol. Com-26, N 7. P. 1082—1087.
271. Miles R. O., Ceruzzi A., Marrone M. J. Attaching Single-mode Pola-
rization-preserving Fiber to Single mode Semiconductor Lasers//Appl. Opt. 1984.
Vol. 23. P. 1096—1099.
32t
272. Miles R. 0., Dandridge A., Tweten A. B. Feedback-induced Line Bro-
adening in CW Channel Substrate Planar Laser Diodes//Appl. Phys. Letts. 1980.
Vol. 37. P. 990—992.
273. Miller С. M. Fiber-optic Array Splicing with Etched Silicon Chips//Bell
Syst. Techn. J. 1978. Vol. 57. P. 75—90.
274. Miller С. M. Transmission Transverse Offset for Parabolic-profile Fiber
Splices with Unequal Core Diameters//Bell Syst. Techn. J. 1976. Vol. 55. P. 917—
928.
275. Miller S. E., Chynowth A. G. Optical Fibers for Telecommunication.
N. Y.: Acad Press, 1979. 312 p.
276. Miller С. M., Kummer R. B., Mettler S. C. Single-mode Optical Fibre
Switch//Electron. Letts. 1980. Vol. 16. P. 783—784.
277. Miller С. M., Mettler S. C. A Loss Model for Parabolic-profile Fiber
SpIices/ZBeH Syst. Techn J. 1978. Vol. 57. P. 3167—3180.
278. Million Fiber Optic Sensor Markett seen by 1993 (editorial)//Photonics
spectra. 1984. Vol. 18. N 2. P. 37.
279. Minowa J.-I., Saruwatari M., Suzuki N. Optical Components Utilised
in Field Trail of Single-mode Fiber Long-haul Transmission//IEEE J. Quant.
Electron. 1982. Vol. QE-18. P. 705—717.
280. Mito I., Kitamura M., Kobayashi K- Double-channel Planar Burried
Heterostructure Laser Diode with Effective Current Confinement/ZElectron. Letts.
1982. Vol. 18. P. 953—954.
281. Miyauchi E., Iwama T., Nakajima H. Compact Wavelength Multiplexer
Using Optical-fiber PiecesZ/Opt. Letts. 1980. Vol. 5. P. 321'—322.
282. Miyauchi M., Matsumoto M. Mutlimode Fiber Spl icing Using Pre-heating
Procedure/ZTrans. Inst. Electron, a. Commun. Eng. Jap. 1982. Vol. B-65. N 2.
P. 153—160.
283. Montgomery J. D. Fiber Optic Gyroscope ReviewZ/Proc. of SPIE. 1984.
Vol. 478. p. 149—151.
284. Moore D. T, Gradient-index Optics: a ReviewZ/Appl. Opt. 1980. Vol. 19.
P. 1035—1038.
285. Mossman P. Components for Optical Fiber SystemsZ/GEC J. Res. 1984.
Vol. 2. P. 112—118.
286. Mottier P., Valette S. Integrated Fresnel Lens on Thermally Oxidized
Silicon Substrate//Appl. Opt. 1981. Vol. 20. P. 1630—1634.
287. Murphy K- W. Fiber Sensors for Industry/ZPhotonics Spectra. 1985.
Vol. 19, N 11. P. 79—82.
288. Nakagawa K-> Ito T. High Bit Rate Transmission in Low Loss Low
Dispersion Single Mode Fibers/ZElectr. Letts. 1979. Vol. 15. P. 776—777.
289. Nicia A., Tholen A. High-efficient Ball-lens Connector and Related
Functional Devices//Proc. Eur. Conf. Opt. Commun. Copenhagen, Denmark, 1981,
Sept. 8—11. P. 7.5/1—7.5/4.
290. Odderstol T. C. A Bypass Switch Gets in Line//Photonics Spectra. 1982.
Vol. 16, N 12. P. 41—42.
291. Oikawa M., Iga K- Distributed-index Planar Microlens//Appl. Opt.
1982. Vol. 21. P. 29—33.
292. Oikawa M., Iga K-> Sanoda T. A Distributed-index Planar Micro-lens
Made of Plastics/?Jap. J. Appl. Phys. 1981. Vol. 20. N 1. P. 254—255.
293. Oikawa M., Iga K-> Sanoda T. Array of Distributed-index Planar Micro-
lenses Prepared from Ion Exchange TechniqueZ/Jap. J. Appl. Phvs. 1981. Vol. 20.
N 4. P. 296—298.
294. Oikawa M., Iga K-, Misawa S. Improved Distributed-index Planar
Microlens and its Application to Lightwave Components//AppL Opt. 1983. Vol. 22.
P. 441—443.
295. Okoshi T. Single Polarisation Single Mode Optical Waveguiding Sche-
mes//Proc. of Intern. Symp., Kweilin, 1983, June 20—23. Hague: Martinus Nijhoff
Publishers, 1983.
296. De Oliveira A. D., Wilson M. G. F., Parriaux O. Stripe Waveguide
Y-intersection as Efficient Coupler for Multimode Optical Communication Sys-
tems//Electron. Letts. 1981. Vol. 17. P. 100—101.
322
297. Olshansky R. Pulse Broadening Caused by Deviations from Optimum
Profile/ZAppl. Opt. 1976. Vol. 15. P. 782—787.
298. Olshansky R., Keck D. B. Pulse Broadening in Graded Index Optical
Fibers/ZAppl. Opt. 1976. Vol. 15. P 483—491.
299. Olsson N. A., Dutta N. K- Effect of External Optical Feedback on the
Spectral Properties of Cleaved-coupled-cavity Semiconductor Laser//Dig. Tech.
Pap. Conf. OSA/IEEE Laser and Electro-Opt., Anaheim, Calif. 19—22 June, 1984.
P. 210—212.
300. Opielka D., Rittich D. Low-loss Optical Y-branch//Electron. Letts
1979. Vol. 15, N 23. P. 757—759.
301. Ostrovsky Ju. 1., Ostrovskaya G. V. Interferometric Measurements//Op-
tics. 1985 Vol. 22 P. 235—265.
302. Pacey G. K-, Dalgleish J. F. Fusion Splicing of Optical FibersZ/Ele-
ctron. Letts. 1979. Vol 15, N 1. P. 32—34.
303. Pal В. P. Optical Communication Fiber Weveguide Fabrication: A Re-
view//Fiber a. Integr. Opt. 1979. Vol. 2. P. 195—252.
304. Pal В. P., Kumar A., Ghatak A. K. Effect of Axial Refractive Index
Dip on Zero Total Dispersion Wavelength imSingle Mode FibersZ/Electron. Letts.
1980. Vol. 16. P. 505—506.
305. Pal В. P., Kumar A., Ghatak A. K- Predicting Dispersion Minimum
in a Step Index Monomode Fiber: A Comparison of the Theoretical Approaches//J.
Opt. Commun. 1981. Vol. 2. P. 97—100.
306. Paolantonio A. N. Precision Variable Fiber-optics Attenuator/ZElectro-
Opt. Syst. Des. 1981. Vol. 13, N 2. P. 33—41.
307. Payne D. N., Gambling W. A. Zero Material Dispersion in Optical
FibersZ/Electron. Letts. 1975. Vol. 11. P. 176—178.
308. Payne D. B., McCartney D. J., Healey P. Fusion splicing of 31,6 km
monomode optical fibre system//Electron. Letts. 1982. Vol. 18, N 2. P. 82—
84.
309. Personik S. D. Receiver Design for Digital Fiber Optic Communication
System//Bell Syst. Techn. J. 1973. Vol. 52. P. 843—874.
310. Philen D. L., Stone F. T. Direct Measuremet of Scattering Losses
in Single-mode and Multimode Optical Fibers/ZProc. Am. Ceram. Soc. Conf. Phys.
Opt. Fibers, Chicago, 1980. p. 85.
311. Phillips R. L. Proposed Fiber Optic Acoustical Probe//Opt. Letts. 1980.
Vol. 5. P. 318—320.
312. Prisco J. J. Variable In-line Optical Fiber AttenuatorZ/Laser Focus.
1982. Vol. 18, N 9. P. 126.
313. Rachleigh S. C., Burns W. K- Dualinput Fiber-optic GyroscopeZ/Opt.
Letts. 1980. Vol. 5. P. 482—484.
314. Rade M., Weidel E. Compact and Rugged All-fibre Coupler for Wave-
length Division Multiplexing/ZElectron. Letts. 1982. Vol. 18. P. 898—900.
315. Ramer O. G., Mohr C., Pikulski J. Polarisation-independent Optical
Switch Multiple Sections of Reversal and Gaussian Taper Functions//IEEE J. Qu-
ant. Electron. 1982. Vol. QE-18. P. 1772—1779.
316. Rashleigh S. C. Acoustic Sensing with a Single Coiled Monomode Fi-
ber//Opt. Letts. 1980. Vol. 5. P. 412—414.
317. Rashleigh S. C. Magnetic-field Sensing with a Single-mode Fiber/ZOpt.
Letts. 1981. Vol. 6. P. 19—21.
318. Rashleigh S. C. Polarimetric Sensors Exploiting Axial Stress in High
Birefringence Fibers/ZProc. 1st Intern. Conf. Opt. Fiber Sensors. 28—28 Apr.
1982. P. 210—212.
319. Richin P., Moronvalle C. L’epissurage par fusion entre fibres monomo-
desZ/Rev. Techn. Thomson-CSF. 1983. Vol. 15. P. 731—747. .
320. Rivaallan L., Quilloux J. Y., Lamouler P. Monomode Fibre Fusion
Splicing with CO2 LaserZ/Electron Letts. 1983. Vol. 19. P. 54—55.
321. Sagnac G. L’ether lumineux demontre par 1’effect du yeu^eat'; 9 ik-?1
dans un interferometre en rotation uniforme//C. R. Acad. Sci. 1913. Vol.
P. 708—710.
323
322. Saito K-, Shige N., Kajmura T. Buried Heterostructure Lasers as a
Light Sources in Fiber Optics Communications//Tech. Dig. Integr. Opt. and Opt.
Comm. Conf., Tokyo, 1977. P. 65—68.
323. Sakaguchi H., Seki N., Yamamoto S. Power Coupling from Laser Dio-
des into Single-mode Fibres with Quadrangular Pyramid-shaped Hemiellipsoidal
EndsZZElectron. Letts. 1981. Vol. 17. P. 425—426.
324. Semaut R. A., Ghatak A. K- Perturbation Theory of Optical Fibers
with Power Low Core Profile//Opt. Quant. Electron. 1978. Vol. 10. P. 475—482.
325. Saruwatari M., Nawata K. Semiconductor Laser to Single-mode Fiber
CouplerZZAppl. Opt. 1979. Vol. 18. P. 1847—1856.
326. Saruwatari M., Suzuki N., Sugie T. Active and Passive Optical Devices
for Use in Single-mode Fiber Transmission SystemsZZRev. Electr. Commun. Lab.
1983. Vol. 31. P. 229—309.
327. Schultz P. C. Progress in Optical Waveguide Process/Mppl. Opt. 1979.
Vol. 18. P. 3684—3693.
328. Shajenko A., Flatley J. P., Moffett M. B. On Fiber-optic Hydrophone
Sensitivity//J. Acoust. Soc. Am. 1978. Vol. 64. P. 1986—1987.
329. Sharma A. B., Halme S. J., Butusov M. M. Optical Fiber Systems
and their components. Berlin: Springer-Verlag, 1981. 200 S.
330. Spealy D. L., Berg H. M. Simulation of Optical Coupling from Surface
Emitting LEDs//Appl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 1722—1730.
331. Sheem S. K-, Cole J. H. Acoustic Sensitivity of Single Mode Power
Dividers//Opt. Letts. 1979. Vol. 4. P. 322—324.
332. Sheem S. K-> Giallorenzi T. G. Two-dimensional Silicon Grooves for
Altitudinal Alignment in Fiber Endbutt Coupling//Opt. Letts. 1978. Vol. 3.
P. 73—75.
333. Shibukawa R., Iwamura H., Hoyashi S. Compact Optical Isolator for
Near Infrared RadiationZZElectr. Letts. 1977. Vol. 13. P. 721—722.
334. Shifres D. R., Burham R. D., Streifer W. Single Longitudinal Mode
Operation in Diode Lasers//Appl. Phys. Letts. 1977. Vol. 31. P. 112—114.
335. Shigihara M., Moriya K-, Ohkubo K- A Miniature Optical Connector
Using a Press-shaped Ferrule/ZFujitsu Sci. and Techn. J. 1982. Vol. 18. P. 382—396.
336. Spimizu N., Tsuchija H. Single-mode Optical Fiber ConnectorZ/IEEE
Trans. Jap. 1979. Vol. E62. P. 276—278.
337. Spinke D. P., Smith R. G., Hartman A. R. Semiconductor Devices
fot Optical Communication/Ed. by H. Kressel. Heidelberg: Springer-Verlag,
1980. 288 S.
338. Shirasaki M., Nakajima H., Obokata T. Nonmechanical Optical Switch
(cr Single-mode FibresZ/Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 4229—4234.
339. Shirasaki H., Takamatsu H., Obokata T. Bistable Magnetooptic Switch
fcr Multimode Optical Fiber//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 1943—1949.
340. Shumate P. W., Domenico M. Lightwave TransmittersZ/Semiconductor
Eevices/Ed. by H. Kressel. Heidelberg: Springer-Verlag, 1980. 288 p.
341. Single-sideband Frequency Shifting in Birefringent Optical Fi-
fcer/M. P. Risk, R. C. Youngquist, G. S. Kino. H. J. Shaw//Proc. SPIE. 1984.
Vcl. 478. P. 97—101.
342. Sladen F. M. E., Payne D. N., Adams M. J. Determination of Optical
Fiter Refractive Index Profiles by a Near Field Scanning TechniqueZZAppI. Phvs.
Letts. 1976. Vol. 28. P. 255.
343. Snyder A. W. Asymptotic Expression for Eigenfunctions and Eigenva-
lues of a Dielectric Optical Waveguide//IEEE Trans. Microwave Th. Tech. J.
1969. Vol. MTT-17. P. 1130—1138.
344. Snyder A. W-, Love J. D. Optical Waveguide Theory. London: Chap-
man and Hall, 1983. 404 p.
345. Snyder A. W., Mitchell D. J. Leaky Rays in Circular Fibers//J. Opt.
See. Am. 1974. Vol. 64. P. 599—607.
346. Smith A. M. Polarisation and Magnetooptic Properties of Single-mode
Fiber/ZAppl. Opt. 1978. Vol. 17. P. 52—56.
347. Smith L. W., Snitzer E. Final Development Report for Fiber Optics
Information Processor/ZAmer. Opt. Corp. Report. N 600. TR-F. 1969. 156 p.
324
348. Smithgall D. H., Watkins L. S., Frazee R. E. Highspeed Fiber Dia-,-
meter Measurement//IEEE Trans. Ind. Electron. Conf. Instrum. 1978. IECI-25
P. 108.
349. Sono K-> Tashibuna M., Yatnagashi T. New Series of Graded Index
Lenses//Intern. FiberOptics and Commun. 1982. Vol. 3, N 5. P. 44—47.
350. Soref R. A. Electrooptic 4X4 Matrix Switch for Multimode Fiber-
optic Systems//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 1386 -1393.
351. Soref R., McMahon D. H. Tilting-mirror Fiber Optic Accelerome-
ter//Appl. Opt. 1984. Vol. 23. P. 486—491.
352. Spillman W. B., McMahon D. H. Frustrated Total Internal Reflection
Fiber Optic Hydrophone//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 113—117.
353. Spillman W. B., McMahon D. H. Schlieren Multimode Fiber Optic
Hydrophone//Appl. Phys. Letts. 1980. Vol. 37. P. 145—146.
354. Steinberg R. A., Giallorenzi T. G. Design of Integrated Optical Switches
for Use in Fiber Data-transmission Systems//IEEE J. Quant. Electron. 1977.
Vol. QE-13. P. 122—128.
355. Steinberg R. A., Giallorenzi T. G. Performance Limitations Imposed
on Optical Waveguide Switches and Modulators by Polarisation//Appl. Opt. 1976.
Vol. 15. P. 2440—2453.
356. Steinberg R. A., Giallorenzi T. G., Priest R. G. Polarisation-insensi-
tive Integrated-optical Switches: a New Electrode Design//Appl. Opt. 1977. Vol. 16.
P. 2166—2170.
357. Stewart W. J. A New Technique for Measuring Refractive Index Pro-
files of Graded Optical Fibers//Tech. Digest: Int. Conf. Integr. Opt. a Opt. Fiber
Commun. Tokyo, 1977. P. C2—2.
358. Stockmann M., Winzer G., Grass! E. Rigid Reed-type Routing Switch
for Multimode Optical Fibers//Fiber and Integr. Opt. 1980. Vol. 3, N 2—3.
P. 237—251.
359. Suematzu J., Iga К. I- Introduction to Optical Fiber Communica-
tions. N. Y.: J. Wiley, 1982. 124 p.
360. Suhara T., Handa Y. Monolithic Integrated Microgratings and Photo-
diodes for Wavelength Demultiplexing//Appl. Opt. Letts. 1982. Vol. 40. P. 120—122.
361. Suhara T., Viljanen J., Leppihalme M. Integrated-optic Wavelength
Multi- and Demultiplexers Using a Chirped Grating and an Ion-exchanged Wave-
guide//Appl. Opt. 1982. Vol. 21. P. 2195—2198.
362. Sunak H. R. D., Zampronio M. A. Launching Light from Semicon-
ductor Lasers into Multimode Optical Fibers Having Hemispherical Ends and
Taper with Hemisphere Ends//Appl. Opt. 1983. Vol. 22. P. 2344—2348.
363. Sunak H. R. D., Zampronio M. A. Launching Light from Semicondu-
ctor Lasers into Plane-ended Multimode Optical Fibers//Appl. Opt. 1983. Vol. 22.
P. 2337—2343.
364. Suzuki N., Iwahara Y. Ceramic Capillary Connector for 1,3 Micron
Single-mode FibresZ/Electron. Letts. 1979. Vol. 15. P. 809—810.
365. Suzuki N., Komata M. New Connectors for an Optical Fibre Transmis-
sion System/7Rev. of the Electr. Comm. Lab. 1978. Vol. 26, N 5—6. P. 693—700.
366. Tamulevich T. W. Ceramic Capillary Connector//Photonics spectra. 1984.
N 10. P. 65—68.
367. Tanaka T., Serizawa H., Tsuiimoto Y. Characteristics of Directional
Couplers with Tapped Multimode Fibers//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 2019—
2024.
368. Thiel F. L., Hawk R. M. Optical Waveguide Cable Connection//Appl.
Opt. 1976. Vol. 15. P. 2785—2791.
369. Thyagarajan K-, Ghatak A. K- Lasers: Theory and Applications. N. Y.:
Plenum Press, 1981. 312 p.
370. Tiejen B. W. Optical Fiber Grating Sensor//J. Acoust. Soc. Am. 1981.
Vol. 69. P. 993—997.
371. Tolansky S. Multibeam Interferometry of Surfaces and Films. Oxford:
Clarendon Press, 1948. 124 p.
372. Tomlinson W. J. Applications of GRIN-rod Lenses in Optical Fiber
Communication System//Appl. Opt. 1980. Vol. 19, N 7. P. 1127—1138.
325
373. TranJD. С., Koo К. P., Speem S. K- Fiber Directional Couplers-
Fabrication by Twist Etching Technique//IEEE J. Quant. Electron. 1981.
Vol. QE-17. P. 988—991.
374. Tsuchiya H., Nakagome H., Shimizu N. Double Eccentric Connectors
fot Optical Fibers/ZAppl. Opt. 1977. Vol. 16. P. 1323—1331.
375. Tsushima K. A Compact High-performance Optical Isolator//.!EE. 1984.
Vol. 21, N 205. P. 78—80.
376. Udd|E., Michal P. J., Capill R. F. Scale Factor Correction in the
Phase-nulling Optical GyroZ/Proc. of SPIE. 1984. Vol. 478. P. 136—141.
377. Ulrich R. Fiber Optic Rotation Sensing with Low Drift//Opt. Letts.
1980. Vol. 5. P. 173—175.
378. Ulrich R., Rashleigh S. G., Eickhoff W. Bending Induced Birefrin-
gence in S ngle Mode Fibers//Opt. Letts. 1980. Vol. 5. P. 273—275.
379. Verber С. M., Vahey D. W., Wood V. E. Focal Properties of Geodesic
Waveguide Lenses/ZAppl. Phys. Letts. 1976. Vol. 28. P. 514—516.
380. Villaruel C. A., Abebe M., Burnes W. K. Polarisation Preserving Sing-
lemode Fiber Coupler//Electron. Letts. 1983. Vol. 19. P. 17—18.
381. Villaruel C. A., Moeller R. P. Fused Single-mode Fiber Access Coup-
lers/ZElectron. Letts. 1981. Vol. 17. P. 243—244.
382. Wagner R. E., Cheng J. Electrically Controlled Optical Switch for
Multimode Fiber Applications//Appl. Opt. 1980. Vol. 19. P. 2921—2925.
383. Watanabe^R., Nosu K- Slab Waveguide Demultiplexer for Multimode-
Optical ^Transmission in the 1,0—1,4 m Wavelength Region//Appl. Opt. 1980.
Vol. 19. P. 3588—3590.
384. Watanabe R., Nosu K-> Harada T. Optical Demultiplexer Using Concave-
Grating in 0,7—0,9 Jim Wavelength Region//Electron. Letts. 1980. Vol. 16.
P. 106—108.
385. Watkins L. S. Laser Beam Refraction Traversely Through a Graded-
index Preform to Determine Gradient ProfileZ/Appl. Opt. 1979. Vol. 18. P. 2214—
2218.
386. Weidel E., Gruchmann D. Tee-coupler for Single-mode FibersZ/Electron-
Letts. 1979. Vol. 15, N 23 P. 737—738.
387. Wertz A. Propagation de la Lumiere Coherent dans les Fibres Optiqu-
es//L’Onde Electron. 1966. Vol. 46. P. 977—980.
388. Wilson J. P., Jones R. E. Magnetostrictive Fiber-optic Sensor System
for Detecting DC Magnetic Fields//Opt. Letts. 1983. Vol. 8. P. 333—335.
389. Winzer G. Wavelength Division Multiplexing Status and Trends//Conf.
Eur. Commun. Opt., Cannes, 1982. P. 305—314.
390. Winzer G., Mahlein H. F., Reichelt A. Single-mode and Multimode
All-fiber Directional Coupler for WDM//Appl. Opt. 1981. Vol. 20. P. 3128—3135.
391 Yao S. K-, Thompson D. E. Chirp-grating Lens for Guided Wave Op-
tics//Appl Phys. Letts. 1978. Vol. 33. P. 635—637.
392. Yariv A., Winzor H. V. Proposal for Detection of Magnetic Fields
Through Magnetostrictive Perturbation of Optical Fibers//Opt. Lett. 1980.
Vol. 5. P. 87-89.
393. Yeshizawa T., Kurokawa T., Nara S. High Precision Moulded Connector
for Single-mode Optical Fibres/ZElectron Letts 1982. Vol. 18. P. 598—599.
394 Yospino T., Ohno Y., Kurosawa K- Design and Application of Fiber-
optic Electric and Magnetic Field Sensors//Proc 2nd Intern. Conf. Opt. Fiber Sen-
sors, Stuttgart, 1984 P. 55—58.
395 Zarinatchi F., Meyer R. E., Ezekiel S. Passive Resonator Gyro//Proc.
of SPIE. 1984. Vol. 478. P. 122—126.
ОГЛАВЛЕНИЕ
П редисловие
Волоконная оптика — история и перспективы
7
1.1. История развития и области применения волоконно-
оптических систем передачи (ВОСП).................
1.2. Перспективы и проблемы.......................
Распространение света в оптических волно-
водах ...................................
7
11
18
2J. Оптические явления при преломлении па границе /
раздела двух диэлектрических сред. Полное внутреннее »•?.
отражение ............................................ 18
2.2. Оптическое волокно......................... 19
2*3. Электромагнитная теория распространения излуче-
ния в оптических волноводах .......................... 21
2.4. Характеристическое уравнение и условие отсечки 28
2.5. Лучевой вывод характеристического уравнения ... 31
2.6. Распределение мощности между направляемыми мо-
дами ................................................. 33
2.7. Прямоугольные волноводы ......................... 36
2.8. Электромагнитная теория распространения волн в оп-
тических волокнах со ступенчатым профилем показателя
преломления .......................................... 39
.2.9. Градиентное оптическое волокно.................. 56
2'Тб. Дисперсия в оптических волокнах................. 64
2.11. Ослабление сигнала в оптических волокнах .... 77
327
Волоконно-оптические датчики ............
81
3.1. Принципы функционирования волоконно-оптических
датчиков физических величин (ВОД ФВ). Возможности
и ограничения применения ВОД ФВ........................ 81
3.2. Датчики акустических полей с модуляцией интенсив-
ности ................................................. 86
3.3. ВОД с модуляцией интенсивности для регистрации
других физических величин............................ 107
3.4. Волоконно-оптические интерферометры на одномодо-
вых волокнах........................................... НО
3.5. Фазовые датчики акустических колебаний........... 136
3.6. Волоконно-оптические гироскопы................... 143
3.7. Фазовые и поляризационные датчики магнитного
поля.................................................. 159
^"1111*" Компоненты волоконно-оптических систем и
устройств............................................. 179
4.1. Основные направления и проблемы в создании во-
локонно-оптических функциональных устройств .... 180
,4.2. Источники излучения. Требования к источникам из-
лучения для волоконно-оптических систем............... 182
4.3. Оптические модуляторы............................ 211
4.4. Фотодетекторы.................................... 226
4.5. Оптические вентили............................... 233
4.6. Оптические соединители .......................... 237
4.7. Волоконно-оптические переключатели............... 258
4.8. Ответвители и разветвители. Мультиплексоры и де-
мультиплексоры ....................................... 265
4.9. Оптические аттенюаторы........................... 277
4.10. Направления интеграции элементов световодных
измерительных систем.................................. 281
4.11. Особенности технологии изготовления устройств
для волоконно-оптических систем....................... 284
Производство волоконных световодов и
измерение их характеристик ..............
290
5.1. Производство волоконных световодов............... 290
5.2. Методы и аппаратура для измерений характеристик
заготовок и волоконных световодов..................... 300
Список литературы .................................. 311
Оглавление ......................................... 327