Электрооптическая модуляция добротности


СОДЕРЖАНИЕ:

Nd:YAG-лазеры с электрооптическим модулятором добротности серии NL300

  • Компактные нс лазеры высокой энергии
  • Энергия импульса: 1200 мДж
  • Генерация гармоник: 213 нм
  • Моторизированные аттенюаторы
  • Частота следования импульсов: 5 – 20 Гц
  • Длина волны:
    1064 нм
  • Энергия импульса:
    1200 мДж
  • Генерация гармоник:
    до 213 нм
  • Частота следования импульсов:
    5 – 20 Гц
  • Моторизированные аттенюаторы

Отличительные особенности

Nd:YAG-лазер с электрооптическим модулятором добротности серии NL300 обеспечивает до 1200 мДж в импульсе на длине волны 1064 нм. Доступен широкий спектр модулей генераторов гармоник(до 5-й гармоники (213 нм)). Наносекундные лазеры серии NL300 являются отличным выбором для многих приложений, в том числе для лазерной абляции и маркировки, накачки OPO и других важных задач.

  • Прочный герметичный лазерный резонатор
  • Выходная энергия до 1200 мДж в импульсе
  • СКО энергии импульсов менее 1%
  • Частота следования импульсов 5-20 Гц
  • Длительность импульса 3-6 нс
  • Термо стабилизированные модули второй, третьей, четвертой и пятой гармоник генератора
  • Дополнительные аттенюаторы для основной длины волны и/или гармоник
  • Варианты охлаждения: вода-вода или вода-воздух
  • Замена лампы накачки без разъюстировки резонатора
  • Дистанционное управление с помощью пульта ДУ и / или через порт RS232/USB и драйверов LabVIEW™

Сферы применения

  • Накачка ПГС, накачка титан-сапфировых лазеров и лазеров на красителях
  • Обработка материалов
  • Лазерная спектроскопия
  • Дистанционное зондирование

Серия наносекундных Nd:YAG лазеров NL300 с электро-оптическим модулятором добротности имеет на выходе высокоэнергетичные импульсы длительностью 3-6 нс. Частота следования импульсов может быть выбрана в диапазоне 5 — 20 Гц.

Модели NL30xHT предназначены для максимального снятия энергии с активного элемента. До 1200 мДж энергии импульса может быть получено на частоте повторения импульсов 5 Гц.

Генераторы гармоник могут быть объединены с аттенюаторами, позволяющими осуществлять плавную регулировку выходной энергии без изменения других параметров лазера, таких как длительность импульса, стабильность от импульса к импульсу, расхождение или профиль пучка.

Компактная лазерная головка имеет длину около 480 мм и может быть установлена в труднодоступных местах. Источник питания имеет размеры опорной поверхности 330 × 490 мм. Легкий доступ к емкости для воды с обратной стороны блока питания позволяет легко осуществлять обслуживание лазера. Замена лампы не требует извлечения квантрона из лазерного резонатора, что не приводит к возможным разъюстировкам.

Блок питания может иметь теплообменник вода-вода или вода-воздух. Последняя опция позволяет работать лазеру без использования для охлаждения водопроводной воды. Для удобства клиентов лазером можно управлять через интерфейс RS232 или USB порт с помощью LabView драйверов (в комплекте), а также с помощью удобного пульта управления. Оба варианта позволяют легко управлять лазерной установкой.

Опции для генераторов гармоник и аттенюаторов

1. Для генерации только 2-ой гармоники: H300SCH модуль.

2. Для генерации 2-ой и 3-ей гармоник:

  • H300SH + H300S + H300THC модули – для вывода второй и третьей гармоник
  • H300STH + H300ST модули – наиболее экономически выгодное решение, не требующее замены модулей при переключении со второй гармоники (532 нм) на третью гармонику (355 нм) и наоборот. Однако значения характеристик для длины волны 532 нм будут на 15 % меньше, чем указано в общей таблице, поскольку на оптическом пути луча появляются новые компоненты.

3. Для генерации 2-ой и 4-ой гармоник: H300SH + H300S + H300FHC модули.

4. Для генерации всех 4-ех гармоник:

  • H300STH + H300ST + H300FHC модули – наиболее экономически выгодное решение. Значения характеристик для длин волн 532 нм и 266 нм будут на 15 % меньше, чем указано в общей таблице.
  • H300SH + H300S + H300THC + H300FHC модули – немного более дорогое решение со значениями выходных параметров, указанных в общей таблице.

5. Для генерации всех пяти гармоник: модули,описанные в пункте 4 плюс модуль H300FiHC.
6. Аттенюаторы для всех длин волн: H300SH +H300A2 + H300TH + H300A3 + H300A4 модули.

Модуль Описание Выходные порты Характеристики выходной энергии импульса Размеры Ш × Д × В, мм Возможность расширения Замечания
H300SH Генератор второй гармоники Порт 1: 1064 нм и 532 нм Не доступно 154×160×128 Да
H300S Делитель пучка для 532 нм Порт 1: 532 нм
Порт 2: остаточное на 1064 нм
См. характеристики NL300 для 532 нм 154×160×128 Нет Должен использоваться вместе с H300SH
H300SHC Генератор второй гармоники с делителем пучка для 532 нм Порт 1: 532 нм
Порт 2: остаточное на 1064 нм
См. характеристики NL300 для 532 нм 154×210×128 Нет
H300TH Генератор третьей гармоники Порт 1: 1064 нм, 532 нм и 355 нм Не доступно 154×160×128 Да Должен использоваться вместе с H300SH
H300THC Генератор третьей гармоники с делителем пучка для 355 нм Порт 1: 355 нм
Порт 2: остаточное на 1064 нм и 532 нм
См. характеристики NL300 для 355 нм 154×210×128 Нет Должен использоваться вместе с H300SH
H300STH Генератор второй и третьей гармоник Порт 1: 1064 нм, 532 нм и 355 нм Не доступно 154×210×128 Да
H300ST Делитель пучка для 355 нм Порт 1: 355 нм
Порт 2: остаточное на 532 нм
См. характеристики NL300 для 355 нм 154×160×128 Нет Рекомендуется использовать вместе с H300STH
H300FHC Генератор четвертой гармоники с делителем пучка для 266 нм Порт 1: 266 нм
Порт 2: остаточное на 532 нм
См. характеристики NL300 для 266 нм 154×290×128 Нет Должен использоваться вместе с H300SH
H300FiHC Генератор пятой гармоники с делителем пучка для 213 нм Порт 1: 216 нм
Порт 2: остаточное на 1064 нм, 532 нм и 266 нм
См. характеристики NL300 для 213 нм 154×350×128 Нет
H300A1 Аттенюатор для пучка на 1064 нм Порт 1: 1064 нм Пропускание в диапазоне 5 – 90% на 1064 нм 154×210×128 Нет
H300A2 Аттенюатор и делитель пучка для 532 нм Порт 1: 532 нм
Порт 2: остаточное на 532 нм
Пропускание в диапазоне 5 – 90% на 532 нм 154×210×128 Нет Должен использоваться вместе с H300SH
H300A3 Аттенюатор и делитель пучка для 355 нм Порт 1: 355 нм
Порт 2: остаточное на 355 нм
Пропускание в диапазоне 5 – 90% на 355 нм 154×210×128 Нет Должен использоваться вместе с H300TH или H300STH
H300A4 Генератор четвертой гармоники, делитель пучка и аттенюатор для пучка на 266 нм Порт 1: 266 нм
Порт 2: остаточное на 266 нм
Пропускание в диапазоне 5 – 90% на 266 нм 154×350×128 Нет Должен использоваться вместе с H300SH

–AW – опция воздушного охлаждения источника питания. При выборе данной опции стоит учитывать, что в помещении с лазером должен быть установлен кондиционер, способный стабильно поддерживать комнатную температуру.

Опции генераторов гармоник – расширенный выбор генераторов вплоть до получения 5-ой гармоники

Опции аттенюаторов – позволяют плавно изменять значение энергии в импульсе; при этом остальные лазерные характеристики (длительность импульса, джиттер, стабильность энергии от импульса к импульсу, отклонение пучка и его профиль) остаются без изменений.

Технические характеристики

Модель NL303HT NL305HT
Основные параметры 1)
Частота следования импульсов 10 Гц 20 Гц 5 Гц 10 Гц
Энергия импульса
при длине волны 1064 нм 800 мДж 700 мДж 1200 мДж 1100 мДж
при длине волны 532 нм 2) 380 мДж 320 мДж 700 мДж 500 мДж
при длине волны 355 нм 3) 250 мДж 210 мДж 450 мДж 320 мДж
при длине волны 266 нм 4) 80 мДж 60 мДж 120 мДж 100 мДж
при длине волны 213 нм 5) 13 мДж 10 мДж 25 мДж 20 мДж
Стабильность энергии импульса (СКО) 6)
при длине волны 1064 нм 1%
при длине волны 532 нм 1.5%
при длине волны 355 нм 3%
при длине волны 266 нм 3.5%
при длине волны 213 нм 6%
Долговременное смещение энергии 7) ± 2%
Длительность импульса 8) 3 – 6 нс
Поляризация Вертикальная, >90% Вертикальная, >65%
Джиттер оптического импульса 9) СКО -1
Профиль луча 10) «Плоская вершина» в ближнем поле и гауссово распределение в дальнем поле
Типичный диаметр луча 11) ≈ 8 мм ≈ 10 мм
Расхождение луча 12) 13) СКО 50 мкрад
Высота луча 68 мм
Физические характеристики
Габаритные размеры лазерной головки (Ш×Д×В) 14) 154 × 475 × 128 мм
Габаритные размеры источника питания/ охлаждения (Ш×Д×В) 330 × 490 × 585 мм
Длина соединительного кабеля 2.5 м
Требования по эксплуатации
Потребление воды (макс. 20°C) 15) 16), 17) 208 – 240 В, перем. ток, однофазное, 50/60 Гц
Энергопотребление 18) 1) В виду дальнейшей модернизации все характеристики могут быть изменены без предварительного уведомления. Параметры, отмеченные как типовые – не являются характеристиками: они отображают производительность и будут варьироваться для каждой новой изготавливаемой единицы оборудования. Если не указано иное, все характеристики измерены на длине волны 1064 нм.

2) С модулями генераторов гармоник H300SH, H300S или H300SHC. См. руководство по выбору генераторов гармоник для более подробной информации.

3) С модулями генераторов гармоник H300THC, H300STH и H300ST. См. руководство по выбору генераторов гармоник для более подробной информации.

4) С модулями генераторов гармоник H300SH и H400FHC. См. руководство по выбору генераторов гармоник для более подробной информации.

5) С модулем генератора гармоник H300FiHC. См. руководство по выбору генераторов гармоник для более подробной информации.

6) Усреднение по импульсам, регистрируемым в течение 30 секундного интервала.

7) Значение, измеренное в течение 8 часов работы после 20 минутного прогрева при изменении температуры внешней окружающей среды не более чем на ± 2 °C.

8) Измерено по уровню FWHW.

9) Относительно импульса SYNC OUT.

10) В ближнем поле (у выходного окна) соответствие плоской вершине >70%.

11) Диаметр луча, измеренный на длине волны 1064 нм и по уровню 1/e 2 .

12) Полный угол, измеренный по уровню 1/e 2 .

13) Точность наведения луча определяется как перемещение центроида луча в фокальной плоскости фокусирующего элемента.

14) См. руководство по выбору генераторов гармоник для получения информации об их размерах.

15) Для версии с водяным охлаждением. Для воздушного охлаждения не требуется водопроводная вода.

16) При заказе должно быть указано напряжение питания сети.

17) Доступна функция питания с параметрами 110 В, переменный ток. Просьба уточнять при заказе.

18) Требуемый уровень тока можно вычислить, поделив потребляемую мощность на напряжения питания в сети.

Рис. 1. Габаритные размеры лазерной системы серии NL300

Модулятор добротности

Читайте также:

  1. Амплитудный модулятор.
  2. Пассивные затворы. Пассивные модуляторы.
  3. Уменьшением добротности платы на резонансе ее демпфированием многослойным покрытием лака.

Сущест. тепловая нагрузка / кварц. различного вида потери наибольшие за счет просветляющее покрытие => норм р-ция на нагрев

Уровень Р звук. волны

Соотношение коэф. % пропуская

Когда открыт он — близкиие и минимальной потери в резонаторе ( => развитие генерации)

Для формирования η и короткого импульса – нужны т/п потери (это – АОЗ )

система должна быть полностью закрыто в период накачки

«-» оносит. малые потери в закрытом состояние => проблемы для импульсной накачки

Ну удается получить очень хор (мом) импульс.

АОЗ не закрывает до конца резонатора

АОЗ д/доп. молуляции исп. д/ ↑ F( уменьш. τи )

Электрооптические затворы (ЭОЗ)

Работают на эффекте Поккельса (ячейка) принцип : в опт. элемете под действием внешнего электрич. поля меняется коэф. преломление ( степень влияния на no и ne разная ) лежит/не лежит в гл. опт. Пл-сти.

это возник. в опред. ___ кристаллов

На 2х преломл. сист . ___ двухлучепреломления

Излучение должно быть поляризовано (волна линейно поляризованная)

В зависимости от ст. изменения коэф. преломпления под действ. внеш. электр. поля

свет волна получает ___ сдвиг ; приводящий к измению направления и степени ее поляризации

Наиб. интересны фаз. сдвига на 90 и 180 градусов ( λ/2 и λ/4)

при λ/2 – волна меняет поляризацию из линейной – на линейно-ортогон. ___ на 90 по фазе сдвинется

при λ/4 волна из лин. поляр. в круговую

за счет двойного проходя будет снова ортогон.

Чем выше степень сдвига тем больше U надо приложить

Приложить и СНЯТЬ U нужно быстро очень .

Модул. (поперечн. и продол.) электро-опт. эф. (на верх и ____ грани U ____)

до 1 n кВ коммутация U

Исходно : излучения поляризация

элемент , кот. будет решать проблему закрыть резонатор

При подаче Uз –резонатор закрыт (характ-ся поворотом на 90 градусов поляризации

открыт => имп. излучение с.

Выс. нач. потери U

Wи большее ,но τи ср, но хор. имп. модуляции.

«-» В откр. состояние много потерь ( больше АОЗ) . Много опт. элементов – длина резонатора – увел. потерь за счет отражения

«+» Выс. Uзатв и выс. нач. потерь получаем до 10 нс и Wи в 1 _ Дж

Для электроопт. реализуют режим формирования моно импульсной ; за 1 имп. накачки формируется 1 коротки имп. генерации . Частоты управления большие и синхр. с накачкой — нет

С ЭОЗ можем дождаться момента максимальной инверсной населенности (т.е. управление резонатором) – в отличие от АОЗ.

Задержка между началом накачки и началом излучения

Мы можем управлять временем задержки плюс можем контролировать, т.е. меняя tз подбор оптимального в-та. Оно разное отWнаки Wгенер.

Наибольший интерес представляет сниженное v. Удобнее применять λ/4.

n – получаем больше поляризацию, которая будет распределяться по резонатору. Далее ЭОЗ (потери меньше)

С U-изментипа поляризации — (рр закрой). Нет U – нет поляризации, излучение импульсное.

Запрет сострезонатора только с подачей управляющего U.

Если нужно уйти от поляризации, ставим пластину λ/4 – фазовый сдвиг помен

Такие системы используются где малый поперечный пучок излучения.

АОЗ применяется для объемной маркировки оптически прозрачных материалов (микровзрыв, микрораскол) с Wи до 10…20 мДж, dп …50 мкм, Tи 6…8 нс.

Развели луч на две части.

— в зависимости от призмы – разные выходные параметры (отклонение на угол α)

Многокомпонентные оптические системы

Определяется толщиной Двулучепреломляющей пластины

Модулятор на основе полного внутреннего отражения

Для импульсной накачки

Две призмы с закрепл на оснМежду призмами зазор ∆, величина которого меняется от КПК (U приложенное).

При ∆=0 отсутствует отражение между призмами.

При ∆>>λ (10 λ) наблюдается полное внутреннее отражение на поверхности призмы.

Здесь не существенен тип поляризатора.

Обеспеч большие потери в закрытом состоянии, малые потери в открытом состоянии.

Это оптически прозрачные стекла, упрощенное изготовление.

Они не находят широкого применения. Хорошие оптические ключи.

У резонатора минимальные потери

Чем выше потери при нарушении полно внутреннего отражения.

ВПВО Восстановлениеполного внутреннего отражения

Сканирующие интерферометры Фабри Перо (СИФы)

Двухзеркальный плоский резонатор (продольные моды).

Селектор в виде модулятора, который имеет расстояние между зеркалами.

Для систем с высокойплотностью мощности генерации можно применятьпри больших тепи нагрузках

Относительно небольшие рабочие напряжения (начальный – зазор (U) + переменноесостояние, которое устанавливает уже необходимый зазор Σ10n В).

Можно и с поляризацией, и неполяризован.

Rотр = f (∆) – фио зависит от ∆

От значения энергии в АЭ зависит:

Меньше дифракционные потери с помощью этого.

Это как ≈ режим модуляции активных потерь.

Модуляции активных потерь

Они осуществляются в услвозможностью закрытого резонатора (Rотр глухого и выходного = 100%) и осутствии внутренних потерь в резонаторе.

Пассивная модуляция (внутренние потери)

Выхода из излучателя излучения нет

η Варьируем больше частота может быть

Развитие заданного импулься в таких условиях должно начинатьсяв условиях высокой интенсивности светового потока в резонаторе.

Для модуляции добротности при нужной интенсивности (или его отсутствии) длительность имппульсного развития меньше (скорость развития импульса меньше)

Сохра модуляцию активных потерь с помощью АОЗ уводим излучение из резонатора с соответствующим периодом следования импульсов.

АОЗ в стабилизации работает, поскольку руно нельзя изменить

Формируется маленький сильный импульс (τи за сколько успевает система сбросить W). Чем больше накопили – тем быстрее скинули.

В зависимости от меньшего τи — меньше расходимость, dп.

С 10 -9 с можно резать, маркировать.

Получаем либо а, либо б.

Дата добавления: 2014-01-07 ; Просмотров: 347 ; Нарушение авторских прав? ;

Нам важно ваше мнение! Был ли полезен опубликованный материал? Да | Нет

Пассивные оптоэлектронные компоненты.
Волоконно-оптические компоненты. Модуляторы.

С помощью модулятора света осуществляется наложение информации на световой поток, подлежащий передаче. При выборе способа модуляции особенно необходимо учитывать:
— степень увеличения фазовых шумов в системе в результате модуляции;
— степень увеличения ширины линии генерации.

При этом используется внутренняя и внешняя модуляция.

Внутренняя модуляция – непосредственное воздействие на сигнал в процессе его генерирования, т.е. воздействие на параметры несущей частоты в самом генераторе.

Внешняя модуляция – излученный свет подвергается модуляции вне лазера. Сигналы, несущие информацию, влияют тем или иным образом, на вещество, через которое проходит выходящий из лазера луч. Внешние модуляторы устанавливаются последовательно с источником излучения. Это связано с тем, что изменение тока возбуждения у п/п лазеров ведет к заметному изменению переходной характеристики, длины волны, ширины линии излучения, шумов. Внешний модулятор позволяет стабилизировать характеристики источника излучения. При такой модуляции луч лазера пропускается через специальную среду, параметры которой (показатель преломления и коэффициент поглощения) изменяются под действием модулирующего сигнала. Недостатком внешней модуляции являются дополнительно вносимые модулятором оптические потери в сигнал, подлежащий передаче. Кроме того, для ослабления обратного отраженного от торцов модулятора оптического излучения, уширяющего спектральную линию генератора, необходимо устанавливать оптический изолятор.

Оптические модуляторы могут быть основаны на различных физических законах и использовать различные способы воздействия на оптическую несущую частоту.

Разделяют следующие типы модуляторов:
— Акусто-оптические модуляторы, использующие законы акусто-оптики.
— Электронно-оптические модуляторы, использующие законы электрооптики.

Акустооптические модуляторы (АОМ). Принцип его действия основан на зависимости показателя преломления некоторых оптически прозрачных материалов (например, необата лития LiNbO3) от давления. Эффект оптической упругости заключается в изменении показателя преломления вещества при деформации, вызванной механическим воздействием. Так с помощью упругих ультразвуковых волн можно вызвать периодическое изменение показателя преломления, при этом световой поток, проходящий через вещество, будет испытывать преломление или дифракцию. Для модуляции обычно используется дифрагированный свет, т.к. полная (100%) модуляция проходящего света требует очень большой акустической мощности. Модуляция создается амплитудно-модулированной звуковой волны, взаимодействие с которой и модулирует интенсивность дифрагированной волны, играющей роль выходной волны для модулятора. АОМ обладают такими особенностями, как отсутствие микротрещин, малые габариты, незначительное ослабление светового потока и низкая стоимость.

Недостатками являются:
— нелинейность функции преобразования;
— уменьшение реализуемой глубины модуляции, что ограничивает их использование в высокоскоростных системах;
— узкая полоса модулирующих частот, полоса частот модуляции – ограничена временем прохождения ширины оптического луча звуковой волной.

Под электрооптическим эффектом понимают изменение показателя преломления вещества под действием приложенного электрического поля. Указанное действие проявляется в виде линейного электрооптического эффекта Поккельса, который заключается в том, что происходит вращение плоскости поляризации входной световой волны при приложении напряжения к кристаллу ввиду изменения показателей преломления по направлениям осей х и у кристалла (т.е. изменение эллипсоида показателей преломления). Для некоторых кристаллов (например, ниобат лития) этот поворот может достигать 900, в зависимости от приложенного напряжения. Схема электрооптического модулятора на ячейке Поккельса показана на рис.1.

Рис.1 Ячейка Поккеля

Ячейка Поккельса (кристалл) помещается между пластинами поляризатора и анализатора, плоскости поляризации которых отличаются на 90°. Во всех типах модуляторов в начале происходит фазовая модуляция световой волны, которая затем преобразуется в модуляцию интенсивности (для этой цели имеется анализатор). Одним из главных параметров модулятора является полуволновое напряжение , которое равно такому напряжению управления, при котором достигается изменение коэффициента пропускания модулятора от минимального до максимального. На выходе кристалла при этом создается сдвиг фаз оптических волн на П=3,14.

Могут использоваться электрооптические модуляторы со статическим управлением. В качестве такого модулятора может использоваться интерферометр Маха Цендера (рис.2), который состоит из двух Y-разветвителей, соединённых отрезками световодов, которые дифференциально управляются приложенным напряжением. Распределенная связь между световодами отсутствует, поэтому они выполняют роль фазового модулятора. На вход поступает оптическая волна, которая распределяется равномерно по плечам а и b. Распространяющиеся по плечам волны в зависимости от приложенного напряжения U0 и длины световодов L в зоне взаимодействия полей приобретают сдвиг фаз. На выходе модулятора происходит модуляция входного светового потока по интенсивности ввиду интерференции достигших его мод. Модуляционная характеристика нелинейна, и чтобы выйти на линейный участок, необходимо в лечи модулятора ввести независимый от времени сдвиг фаз . Такой сдвиг может быть сделан при изготовлении или подаче постоянного смещения.

Рис.2 Модулятор Маха — Цендера

КОНТРОЛЬНЫЕ ВОПРОСЫ

1. Назначение и типы модуляторов света.
2. Что представляет собой внутренняя модуляция?
3. В чем особенности внешней модуляции?
4. Поясните принцип работы акустооптического модулятора.
5. Поясните принцип работы электрооптического модулятора.

Передача сигналов модуляции интенсивности света в аналоговых волоконно-оптических линиях связи

Статьи

1 Щербаков В.В., 1 Солодков А.Ф., 2 Задерновский А.А.

1 Центр волоконно-оптических систем передачи информации, http://www.centervospi.ru
117342, г. Москва, Российская Федерация

2 Московский технологический университет (МИРЭА), http://www.mirea.ru
119454, г. Москва, Российская Федерация

РЭНСИТ | 2020 | ТОМ 8 | НОМЕР 1

1. ВВЕДЕНИЕ

Волоконно-оптическая связь является одним из самых распространенных способов передачи информации в современном мире. В большинстве волоконно-оптических линий связи (ВОЛС) используются цифровые схемы 1передачи информации. Однако, простейшие аналоговые системы с СВЧ модуляцией интенсивности лазерного излучения на входе в оптоволокно (прямой модуляцией посредством варьирования инжекционного тока полупроводникового лазера или внешней модуляцией с помощью модулятора), транспортировкой оптического сигнала по волокну и прямым детектированием оптического сигнала с помощью фотодиода на выходе из оптоволокна, остаются востребованными для различных применений. Среди них, например, бортовые ВОЛС специального назначения, позиционно разнесенные системы радиолокации, антенные системы, удаленные от пунктов управления и обработки информации и другие. При этом, использование именно аналоговых ВОЛС в таких системах часто оказывается не только безальтернативным, но и надежным и экономически выгодным решением.

Вместе с тем, у аналоговых ВОЛС есть значительные недостатки. К наиболее существенным из них относятся линейные и нелинейные искажения выходного сигнала. Линейные искажения проявляются в неравномерности частотной характеристики, а именно в подавлении сигнала (вплоть до уровня шума) на выходе из волокна при определенных частотах модуляции [1-4]. Такое поведение сигнала является типичным для ВОЛС с использованием стандартного одномодового оптоволокна и одночастотного лазера с длиной волны 1550 нм и обусловлено дисперсией групповой скорости электромагнитных волн в волокне. Возможные методы компенсации таких искажений обсуждаются в работах [5-8].

При больших плотностях мощности излучения в оптоволокне заметную роль начинают играть нелинейно-оптические явления, приводящие к разнообразным нелинейным искажениям передаваемых сигналов [9]. Причиной таких явлений является изменение свойств материала оптоволокна под действием распространяющегося в нем света большой интенсивности. Дисперсия групповой скорости электромагнитных волн в волокне и эффект частотного чирпа [10-12] лазерного излучения приводят к нелинейным искажениям особого рода. Такие нелинейные искажения не связаны с мощностью передаваемого сигнала и имеют место даже при малых интенсивностях лазерного излучения. Дисперсионные нелинейные искажения проявляются в том, что в сигнале фототока приемника излучения на выходе из волокна, кроме гармоники на частоте модуляции, обнаруживаются и высшие гармоники этой частоты.

В данной работе представлены теоретические и экспериментальные результаты исследования передачи сигналов в аналоговых волоконно-оптических линиях связи с прямой или внешней модуляцией интенсивности лазерного излучения и прямым детектированием оптических сигналов с помощью фотодиода на выходе из оптоволокна. Последовательно рассмотрены все этапы прохождения сигнала. Сначала преобразование входного электрического сигнала в оптический сигнал модуляции интенсивности света источника. Затем транспортировка оптического сигнала в одномодовом волокне с хроматической дисперсией и, наконец, обратное преобразование оптического сигнала в электрический при его прямом детектировании с помощью фотодиода на выходе из волокна. Подробно исследуется влияние частотного чирпа излучения на линейные и нелинейные дисперсионные искажения сигнала. Для нескольких ВОЛС различной протяженности с прямой модуляцией интенсивности света лазера экспериментально получена зависимость относительной мощности оптического сигнала на выходе из волокна от частоты модуляции. Экспериментально и теоретически исследуется относительный вклад высших гармоник частоты модуляции. Производится сравнение дисперсионных нелинейных искажений сигнала с использованием двух разных источников излучения: одночастотного лазера с прямой модуляцией интенсивности излучения (с чирпом) и одночастотного лазера с внешним электрооптическим модулятором (без чирпа).

Следует отметить, что при теоретическом исследовании дисперсионных искажений обычно применяется либо численный анализ [1, 13], либо довольно сложный математический аппарат [14], затрудняющий (из-за сложности математических преобразований) получение простых аналитических выражений, пригодных для инженерного проектирования. Данная работа призвана восполнить этот пробел. В статье получены простые аналитические выражения для частот модуляции с минимальной или с максимальной мощностью сигнала на выходе из оптоволокна, а также для частот, при которых следует ожидать минимальных дисперсионных нелинейных искажений.

2. ПЕРЕДАЧА СИГНАЛОВ ПРИ ПРЯМОЙ МОДУЛЯЦИИ ИНТЕНСИВНОСТИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

2.1. Преобразование электрического сигнала в оптический сигнал

I = I[1 + mcos(ωmt + φm)]
(1)

с глубиной модуляции m и током смещения I0, который выводит лазер на линейный участок ватт-амперной характеристики в рабочую точку с мощностью излучения P0, преобразуется в оптический сигнал модуляции мощности излучения лазера

P = P[1 + mcos(ωmt + φm)]
(2)

с такой же циклической частотой ωm и фазой φm.

Можно представить себе, что соответствующая электромагнитная волна излучения с напряженностью электрического поля E, частотой ω и начальной фазой φ, будет модулирована следующим образом

Это выражение может быть разложено в ряд по m. Если при малых глубинах модуляции m0 ± ωm, что характерно для амплитудной модуляции.

Следует отметить, что в (3) не учтен эффект частотного чирпа [10] – возникновение непреднамеренной фазовой (а следовательно и частотной) модуляции электромагнитной волны излучения лазера при варьировании тока накачки. Действительно, изменение концентрации неравновесных носителей при модуляции тока инжекции приводит к периодическому изменению показателя преломления активной области и, следовательно, к модуляции частоты лазерного излучения. Эффект частотного чирпа принято записывать в форме зависимости мгновенной частоты ω от мощности P лазерного излучения. А именно [10-12],

где α называется фактором Генри, а kкоэффициентом адиабатического чирпа. Из (4) видно, что частота несущей волны излучения лазера в рабочей точке ватт-амперной характеристики равна ω = ωth + (α/2)kP и отличается от частоты лазерного излучения на пороге генерации ωth на величину (α/2)ωc, где ωc = kP называется характеристической частотой адиабатического чирпа. Вследствие чирпа фаза φ в выражении для напряженности электрического поля (3) уже не будет постоянной и должна быть заменена на функцию Φ(t), определяемую из соотношения

Типичные значения параметров чирпа для одночастотных DFB InGaAsP лазеров (длина волны λ = 1550 нм) таковы [12]: α заключено в пределах от 2 до 4, а характеристическая частота адиабатического чирпа fc = ωc/2π находится в пределах от 1 до 3 ГГц при мощности излучения P = 1 – 2 мВт.

Интегрирование (5) дает следующее выражение для фазы

Φ(t) = Msin(ωmt + φm + ψm) + φ,
(6)

где φ константа интегрирования, не зависящая от времени, и

это амплитуда фазовой модуляции, а ψm дополнительный сдвиг фазы модуляции относительно фазы сигнала φm, причем ctgψm = ωcm.

С учетом частотного чирпа электромагнитная волна (3) может быть представлена при малых глубинах модуляции m i(ωt-βz) , где β – постоянная распространения волны с частотой ω (мы пренебрегаем затуханием). При одинаковом типе распределения электромагнитного поля в поперечном сечении волокна, E(r,φ), характерном для одномодового волокна, в нем могут распространяться волны с различной частотой. Хроматическая дисперсия этих волн, выражающаяся в зависимости постоянной распространения β от частоты ω, приводит к искажению сигнала на выходе из волокна.

В окрестности частоты ω0 несущей волны функция β(ω) может быть представлена в виде степенного ряда β(ω) = β + β1(ω – ω) + (β2/2)(ω – ω) 2 + . где β0 постоянная распространения на частоте несущей волны, коэффициент β1 = 1/u равен обратной величине групповой скорости сигнала, u = dω/dβ, на частоте несущей волны и коэффициент β2 определяется дисперсией групповой скорости электромагнитных волн в волокне. Он связан с так называемым коэффициентом дисперсии волокна D известным соотношением [9] β2=-λ 2 D/2πc, где c – скорость света в вакууме, λ – длина волны излучения лазера. Типичные значения коэффициента D на длине волны 1550 нм составляют (16 – 18) пс/(нм км).

При прохождении волокна длиной L каждая спектральная компонента в (9) приобретает свой набег фазы равный –βL. Так, для компоненты с частотой ω + nωm он составляет

Следовательно, на выходе из оптоволокна имеем электромагнитную волну в виде

θ = πc(ωm) 2 DL
(12)

это параметр транспортировки оптического сигнала по волокну.

2.3. Фототок приемника излучения

Фототок I(t), регистрируемый детектором излучения на выходе из волокна, пропорционален квадрату модуля напряженности электрического поля E(t) (11). Запишем его в виде

это комплексная амплитуда фототока гармоники с частотой nωm и R чувствительность фотодетектора на длине волны излучения лазера. Используем при вычислении (14) теорему Графа о суммировании бесселевых функций (Graf’s addition theorem) [15], которую для цели нашего расчета перепишем в виде

где комплексное число 3izeγ есть сумма двух других комплексных чисел z1e iα и -z2e -iβ . В результате, в первом порядке по m получим выражение [14]

Un = 2Msinnθ.
(16)

Сравним фототок, вызываемый излучением на входе и на выходе из волокна. На входе в волокно L = 0 и, следовательно, θ (12) и Un (16) тоже равны нулю. Учитывая тогда в (15), что J(0) = 1, а остальные функции Бесселя равны нулю в начале координат, приходим к выражению

I(t) = RP[1 + mcos(ωmt + φm)].
(17)

Видно, что спектр фототока имеет вклад на нулевой частоте (постоянный ток) и на двух боковых частотах +ωm и –ωm. Как и ожидалось, фототок воспроизводит исходную токовую модуляцию (1).

На выходе из волокна фототок приемника излучения (13) содержит вклад на нулевой частоте (постоянный ток) I = RP, а также, вообще говоря, и на всех частотах nωm, где n = ±1, ±2, ±3. При этом сигнал приходит с запаздыванием на L/u, где u – групповая скорость. В частности, при n = 1 имеем следующее выражение для комплексной амплитуды фототока (15)

Сравнение (18) с соответствующей комплексной амплитудой фототока излучения частоты ωm на входе в волокно, mRP0/2 (17), дает выражение для передаточной функции сигнала

по волокну длиной L на частоте модуляции ωm. Выделяя амплитуду и фазу передаточной функции (19), H(ωm,L) = |H(ωm,L)|eiχ, запишем фототок на частоте модуляции ωm как

Видно, что модуль передаточной функции (19) определяет амплитуду сигнала фотодетектора на выходе из волокна.
Рассмотрим некоторые частные случаи. Если частотного чирпа у лазерного источника нет, то амплитуда фазовой модуляции M (7) равна нулю, и, следовательно, U1 = 0. В этом случае модуль передаточной функции (19) равен |H(ωm,L)| = |cosθ| [1, 2]. С учетом (12) тогда видно, что сигналы с частотами, определяемыми из условия θ = π/2 + lπ, где l= 0, 1, 2, 3. имеют на выходе из волокна амплитуду равную нулю.

При слабом чирпе и, следовательно, малых U1 в степенных разложениях бесселевых функций в (18), можно ограничиться только первыми слагаемыми. Модуль передаточной функции в этой области может быть записан в виде [16-18]

|H(ωm,L)| = |cosθ – α(1 – iωc/ωm)sinθ|.
(20)

Зависимость 10lg|H(ωm,L)| 2 (то есть, функция |H(ωm,L)| 2 (20), выраженная в децибелах) от частоты модуляции fm = ωm/2π представляет собой частотную характеристику аналоговой ВОЛС.

Рис. 2. Расчетная частотная характеристика аналоговой ВОЛС с прямой модуляцией интенсивности света лазера и прямым детектированием фототока излучения на выходе из оптоволокна.


На рис. 2 показан типичный расчетный вид такой характеристики для длины волокна L = 10 км. При этом приняты следующие значения параметров чирпа α = 2, ωс/2π = 2 ГГц и коэффициента дисперсии волокна D = 17 пс/(нм км). Длине волны излучения лазера 1550 нм соответствует частота f = ω/2π = 193,414 ТГц.
Для экстремумов функции |H(ωm,L)| 2 можно получить следующее выражение

При заданной длине волокна L это выражение вместе с (12) определяет в неявном виде частоту экстремумов мощности сигнала. Как видно из рис. 2, для частот в области экстремумов обычно выполняется неравенство (ωcm) 2 2 на рис. 2, когда sinθ = 0 (откуда θ = lπ с целыми неотрицательными l), все комплексные амплитуды (15), кроме нулевой с n = 0 (постоянный ток) и первой с n = 1, обращаются в ноль. Таким образом, трансляция гармонических сигналов с частотами

где l= 1, 2, 3. не сопровождается нелинейным искажениям (в первом порядке по глубине модуляции m). При этом, модуль передаточной функции для таких сигналов равен единице и, следовательно, амплитуды сигнала фототока, вызываемого излучением на входе и на выходе из волокна, равны друг другу (без учета затухания в волокне). Необходимо, однако, учесть, что неравномерность амплитудно-частотной характеристики (см. рис. 2) в окрестности частот (25) оказывается максимальной и в этой области будут наибольшие линейные искажения сигнала. Для параметров ВОЛС, использованных при построении графика на рис. 2, получаем следующую оценку fm1 = ωm1/2π = 27.93 ГГц и fm2 = 39.49 ГГц.

Обычно, основной вклад в нелинейные искажения сигнала фототока дают вторая и третья гармоники. При определенных частотах входного сигнала вклады этих гармоник пропадают (в первом порядке по глубине модуляции m). Действительно, как видно из (15), комплексная амплитуда второй гармоники обращается в ноль при sin2θ = 0 (откуда θ = lπ/2 с целыми неотрицательными l), а для третьей гармоники аналогичное условие выглядит как sin3θ = 0 (откуда θ = lπ/3 с целыми неотрицательными l). Для параметров ВОЛС, использованных при построении графика на рис. 2, получаем следующую оценку: fm1 (2) =ωm1 (2) /2π= 19.75 ГГц и fm2 (2) = 27.93 ГГц (при этих частотах пропадает вторая гармоника) и fm1 (3) =ωm1 (3) /2π= 16.13 ГГц и fm2 (3) = 22.80 ГГц (при этих частотах пропадает третья гармоника).

Из рис. 2 видно, что наиболее привлекательной областью функционирования ВОЛС с рассматриваемыми параметрами является область частот 19÷23 ГГц. В этой области частот преобразование модулирующего электрического сигнала в оптический происходит с относительно небольшими нелинейными искажениями. В этой области происходит дисперсионное увеличение мощности сигнала на частоте модуляции на выходе из волокна. Эта область характеризуется относительно небольшими линейными искажениями сигнала. Наконец, в этой области лежат частоты модуляции, при которых в выходном сигнале фототока приемника излучения ослаблены вторая и третья гармоники (fm1 (2) = 19.75 ГГц и fm2 (3) = 22.80 ГГц, соответственно) и, следовательно, можно минимизировать нелинейные искажения сигнала.

3. ПЕРЕДАЧА СИГНАЛОВ ПРИ ВНЕШНЕЙ МОДУЛЯЦИИ ИНТЕНСИВНОСТИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ

3.1. Модулятор Маха-Цендера

В основе работы большинства оптических модуляторов лежит электрооптический эффект [19], состоящий в изменении показателя преломления n и появлении двулучепреломления у некоторых кристаллов (KDP — дигидрофосфат калия KH2PO4, титанат бария BaTiO3, ниобат лития LiNbO3, танталат лития LiTaO3 и др.) под действием электрического поля Ê. Для классификации электрооптического эффекта разложим функцию n(Ê) в степенной ряд

где an=(d n n/dÊ n )|E=0. Если третьим слагаемым этого ряда можно пренебречь, то n оказывается линейной функцией напряженности электрического поля Ê (эффект Поккельса). Эффект Поккельса наблюдается в кристаллах, не обладающих центром симметрии решетки. В кристаллах с центром симметрии коэффициент a1 = 0 и на первый план в (26) выходит зависимость от Ê2 (эффект Керра). Электрооптический эффект практически безынерционен (быстродействие порядка 10 −10 ÷10 −11 с) благодаря чему верхний предел частоты модуляции в принципе может достигать 100 ГГц (на практике, у современных модуляторов ширина полосы модуляции по уровню –3дБ составляет 40–50 ГГц). Мы рассмотрим подробнее электрооптический модулятор интенсивности лазерного излучения, основанный на интерферометре Маха-Цендера.

Рис. 3. Схема модулятора Маха-Цендера с двумя управляющими напряжениями.

Принципиальная схема модулятора Маха-Цендера показана на рис. 3. Модулятор включает в себя монокристаллическую подложку (чаще всего из ниобата лития) и сформированную на ней путем термодиффузии титана систему канальных оптических волноводов с одним входом и одним выходом. Входной оптический канал расщепляется на два независимых волновода, создавая пространственное разделение входного лазерного излучения на два одинаковых пучка света, которые затем сводятся вместе. На подложке по обеим сторонам волноводов размещены электроды, которые создают электрическое поле, проникающее в сечения каждого из волноводов. Излучение должно быть поляризовано в направлении напряженности этого электрического поля. Ориентация кристалла подложки обеспечивает возникновение линейного поперечного электрооптического эффекта Поккельса. При приложении управляющего электрического напряжения к электродам создается разность фаз между расщепленными световыми пучками, а в результате их соединения в выходном канале происходит интерференция. Интенсивность света на выходе модулятора зависит от величины созданной разности фаз, которая в свою очередь определяется величиной управляющих напряжений в плечах интерферометра (dual-drive Mach–Zehnder modulator).

Входная электромагнитная волна с частотой ω0 и амплитудой E разделяется в модуляторе с симметричной геометрией волноводов (рис. 3) на две волны с равными амплитудами E/2. На выходе из модулятора получаем

Изменение фаз φ1 и φ2 при прохождении каждой волны по своему волноводу длиной L и толщиной d определяется управляющими напряжениями U1 и U2 . Вследствие линейности эффекта Поккельса, при изменении направления управляющего поля Ê на противоположное, будет меняться на противоположный и знак изменения показателя преломления. Поэтому,

(28)
(29)

Для количественной характеристики эффекта Поккельса в модуляторе с заданной геометрией используется напряжение U1 = U2 = Uπ, при котором разность фаз (28) и (29) вследствие действия электрического поля будет равна π. При таком напряжении электромагнитные волны на выходе интерферометра гасят друг друга, а интенсивность света на выходе равна нулю. Напряжение Uπ является специфическим для каждого устройства и называется полуволновым напряжением модулятора. С использованием этого параметра электромагнитная волна (27) принимает вид

При варьировании управляющих напряжений U1 и U2 электромагнитная волна (30) оказывается модулированной не только по амплитуде, но и по фазе. Таким образом, излучение на выходе из модулятора подвержено частотному чирпу [20-22]. Видно, однако, что при одинаковых управляющих напряжениях U1 = U2 = U частного чирпа не будет и это является важным преимуществом внешней модуляции интенсивности по сравнению с прямой модуляцией. При этом электромагнитная волна (30) принимает вид

а интенсивность света на выходе модулятора изменяется по закону (мы пренебрегаем вносимыми потерями)

P=Pcos 2 [(ϕ12)/2]=Pcos 2 (π/2 U/Uπ) (32)

Зависимость относительной интенсивности света P/P0 на выходе интерферометра от нормированного напряжения U/Uπ показана на рис. 4.
Пусть нормированное управляющее напряжение модулировано по гармоническому закону

U/Uπ = u + ucos(ωmt + φm),
(33)

с нормированным постоянным напряжением смещения u, нормированной амплитудой модуляции u, частотой ωm и начальной фазой φm.

Спектральное представление сигнала модуляции интенсивности света (32) на выходе из модулятора

показывает наличие гармоник не только на частоте сигнала ωm, но и, вообще говоря, на всех кратных частотах. Таким образом, в отличие от прямой модуляции интенсивности, оптический сигнал с помощью модулятора Маха-Цендера оказывается нелинейным.
Степень нелинейности можно уменьшить посредством выбора рабочей точки модулятора. Действительно, при нормированном напряжении смещения u = l+ 1/2, где l= 0, ±1, ±2, ±3. (квадратурные рабочие точки) все четные гармоники в (34) пропадают и в выходном сигнале модуляции интенсивности (34) присутствуют только составляющая на частоте модуляции ωm и все высшие нечетные гармоники этой частоты. Мощности этих гармоник при нормированной амплитуде модуляции, например, u = 1/2 (что соответствует 100% модуляции при напряжении смещения u = ±1/2) пропорциональны J1(π/2) = 0.567, J3(π/2) = 6.894·10-2 и J5(π/2) =2.240·10-3, то есть мощность третьей гармоники составляет –9.15 дБ от мощности основной гармоники, а пятой гармоники –24.03 дБ. При u = 1/4 получаем J1(π/4) = 0.363, J3(π/4) = 9.696·10-3, J5(π/4) =7.566·10-5 и, соответственно, мощность третьей гармоники теперь составляет –15.73 дБ, а пятой гармоники лишь –36.8 дБ. Видно таким образом, что при πu l+1 J1(πu)cos(ωmt + φm)]. (35)

причем при четных lсигнал модуляции интенсивности света находится в противофазе с электрическим сигналом модуляции напряжения (33), а при нечетных lэти сигналы оказываются синфазными (рис. 4).

3.2. Транспортировка оптического сигнала и фототок приемника излучения

Передача оптического сигнала модуляции интенсивности (34) по оптоволокну может быть рассмотрена так же, как это было сделано в разделе 2.2. При модулирующем напряжении (33) электромагнитная волна (31) на выходе из модулятора (на входе в оптоволокно) может быть представлена в виде спектральной суммы (9) с коэффициентами

На выходе из волокна длиной L эта сумма, вследствие дисперсии электромагнитных волн в оптоволокне, трансформируется к виду (11).
Фототок I(t) (13), регистрируемый приемником излучения на выходе из волокна, пропорционален квадрату модуля напряженности электрического поля E(t) (11) с коэффициентами (36). Соответствующие комплексные амплитуды I(nωm) различных гармоник фототока приемника излучения могут быть вычислены с помощью теоремы Графа о суммировании бесселевых функций. Они имеют вид

Отметим, что в квадратурных рабочих точках с u = l+ 1/2, где l= 0, ±1, ±2, ±3. фототок приемника выходного излучения содержит как четные, так и нечетные гармоники основной частоты ωm, несмотря на то, что входное излучение (34) и его фототок в этом случае не содержат четных гармоник.

В частности, при n = 1 имеем следующее выражение для комплексной амплитуды фототока

I(ωm) = –R(P/2)sin(πu)J1(πucosθ).
(38)

Сравнивая этот фототок с соответствующим фототоком, вызываемым входным излучением (при L = 0), получаем передаточную функцию сигнала

H(ωm, L) = J1(πucosθ)/J1(πu). (39)

по волокну длиной L на частоте модуляции ωm.

Diplom Consult.ru

часть энергии накачки будет теряться вследствие спонтанной релаксации и могут возникать многократные импульсы.

Рис. 4.1. Временная зависимость добротности резонатора Q , инверсной населенности N и числа фотонов q в импульсном лазере

Когда затвор открывается, усиление лазера значительно превосходит потери резонатора и число фотонов q ( t ) резко увеличивается от начального значения до устанавливаемого спонтанным излучением. В результате увеличения q ( t ) инверсия населенностей N ( t ) будет уменьшаться от ее максимального N max значения до величины пороговой инверсии населенностей N p , тогда, в соответствии с уравнениями (2.4) и (2.8), скорость фотонов ( dq / dt = 0) не изменится. Это означает, что за время t p световой импульс будет иметь максимальную мощность. При t > t p в лазере вместо усиления будут увеличиваться потери и, как следствие, мощность импульса уменьшится до нуля.

4.3. Методы модуляции добротности

Лазеры с модулированной добротностью могут работать либо в импульсном режиме, либо в импульсно-периодическом режиме. При этом для обеспечения импульсно-периодического режима необходима непрерывная накачка. В зависимости от режима работы лазера применяют активный или пассивный методы модуляции. Модуляторы добротности, в которых

используются управляющие устройства, являются активными. Однако модуляцию добротности можно осуществить и автоматически, без внешних управляющих устройств, такие модуляторы называются пассивными.

Подробно рассмотрим принцип действия таких модуляторов.

4.3.1. Активные модуляторы

Для активной модуляции используются: 1) оптико-механические;

2) акустооптические; 3) электрооптические затворы.

1. Оптико-механические затворы. Из различных механических за-

творов наиболее распространенным считается способ модуляции добротности, в котором используется вращение одного из зеркал резонатора вокруг перпендикулярной оси. В этом случае высокая добротность достигается в тот момент, когда вращающееся зеркало приходит в положение, в котором оно параллельно второму зеркалу резонатора. Для того, чтобы ослабить требование к юстировке, вместо зеркала устанавливают 90-градусную призму, у которой ребро прямого угла перпендикулярно оси вращения. На рис. 4.2 приведена оптическая схема такого оптико-механического модулятора добротности с вращающейся призмой.

Модуляторы добротности с вращающейся призмой являются простыми и недорогими устройствами и могут быть изготовлены для любой длины волны. Однако они создают шум при работе и обеспечивают медленную модуляцию добротности вследствие того, что скорость вращения зеркал имеет ограничения.

Рис. 4.2. Оптико-механический модулятор добротности с использованием вращающейся призмы: АЭ – активный элемент; М – зеркало

2. Акустооптические модуляторы добротности. Принцип действия акустооптического модулятора основан на изменении коэффициента преломления среды при распространении в ней ультразвуковой волны. В качестве таких сред применяют оптически прозрачные материалы, имеющие большие значения акустооптических постоянных (например, плавленый кварц для видимого диапазона, германий для инфракрасного диапазона). Конструктивно акустооптический модулятор изготавливается следующим образом: с одной стороны оптически прозрачного материала прикрепляется пъезоэлектрический преобразователь, подключенный к источнику ультразвуковой волны. Противоположная сторона преобразователя срезана под некоторым углом и на нее нанесен поглотитель акустической волны, для того, чтобы в среде не образовались отраженные волны, а остались только бегущие волны. Наведенная ультразвуковая волна вызывает в среде периодическое изменение показателя преломления с периодом, равным периоду ультразвуковой волны. На рис. 4.3 показано прохождение лазерного луча в акустооптическом модуляторе.

Рис. 4.3. Прохождение лазерного луча в акустооптическом модуляторе

Если акустооптический модулятор поместить в резонатор лазера, то до тех пор, пока к преобразователю приложено электрическое напряже-

ние, в резонаторе будут дополнительные потери. Часть лазерного пучка выводится из резонатора вследствие дифракции на наведенной фазовой дифракционной решетке, образованной высокочастотным генератором в оптическом материале акустооптической ячейки. Если выключить электрическое напряжение на преобразователе, лазер возвращается в состояние с высокой добротности.

Основным преимуществом акустооптических модуляторов является то, что они вносят мало потерь лазерного луча и могут работать в им- пульсно-периодическом режиме с высокой частотой повторения. Однако они имеют небольшую скорость переключения добротности.

3. Электрооптические модуляторы основаны на электрооптическом эффекте, обычно на эффекте Поккельса. Ячейка Поккельса представляет собой нелинейный кристалл (например, кристалл ниобата лития, КДР, ДКДР и др.), показатель преломления которого изменяется под действием внешнего электрического поля. Рассмотрим линейно-поляризованный световой луч, падающий под углом 45 о на плоскость xy кристалла. В ячейке Поккельса световой луч разлагается на две компоненты: E x и E y . На выходе кристалла обе компоненты приобретают различные фазовые набеги, разность между которыми определяется соотношением:

где k 0 = 2π/λ 0 – волновое число; ∆ n = n x – n y – величина наведенного двулучепреломления; L – длина кристалла.

Если приложенное внешнее напряжение таково, что ∆ φ = π/2, то две компоненты будут отличаться по фазе на π/2, так что когда компонента х достигает максимума, компонента y равна нулю и наоборот, т. е. волна становится поляризованной по кругу. На рис. 4.4. приведена оптическая схема импульсного лазера с электрооптическим модулятором внутри резонатора.

Проходящий через ячейку Поккельса луч отражается от зеркала М 2 и ещё раз проходит через ячейку, приобретая дополнительный сдвиг фазы на π/2 так, что суммарный фазовый сдвиг по осям x и y составляет π.

Электрооптические модуляторы света (стр. 1 из 2)

Федеральное агентство по образованию

ФГОУ ВПО «СИБИРСКИЙ ФЕДЕРАЛЬНЫЙ УНИВЕРСИТЕТ»

Инженерно физическое отделение

Институт инженерной физики и радиоэлектроники

Кафедра экспериментальной и медицинской физики

Электрооптические модуляторы света

Проверил: д. ф. — м. н.А.Н. Втюрин

студент Н.А. Шпак

Введение

Электрооптическая модуляция позволяет управлять лазерным пучком или контролировать сигнал излучения с высокой скоростью (вплоть до частоты в несколько гигагерц), поскольку при этом не используется механическое перемещение элементов.

Принцип действия основан на изменении эллипсоида показателей преломления под действием внешнего электрического поля. При распространении линейно-поляризованных нормальных мод через пластинку показатель преломления будет зависеть от напряженности поля. Очевидно, что фазовый сдвиг этих нормальных мод при прохождении через кристалл зависит от показателя преломления. После прохождения в кристалле расстояния L волна претерпевает следующий фазовый сдвиг благодаря наложенному электрическому полю:

где λ — длина волны света, n — показатель преломления, r — соответствующий электрооптический коэффициент, а Е — напряженность приложенного электрического поля. Если Е изменяется во времени синусоидально, то фазовая задержка волны следует за изменением приложенного электрического поля и также изменяется синусоидально, если только частота модуляции не слишком высока. Таким образом, электрооптический эффект непосредственно приводит к фазовой модуляции этих нормальных мод. Амплитудную модуляцию можно получить, комбинируя две распространяющиеся нормальные моды и два различных индуцированных электрооптических фазовых сдвига. Обычно для создания фазовой задержки линейно-поляризованного света необходимо иметь всего один поляризатор. Для амплитудной же модуляции требуется дополнительный поляризатор (анализатор), ориентированный под определенным углом для получения соответствующей интерференции. Электрооптическая модуляция световых волн также подразделяется на два основных типа в зависимости от направления приложенного электрического поля. Если электрическое поле параллельно направлению распространения, то модуляция называется продольной. Если же электрическое поле перпендикулярно направлению распространения, то модуляцию называют поперечной. Рассмотрим ниже оба этих случая по отдельности.

Продольная электрооптическая модуляция

На рис.1 изображена геометрия продольного электрооптического модулятора. Этот модулятор представляет собой тонкую электрооптическую кристаллическую пластинку большой площади.

Вектор модулирующего электрического поля параллелен направлению распространения света всюду, кроме области электродов. В случае линейного электрооптического эффекта изменение показателя преломления, вызванное электрическим полем, пропорционально напряженности электрического поля Е. Вызванное электрическим полем изменение фазы (фазовая задержка) для света, проходящего через кристаллическую пластинку, пропорционально величине EL, которая равна приложенному напряжению V и не зависит от толщины кристаллической пластинки L.

Рис.1. Геометрия типичного продольного электрооптического модулятора.

Величина глубины модуляции пропорциональна приложенному напряжению. Полуволновые напряжения прямо пропорциональны длине волны света и обратно пропорциональны электрооптическому коэффициенту. Для света в видимом диапазоне длин волн эти напряжения имеют величину порядка нескольких киловатт. Увеличение толщины пластинки приводит к увеличению длины взаимодействия, но и к уменьшению напряженности электрического поля. Следовательно, полное увеличение модуляции за счет увеличения толщины пластинки при продольной модуляции отсутствует. Для излучения ИК-диапазона из-за большой длины волны света (скажем, 10,6 мкм) возникает необходимость в приложении высоких напряжений. Продольные модуляторы используются только тогда, когда требуются большие площади устройства и большое поле зрения.

Поперечная электрооптическая модуляция

Геометрия поперечного электрооптического модулятора приведена на рис.2. При данной напряженности электрического поля такая структура позволяет обеспечить большую длину взаимодействия. Модулирующее поле является поперечным относительно направления распространения оптического пучка. Ограничиваясь рассмотрением только линейных электрооптических эффектов, можно показать, что изменение показателя преломления, индуцированное электрическим полем, пропорционально напряженности поля Е. Электрически индуцированное изменение фазы (или фазовая задержка) для света, проходящего через кристаллическую пластинку, пропорционально при этом величине EL, или VL/d, где d — расстояние между электродами. Таким образом, изменение фазы пропорционально длине кристалла L. Это преимущество было использовано при создании электрооптических модуляторов лазерных пучков с низкими управляющими напряжениями.

Рис.2. Геометрия типичного поперечного электрооптического модулятора.

Электрооптические модуляторы Фабри-Перо

Выше при рассмотрении электрооптических модуляторов, в частности с поперечной геометрией (рис.2), было показано, что модуляция пропорциональна длине взаимодействия L. Если Vm — амплитуда модулирующего напряжения и на модулятор подано соответствующее смещающее напряжение, то глубину фазовой модуляции можно записать в виде

а глубина амплитудной модуляции принимает вид:

Согласно (2) и (3), для осуществления большой глубины модуляции полуволновые напряжения

Амплитудная модуляция

Рассмотрим тонкую пластинку, представляющую собой z-срез кристалла LiNbO3 , помещенную между диэлектрическими зеркалами с большой эффективностью отражения (рис.3). На внешнюю поверхность общей структуры наложены прозрачные электроды. Коэффициент пропускания резонатора Фабри-Перо дается выражением

где R — коэффициент отражения зеркал, а φ — фазовый сдвиг света при прохождении через среду, определяемый следующим образом:

здесь L — толщина пластинки. Показатель преломления n при наличии внешнего электрического поля записывается в виде

Рис.3. Электрооптический модулятор Фабри-Перо.

Подставляя выражение (6) для n в (5), получаем

где V — приложенное напряжение.

Рис.4. Зависимость коэффициента пропускания электрооптического модулятора Фабри-Перо от приложенного напряжения.

Модулятор смещен в рабочую точку, расположенную на полувысоте максимума пропускания. Небольшое приложенное синусоидальное напряжение приводит к модуляции интенсивности на выходе относительно точки смещения. Если падающий световой пучок является монохроматическим, то интенсивность прошедшего пучка зависит от величины φ, которая, как следует из (7), является электрически перестраиваемой. Кроме того, если резонатор Фабри-Перо смещен таким образом, что коэффициент его пропускания в отсутствие модулирующего напряжения равен 50%, то интенсивность прошедшего излучения будет сильно модулироваться относительно малыми модулирующими напряжениями. Это иллюстрируется на рис.4. Большая глубина модуляции обусловлена резким пиком пропускания, разумеется, при условии, что резонатор имеет высокую добротность. Действительно, в соответствии с выражением (4) наклон кривой пропускания в точке, расположенной на ее полувысоте, запишется в виде

где F — добротность резонатора. Нетрудно изготовить резонаторы Фабри-Перо с добротностью F = 30. Таким образом, наклон кривой пропускания, определяемый выражением (8), может быть порядка 10. В обычных амплитудных модуляторах этот наклон равен 1. Пусть приложенное напряжение имеет вид V = Vm sinωm t.

Световой пучок, прошедший через модулятор, приобретает фазовый множитель е — ikL , который содержит фазу, отвечающую нулевому полю (Е = 0), и электрически индуцированное изменение фазы вычисляется по формуле:

где V — приложенное напряжение. Напряжение, требуемое для изменения фазы на π, называется полуволновым напряжением фазовой модуляции и дается выражением

Модуляция света (модуляция оптического излучения)

Модуляция света (модуляция оптического излучения) — изменение по заданному закону во времени амплитуды (интенсивности), частоты, фазы или поляризации колебаний оптич. излучения. Применяется для управления световыми пучками с целью передачи информации при помощи оптич. сигналов или для формирования световых потоков с определ. параметрами. В зависимости от того, какая характеристика подвергается изменению, различают амплитудную, фазовую, частотную или поляризационную M. с. Для излучений видимого и ближнего ИК-диапазонов (10 14 -8 . 10 14 Гц) возможны частоты модуляции с верх, пределом до 10 11 — 10 12 Гц. Естественная M. с. происходит при испускании света элементарными излучателями (атомами, ионами); независимость испускания такими излучателями фотонов и различие в частоте последних приводит к тому, что излучение содержит набор частот и флуктуирует по амплитуде, т. е. является амплитудно-частотно-модулированным. Естеств. частотная M. с. происходит также при неупругом рассеянии света на внутримолекулярных колебаниях (см. Комбинационное рассеяние света)и на упругих волнах в конденсиров. средах (см. Мандельштама — Бриллюэна рассеяние ).В обоих случаях рассеянный свет содержит частоты, отличные от частоты падающего света.

M. с., при к-рой преобразование излучения происходит в процессе его формирования непосредственно в источнике (генераторе) оптич. излучения, наз. внутренней M. с. При внешней M. с. параметры излучения изменяют после его выхода из источника с помощью модуляторов света. T. к. регистрация излучения модулированного по частоте, фазе или поляризации сопряжена с техн. трудностями, то на практике все эти виды M. с. преобразуют в амплитудную модуляцию либо непосредственно в схеме модулятора, либо с помощью спец. устройств, помещаемых перед приёмником излучения.

Простейшая амплитудная M. с.- это периодич. меха-нич. прерывание светового потока с помощью колеблющихся и вращающихся заслонок, призм, зеркал, вращающихся дисков с отверстиями, растров.

Существует много способов M. с. па основе физ. эффектов (электрооптический, магнитооптический, упру-гооптический и др.), возникающих при распространении света в разл. средах. Для такой M. с. применяют управляемый двулучепреломляющий элемент из материала, обладающего естественной или наведённой анизотропией. Внеш. управляющее поле (напр., электрическое или поле упругих напряжений) приводит к изменению оптич. характеристик среды. В широко распространённых модуляторах па основе Поккельса эффекта фазовый сдвиг между обыкновенным и необыкновенным лучами линейно зависит от величины напряжённости электрич. поля, а в модуляторах на основе Керра эффекта — зависимость квадратичная. Для получения амплитудной M. с. электрооптич. вещество обычно помещают между скрещенными поляризаторами. Важным свойством электрооптич. эффекта является его малая инерционность, позволяющая осуществлять M. с. вплоть до частот 10 12 Гц. В электрооптич. модуляторах ослабление модулирующего сигнала не зависит от интенсивности модулируемого света, и потому для увеличения глубины модуляции используют многократное прохождение света через один и тот же модулирующий кристалл. Примером может служить модулятор на основе интерферометра Фабри — Перо, заполненного электрооптич. средой.

С целью увеличения объёма информации, переносимой световым лучом, используют пространственную M. с., различную в каждой точке поперечного сечения пучка света. Осн. элемент пространств. модулятора света — кристалл, на поверхности к-рого записывается определ. потенциальный рельеф; проходящий через кристалл пучок света оказывается промо-дулированным в каждой точке поперечного сечения в соответствии с потенциальным рельефом, записанным на кристалле, при этом модуляция может быть амплитудной и фазовой.

Из многочисл. магнитооптич. эффектов для M. с. наиб. применение нашёл Фарадея эффект в прозрачных веществах. Периодически меняющееся магн. поле приводит к периодич. изменению угла вращения плоскости поляризации света, прошедшего через магнитооптич. элемент, помещённый в магн. поле. Угол поворота плоскости поляризации пропорц. длине пути света в веществе и при достаточной прозрачности среды может быть сделан сколь угодно большим. Важной особенностью магнитооптич. модуляторов является постоянство коэф. удельного вращения плоскости поляризации в ИК-диапазоне длин волн. Это повышает конкурентоспособность магнитооптич. устройств при больших длинах волн оптич. излучения по сравнению с электрооптическими, в к-рых управляющее напряжение линейно возрастает с увеличением длины волны света. В магнитооптич. модуляторах света удаётся достичь глубины модуляции 40% на частотах модуляции до 10 8 Гц.

Для M. с. используют также искусственную оптич. анизотропию, к-рая возникает в первоначально изотропных твёрдых телах под действием упругих напряжений (фотоупругость ).При прохождении плоскопо-ляризов. излучения через фотоупругую среду с наведённым двулучепреломлением излучение становится эллиптически поляризованным. Помещая такую среду между скрещенными поляризатором и анализатором, наблюдают амплитудную M. с., аналогичную модуляции в электрооптич. средах. Применение таких модуляторов особенно целесообразно в ИК-диапазоно, т. к. разность фаз колебаний обыкновенного и необыкновенного лучей n 3 , где n — показатель преломления, равный 4 6 для веществ, прозрачных в этом диапазоне.

В основе работы акустооптич. модуляторов лежит явление дифракции света на фазовой решётке, образованной периодич. изменением показателя преломления среды при прохождении через неё УЗ-волн (см. Дифракция света на ультразвуке).

Методы, основанные на изменении поглощения света средой, обеспечивают лишь амплитудную M. с. При этом обязательно имеют место потери световой энергии в модулирующем устройстве. Электрич. управление поглощением света полупроводниками легко может быть получено либо при изменении концентрации свободных носителей или их подвижности, либо за счёт сдвига края полосы поглощения (Келдыша — Франца эффект).

Внутреннюю M. с. осуществляют, используя для питания электрич. источников света переменное или импульсно-периодич. напряжение. Лампы накаливания при этом из-за своей инерционности дают заметную глубину модуляции лишь до частот

10 2 Гц; газоразрядные источники света менее инерционны и допускают модуляцию до частот 10 5 Гц (при глубине модуляции 50-70%).

Появление лазеров вызвало интенсивное развитие методов внутр. M. с., основанных на управлении когерентным излучением за счёт изменения параметров лазера. При этом мн. устройства, применяемые как внеш. модуляторы, помещаются внутри оптического резонатора лазера. Используя разл. способы внутр. модуляции, получают любой вид M. с.: амплитудный, частотный, фазовый и поляризационный. Частотой излучения лазера управляют, изменяя добротность оптич. резонатора лазера, напр. меняя оптич. длину резонатора. С этой целью одно из зеркал резонатора закрепляют либо на магнитострикционном стержне (см. Магнитострикционный преобразователь ),либо на пье-зоэлементе и изменяют длину резонатора синхронно с модулирующим напряжением. Тот же эффект достигается путём изменения показателя преломления среды, заполняющей резонатор, для чего используется электрооптич. кристалл. Частотную модуляцию излучения лазера можно получить также при наложении на активную среду магн. или электрич. полей (см. Зеемана эффект, Штарка эффект), под действием к-рых происходит расщепление и смещение рабочих уровней атомов, ответственных за генерацию когерентного получения. Изменяя величину коэф. усиления, получают амплитудную модуляцию излучения лазера. Для этого воздействуют на разность населённостей активной среды, либо изменяя мощность сё возбуждения, либо используя вспомогат. возбуждение, приводящее к перераспределению населённостей. Амплитудная модуляция излучения может быть получена и при помощи модуляции тока разряда газовых или полупроводниковых лазеров, работающих в непрерывном режиме. Одним из методов управления когерентным излучением является модуляция величины обратной связи лазера, т. е. коэф. отражения зеркал резонатора. С этой целью используют резонатор, одно из зеркал к-рого вращается с большой скоростью, и потому условия генерации выполняются лишь в короткие промежутки времени. Вместо зеркал часто используют вращающуюся призму полного внутр. отражения. Изменение величины обратной связи можно получить, заменяя одно из зеркал на систему зеркал, образующих интерферометр Фабри — Перо. Коэф. отражения такого резонатора зависит от расстояния между зеркалами, изменяя к-рое можно модулировать интенсивность излучения и получать т. н. гигантские импульсы, мощность излучения в к-рых существенно превосходит мощность непрерывной генерации. Наконец, излучение лазеров также модулируют, изменяя добротность оптич. резонатора путём введения потерь, величина к-рых управляется внеш. сигналом. Для этого используют модуляторы на основе электрооптич. и фотоупругих сред. Для т. и. «пассивного» управления добротностью применяют метод, основанный на введении в резонатор элементов (растворов, стёкол), прозрачность к-рых изменяется под действием светового излучения. Такой вид модуляции (автомодуляции) широко используется для генерирования импульсов когерентного излучения нано- и пи-косекундного диапазонов.

Интересным случаем внутр. M. с. является режим синхронизации мод, к-рый осуществляется при модуляции добротности (длины резонатора) с частотой, близкой к частоте мсжмодовых биений лазера. При синхронизации мод лазер генерирует короткие и мощные импульсы, следующие друг за другом с частотой внеш. модуляции.

Фазовая и амплитудная модуляция света в одноосных кристаллах. Модуляционная характеристика электрооптического модулятора

Так как фазовые скорости света ux и uy в электрооптических кристаллах (n=c/u) являются функциями напряженности поля Е, то, изменяя E можно осуществлять фазовую модуляцию света, поляризованного по осям OX’ и OY’.

Пусть световой луч, поляризованный по оси OX’ распространяется вдоль направления OZ’. Тогда свет, пройдя путь l вдоль оптической оси кристалла, относящегося к кристаллографическому классу 42m, приобретает с учетом (5.6а) фазовую задержку d:

где l — длина волны света; U-приложенное к кристаллу напряжение. Как видно из (5.7) фазовая задержка d зависит от U, что позволяет осуществить фазовую модуляцию света прошедшего через кристалл.

Пусть падающий на кристалл свет поляризован линейно вдоль направления OX. Тогда в кристалле распространяются две ортогонально поляризованные компоненты с одинаковыми амплитудами и разными скоростями ux и uy . Пройдя путь l, эти компоненты приобретают разность фаз Г, равную разности соответствующих фазовых задержек:

Приобретенная в кристалле разность фаз определяет состояние поляризации вышедшего из кристалла излучения. При отсутствии напряжения (Г=0) поляризация света на выходе из кристалла совпадает с поляризацией исходной волны. При достижении Г=p/2 свет обладает круговой поляризацией, а при Г=p поляризация света ортогональна поляризации с поляризацией исходной волны. Зависимость характера поляризации света Р, прошедшего через кристалл, от фазовой задержки Г представлена на таблице. 5.1.

Напряжение, соответствующее значению Г=p, называется полуволновым напряжением: Ul/2=l/(2no 3 r63). (5.9)

откуда следует, что полуволновое напряжение – это напряжение, необходимое для получения разности хода в кристалле равное l/2. Полуволновое напряжение является одним из основных характеристик электрооптических модуляторов.

Таким образом, при изменении напряжения осуществляется модуляция поляризации света. Для получения амплитудной модуляции необходимо модулированный по поляризации свет пропустить через анализатор.

Рис.5.3. Оптическая схема электрооптического модулятора. 1.поляризатор, 2.электрооптический кристалл, 3 анализатор.

Пусть плоско–поляризованный свет падает на систему кристалл-анализатор, показанной на рис.5.3. Если плоскости анализатора и поляризация падающего на кристалл света взаимно перпендикулярны, то интенсивность света на выходе системы будет равна: I=Isin 2 G/2, (5.11)

где G — разность фаз, I­­ –интенсивность падающего света. Зависимость (5.11) называется модуляционной характеристикой ЭОМ.

Режимы работы и конструктивные особенности
электрооптических модуляторов

Рассмотрим схемы использования электрооптического эффекта для целей модуляции добротности резонатора лазера. В лазере ЭОЗ обычно перекрывает одно из зеркал резонатора, чаще всего зеркало (1) с коэффициентом отражения

Рис.5.4. Схема лазера с ЭОЗ в полуволновом режиме. 1,6 – зеркала резонатора; 2,4 – поляризатор и анализатор, соответственно; 3 – электрооптический кристалл(ячейка Поккельса); 5 – активный элемент.

Если оси поляризатора и анализатора параллельны, то затвор закрывается при подаче на ячейку Поккельса полуволнового напряжения (Ul/2), так как в этом случае вышедшей из электрооптического кристалла луч поляризован ортогонально оси анализатора. Затвор открывается при сбросе напряжения. Если же оси скрещены, то затвор закрыт при отсутствии напряжения и открыт при наличии полуволнового напряжения на ячейке Поккельса. Чаще всего используется ЭОЗ в режиме сброса напряжения, ввиду не критичности к амплитуде управляющего импульса. Это связано с тем, что для срыва генерации лазера не обязательно полностью зак­рывать затвор, а достаточно внести потери, превышающие усиление в резонаторе. Затем достаточно подать импульс напряжения, с амплитудой равной запирающему напряжению (с обратным знаком), которая может быть значительно меньше Ul/2. Во втором режиме, для обеспечения минимальных потерь в момент генерации, необходимо на затвор подать импульс напряжения с амплитудой, точно равной Ul/2. На рис.5.4. показана схема подачи напряжения на электроды затвора. Резистор R имеет сопротивление порядка единиц Mом, а емкость С выби­рается из условия С>>Сз, где Сз — емкость затвора (20-100 пФ). Обычно С»10 3 пФ. Электроды наносятся на грани модулирующего элемента токопроводящей пастой.

Управляющее напряжение можно уменьшить в два раза, если использовать электрооптический модулятор в четвертьволновом режиме. В этом случае на ячейку Поккельса (2) подается постоянное четвертьволновое напряжение (Ul/4), вследствие чего при однократном прохождении через кристалл луч приобретает круговую поляризацию (рис.5.5.).

Рис. 5.5. Схема использования электрооптического

кристалла в четвертьволновом режиме.

При обратном прохождении через кристалл отраженного от зеркала (1) луча с круговой поляризацией, луч приобретает поляризацию, ортогональную исходной и не пропускается поляризатором (3), т.е. затвор закрыт. Затвор открывается при подаче импульсного напряжения обратной полярности.

Модуляторы, основанные на ячейках Поккельса, обладают высокой контрастностью и позволяют модулировать оптическое излучение с частотой до нескольких гигагерц. Однако они имеют относительно высокое полуволновое напряжение (единиц киловольт в ближней ИК-области спектра), что затрудняет их непосредственное использование в современных системах передачи информации. Ранее применялись модуляторы на основе ячейки Керра ( n=BnE 2 – квадратичный электрооптический эффект), но при этом к ней приходилось прилагать еще большее напряжение – до 20 кВ.

Рис.5.6. Электрооптический модулятор с одномодовыми диффузными волноводами.

Модуляция, и переключение оптического излучения в системах волоконно-оптической связи осуществляется также электрооптическими модуляторами, но изготовленными применением современных микроэлектронных технологий. Для этого в электрооптическом материале образуют тонкопленочные и диффузные диэлектрические волноводы. Тонкопленочные волноводы состоят из однородной пленки толщиной порядка длины световой волны, нанесенной методом катодного распыления на однородную подложку с более низким показателем преломления. Диффузные волноводы изготавливают методом обратной диффузии Li2O из монокристаллов LiNbO3 и LiTaO3, а также диффузией некоторых элементов в подложку, например атомов Ti (титан) в монокристалл LiNbO3. В этих волноводах в отличие от тонкопленочных волноводов отсутствует четко выраженная граница между волноводным слоем и подложкой, т.е. имеется плавное распределение показателя преломления по поперечному сечению волновода. На рисунке 5.6. одна из конструкций электрооптического модулятора с низким управляющим напряжением, использующая вышеописанную интегральную технологию.

Электрооптический модулятор, представленный на рис.5.6 (а) имеет две ветви оптического пути. В данной конструкции силовые линии приложенного электрического поля (рис.5.6.б) в волноводах имеют противоположные направления, что позволяет увеличивать скорость распространения световой волны в одной ветви и уменьшать во второй ветви волновода. Таким образом можно уменьшить управляющее напряжение модулятора до 8 В на 1 см длины пути луча.

Дата добавления: 2020-11-26 ; просмотров: 1478 ; ЗАКАЗАТЬ НАПИСАНИЕ РАБОТЫ

Неодимовые лазеры (стр. 3 )

Из за большого объема этот материал размещен на нескольких страницах:
1 2 3

Кроме того, под действием УФ излучения в неодимовом стекле происходит восстановление 3-х валентного железа в двухвалентное, которое поглощает l=1,06 мкм. В результате происходит снижение генерационных характеристик (“старение” материала).

В современных Nd лазерах для ЛТС применяются широкоапертурные (размером световой апертуры до 40´40см2) активные элементы в виде плит (слэбов). Конструкция осветителя усилительного каскада с дисковыми активными элементами показана на рисунке 18б.

6. Способы модуляции добротности в неодимовом лазере

К способам модуляции добротности резонатора относят активную модуляцию с помощью затворов Керра или Поккельса, пассивную с помощью затворов, просветляющихся под действием лазерного излучения, активную и пассивную синхронизацию мод.

Пассивная модуляция добротности

Осуществляется средой, просветляющейся под действием интенсивного лазерного излучения [2,20]. В качестве сред применяются различные красители или кристаллы с центрами окраски. В первом приближении насыщающийся поглотитель можно рассматривать как двухуровневую систему с очень большим сечением поглощения (

10-16 см2). Если мощность лазерного излучения, проходящего через среду поглотителя, не превышает некоторого значения W (своё для каждого вида среды), тогда среда сильно поглотит проходящее излучение. В случае превышения мощности среды порогового значения среда насыщается и становится прозрачной для проходящего излучения.

Просветление среды происходит при интенсивности насыщения: ,

где s – сечение поглощения, t — время релаксации верхнего уровня.

Плотность энергии, при которой происходит просветление среды:

где tи – длительность лазерного импульса, Т0 – начальное пропускание среды.

Некоторые характеристики применяемых в Nd лазерах просветляющихся сред:

Табл.5.1. Параметры просветляющихся сред (l

Среда

Кристаллы LiF:F2 с центрами окраски

Приведённые среды имеют большие значения сечения поглощения, а значит относительно небольшие интенсивности просветления. Так, при s

100 МВт/см2. Для получения гигантских импульсов длительностью в десятки наносекунд применяются пассивные затворы с примерно таким же временем релаксации, например, LiF:F2, для которого интенсивность просветления

При помещении пассивного затвора в резонатор генерация начинается в момент, когда плотность инверсной населённости (или коэффициент усиления слабого сигнала) превысит пороговый уровень, определяемый потерями в пассивном затворе и внутри резонатора. Типичное время от начала включения накачки до момента возникновения генерации составляет

100 – 300 мкс (для YAG:Nd и Nd лазеров). С момента начала генерации интенсивность лазерного излучения внутри резонатора будет возрастать от уровня спонтанных шумов (

IS. Этот момент называется временем развития генерации и составляет tР » 5 мкс. За этот промежуток времени происходит основное формирование спектральных и пространственных характеристик лазерной моды. К окончанию этого времени пассивный затвор начнёт просветляться, скорость нарастания интенсивности лазерного излучения будет возрастать, что, в свою очередь, приведёт к увеличению скорости просветления красителя, и т. д. Так как величина IS

0,1 МВт/см2 мала, то на просветление затвора требуется мало энергии (относительно запасаемой), и в активной среде инверсия населённостей в момент времени сразу после просветления остаётся практически той же самой, что и до просветления. После просветления затвора усиление в активной среде значительно превышает потери, и, как следствие этого, развивается гигантский импульс длительностью от нескольких до десятков наносекунд.

При пассивной модуляции добротности резонатора происходит естественная, без привлечения каких-либо дополнительных аппаратных средств, селекция продольных мод. Однако момент времени появления гигантского импульса не может быть жёстко задан, и стабильность этого времени относительно начала накачки обусловлена только стабильностью всех параметров лазера (система накачки, охлаждение, резонатор и т. д.).

Синхронизация мод и генерация сверхкоротких лазерных импульсов

Продольные моды резонатора, эквидистантно расположенные в частотном диапазоне на расстоянии W друг от друга (W=pс/L) [ ], могут быть синхронизованы, вследствие чего возникает последовательность сверхкоротких лазерных импульсов [1,21]. Число синхронизуемых мод m определяется отношением ширины полосы усиления активной среды Dw к расстоянию между модами: . Длительность отдельного импульса: , т. е. обратно пропорциональна ширине линии усиления. Для лазеров на неодимовом стекле Dw»1013 с-1, следовательно минимальная длительность импульса Dt»0,1 пс, для лазеров на кристалле титан-сапфир (Ti:sapphire) Dw»1014 с-1, минимальная длительность импульса Dt»10 фс. Период следования сверхкоротких импульсов определяется межмодовым интервалом, т. е. временем пробега фотонов по резонатору: , а максимальная интенсивность излучения пропорциональна квадрату числа мод: , рисунок 20.

Синхронизация мод может быть реализована активными и пассивными методами. В случае активной необходимо искусственно периодически модулировать параметры резонатора с частотой, равной или кратной разности частот соседних мод и проводится модуляторами на основе акустооптического или электрооптического эффектов. При модуляции на частоте W, кроме несущей частоты w0, появляются боковые частоты w0+W и w0-W, которые, в свою очередь, будут играть роль вынуждающей силы для более далёких от центра продольных мод. В результате, эквидистантно расположенные продольные моды будут синхронизованы единой вынуждающей силой. В случае когда частота выбрана равной mW (m-целое), то будут синхронизованы продольные моды с частотами, отличающимися в m раз от межмодового интервала, и в результате на периоде будут генерироваться m импульсов.

Наряду со спектральным применяется временной метод синхронизации мод, который заключается в последовательном обужении импульса, бегущего между зеркалами резонатора, активным модулятором, расположенным у одного из зеркал. Модулятор управляет добротностью резонатора с периодом или кратным ему, открываясь на короткое время. Длительность открытого состояния активных модуляторов, как правило, >100 пс, что ограничивает на этом уровне длительность лазерного импульса.

Более короткие импульсы генерируются в режиме самосинхронизации продольных мод пассивными просветляющимися фильтрами. Случайная синхронизация двух мод приводит к резкому возрастанию их суммарной интенсивности и фильтр для них просветляется. Постепенно, по мере развития генерации, к синхронизованным модам присоединятся другие моды.

7. Управление спектральными параметрами излучения

лазеров на неодимовом стекле

Лазер, как правило, имеет тенденцию генерировать в многочастотном режиме, т. е. длина волны излучения является не единственной, а распределена либо непрерывно, либо дискретно в некотором спектральном диапазоне. Это связано с тем, что в полосу люминесценции попадает большое число продольных мод. Число продольных мод, которые могут усиливаться в активной среде, приближённо равно отношению ширины линии люминесценции (Dnл) активной среды к межмодовому расстоянию (Dnм), определяемого параметрами резонатора: n » Dnл /Dnм. Для Nd стекла Dnл » 200 см-1, для резонатора длины L » 100см Dnм = 1/(2L) » 5´10-3 см-1. Число мод внутри полосы люминесценции при этом превышает 104. Из-за разницы в усилении при многопроходности по резонатору, излучается, как правило, значительно меньшее число продольных мод.

Физический механизм генерации нескольких продольных мод обусловлен типом уширения линии люминесценции активной среды лазера.

В случае однородного уширения сечение вынужденного излучения для каждой моды зависит от частоты и максимальным усилением обладает мода O, ближе всего расположенная к центру линии усиления, рисунок 21.

Генерация начнётся на этой моде, как только инверсия достигнет порогового значения, при котором усиление будет равно потерям в резонаторе. Усиление для других мод O и O’’ всегда меньше усиления центральной моды. За счёт многопроходности даже небольшая разница в усилении двух продольных мод приводит к выделению одной моды.

Пусть g1 и g2 — ненасыщенные коэффициенты усиления за проход двух продольных мод, g1 и g2 — потери за проход. Отношение интенсивностей обеих мод в момент времени начала развития гигантского импульса даётся выражением

где k – число проходов по резонатору, d = (g1 g1) – (g2 g2) — разность между результирующими коэффициентами усиления обеих мод.

При длине резонатора 60 см и времени линейного этапа развития генерации tS » 4мкс (что соответствует случаю модуляции добротности резонатора пассивным затвором) число проходов по резонатору составит k » 2000. В этом случае, даже если разница в коэффициентах усиления обеих мод очень невелика, d

0,001, отношение интенсивностей мод в конце линейного этапа составит I1/I2 » exp2 » 8,4. В задающих генераторах с пассивными затворами, для которых характерно большое (микросекунды) время развития генерации, как правило, реализуется одномодовый режим генерации.

При быстрой активной модуляции добротности резонатора длительность линейного этапа развития генерации существенно меньше (

100 нс). Поэтому степень селекции продольных мод в них гораздо хуже и ширина спектра излучения больше, рисунок 22.

Генерация одночастотного излучения при однородно уширенной линии может быть нарушена вследствие симметричного расположения соседних мод относительно центра контура линии усиления и в этом случае генерация разовьётся на этих двух модах.

При неоднородном, например, допплеровском уширении, за каждый участок полной спектральной линии активной среды ответственны разные частицы, движущиеся с разной относительной скоростью, и физический механизм генерации многочастотного спектра в этом случае другой, рисунок 23.

Для каждой из мод найдётся «своя» группа взаимодействующих с ней возбуждённых атомов, и усиление для этих мод будет одинаковым и равным пороговому. Механизм естественной селекции продольных мод в этом случае отсутствует, и, если не предпринимать никаких специальных мер, генерация произойдёт сразу на нескольких модах.

Для многих применений требуется узкополосное, а в пределе – одномодовое (одночастотное) лазерное излучение. В этом случае импульс называется спектрально-ограниченным и, в соответствии с соотношением неопределённостей, существует связь между длительностью такого импульса и шириной его спектра:

где x — постоянная, зависящая от временной формы лазерного импульса (x=1 для прямоугольной формы; 0,6 — для лоренцевой; 0,44 — для гауссовой).

Временная форма таких импульсов гладкая без выбросов интенсивности, характерных для многочастотного излучения.

Для получения стабильной одночастотной генерации в резонаторах твёрдотельных лазеров применяются спектрально-селектирующие элементы.

Простейший составной резонатор – с двойным выходным зеркалом [22,23].

Качественно механизм селекции продольных мод в составном резонаторе происходит следующим образом: для каждого из резонаторов длины L1 и L1 +L2 имеется свой спектр эквидестантных мод, разнесённых в частотном диапазоне на интервалы Dn1 = с/(2L1) и Dn2 = с/2(L1+L2). Максимальное усиление будут испытывать совмещённые по частотному спектру моды, расстояние между которыми Dnсовм = с/(2L2), то есть модовый спектр «прореживается», рисунок 24.

Другой подход к описанию составного резонатора состоит в том, что выходное составное зеркало можно рассматривать, как интерферометр Фабри-Перро. Такой резонатор больше подходит для подавления отдельных мод, чем для выделения одной моды.

Дисперсионные спектрально — селектирующие элементы

Механизм спектральной селекции заключается в пространственном или угловом разделении излучения с различными длинами волн и проводится помещением в резонатор дисперсионных элементов (дифракционные решётки, призмы). При этом потери для «ненужных» спектральных составляющих возрастают за счёт того, что зеркала резонатора для них становятся разъюстированными и для них также возрастают потери на внутрирезонаторной диафрагме.

Дисперсионный элемент характеризуется угловой дисперсией da/dl. Пусть расходимость излучения определяется дифракционным угловым размером селектирующей диафрагмы диаметра D, который по половинному углу равен

При наличии дисперсионного элемента внутри резонатора угловой спектр излучения будет также определяться его спектральным составом Dl:

Приравнивая , получаем выражение для предельной спектральной ширины спектра генерации при наличии дисперсионного элемента:

Максимальной угловой дисперсией обладают дифракционные решётки. Для них da/dl

105 рад/см. При D»0,5см, l»10-4см получаем Dnдисп » 7,32´109 Гц, или »0,244 см-1. Для резонатора длиной L=100см продольные моды разделены спектральным интервалом Dnмод = 1/2L = 5´10-3 см-1. Таким образом, Dnмод 99%, коэффициентов отражения зеркал. Реально можно выбрать R»90%. В связи с этим, для кристаллических активных сред YAG:Nd и YLF:Nd и фосфатного стекла с помощью одного эталона выделить одну продольную моду резонатора невозможно. Поэтому для выделения одной продольной моды необходимо использовать ещё один эталон.

Толщина (база) первого эталона L1 выбирается из условия дискриминации соседних мод резонатора, база второго эталона L2 выбирается из условия .

Для кристаллических сред YAG:Nd и YLF:Nd с относительно узкой линией люминесценции с помощью двух эталонов можно отселектировать одну продольную моду. Для Nd фосфатного стекла вследствие его большой ширины полосы этого сделать нельзя. На практике, однако, удаётся с помощью других дополнительных средств селекции выделить одну продольную моду и для Nd стекла, хотя сделать это труднее, чем для кристаллических сред. По этой причине в задающих генераторах установок на Nd фосфатном стекле в качестве активной среды применяется YLF:Nd.

Поляризационные спектрально-селектирующие элементы

Двулучепреломляющие фильтры являются широко применяемым классом внутрирезонаторных спектрально-селектирующих элементов. Такие фильтры называются фильтрами Лио либо монохроматорами Вуда. Схема фильтра показана на рисунке 28.

Фильтр представляет собой двулучепреломляющую (фазовую) пластинку толщины L, изготовленную из кристаллического кварца или исландского шпата. Оптическая ось кристалла А лежит в плоскости, параллельной поверхности пластинки и составляет угол j по отношению к вектору Е падающей на неё световой поляризованной волны. Пластинка наклонена по отношению к падающему пучку под углом b. Оба поляризатора ориентированы таким образом, чтобы полностью пропускать излучение исходной (рабочей) поляризации. После прохождения фазовой пластинки световая волна будет в общем случае поляризована эллиптически. Это связано с тем, что при прохождении фазовой пластинки в пучке появятся как обыкновенная, так и необыкновенная компоненты. Эти компоненты претерпевают различный фазовый сдвиг 2pnL/l, поскольку показатель преломления обыкновенного луча no отличается от показателя преломления необыкновенного луча ne. На выходе из пластинки обе компоненты складываются, образуя результирующее поле эллиптической поляризации, если только разница в фазовых сдвигах для данной длины волны l0 не кратна в точности 2p:

В последнем случае поляризация излучения после прохождения пластинки останется неизменной, так что пучок не будет испытывать потерь при прохождении поляризатора 2. Для отличающейся от центральной длины волны
l ¹ l0 излучение на выходе пластинки будет слегка эллиптическим, что приведёт к потерям при прохождении поляризатора 2. В резонаторе, при большом числе проходов, эти потери могут стать значительными, что приведёт к спектральной селекции излучения.

Область дисперсии фильтра определяется его толщиной L и Dn=neno:

Для кристаллического кварца на длине волны l » 1,06мкм Dn » 0,00875, для исландского шпата Dn » 0,163. Выражение для области дисперсии поляризационного фильтра по форме совпадает с выражением для области дисперсии эталона Фабри-Перро, но в 1/Dn раз больше. При той же толщине побочные максимумы пропускания фильтра отстоят гораздо дальше от центрального, рабочего максимума, что облегчает частотную селекцию.

Частотно-селектирующие элементы внутри резонатора применяются также для управления длиной волны лазерной генерации внутри контура линии усиления. Это управление (изменение длины волны) осуществляется путём соответствующего заклона эталонов Фабри-Перро или двулучепреломляющих фильтров. Чем тоньше эталон или двулучепреломляющая пластинка, тем шире доступная область перестройки.

8. Режим усиления. Насыщение усиления

Процесс усиления моноимпульса в усилительном каскаде описывается формулой Франца-Нодвига:

где , , — плотности энергии входного сигнала, выходного сигнала и насыщения соответственно; — коэффициент усиления слабого сигнала.

В Nd активной среде лазерный переход осуществляется между метастабильным верхним уровнем 4F3/2 и одним из нижних подуровней 4I11/2. Время релаксации уровня 4I11/2 – одна из важнейших характеристик активной среды. Если это время t11/2 много меньше длительности усиливаемого импульса t11/2 > tимп) лазер работает по 3-х уровневой схеме, тогда за счёт заселения нижнего лазерного уровня 4I11/2 энергосъём будет происходить до тех пор, пока населённости верхнего и нижнего лазерных уровней (с учётом кратностей вырождения) не выровняются (плотность инверсии в этом случае равна 0). Эффективность энергосъёма в этом случае меньше. В промежуточном случае при описании процесса усиления необходимо учитывать динамику процесса заселения уровня 4I11/2 и релаксацию на уровень 4I9/2 [1,25].

Коэффициент усиления слабого сигнала:

где — плотность запасённой энергии в Дж/см2, l – активная длина усилителя, — коэффициент усиления слабого сигнала в см-1.

Плотность энергии насыщения:

где g — параметр, учитывающий вырождение верхнего и нижнего лазерных уровней и время релаксации нижнего лазерного уровня.

Из (8.2) и (8.3) плотность запасённой энергии:

Определим предельные возможности энергосъёма. Перепишем формулу Франца-Нодвига в виде:

Эффективность энергосъёма определяется как доля запасённой энергии, извлечённая из активной среды в процессе усиления:

Таким образом, предельная эффективность энергосъёма с Nd усилителя определяется параметром g. В случае невырожденных лазерных уровней g = 1 для четырёхуровневой схемы и g = 2 для двухуровневой, что соответствует и соответственно. С учётом кратности вырождения уровней параметр g равен:

где J и J – полные угловые моменты верхнего и нижнего лазерных уровней соответственно.

Предельная эффективность энергосъёма с Nd усилителя в трёхуровневом режиме равна , а в четырёхуровневом может достигать 100%.

Таким образом, отношение длительности усиливаемого импульса tимп к времени релаксации нижнего лазерного уровня t11/2 R=tимп/t11/2 является параметром, который определяет режим работы усилителя по трёх или четырёхуровневой схеме. Например для фосфатного стекла LG-750 время релаксации равно t11/2 » 0,28нс.

Способ модуляции добротности резонатора лазера

Номер патента: 1759212

Формула

СПОСОБ МОДУЛЯЦИИ ДОБРОТНОСТИ РЕЗОНАТОРА ЛАЗЕРА, образованного двумя зеркалами, полностью отражающими излучение на длине волны генерации, между которыми расположены поляризатор, активный элемент, электрооптический элемент, заключающийся в создании начального уровня полезных потерь резонатора, обеспечивающего возникновение пичковой генерации, путем отклонения оптической оси электрооптического элемента от оси резонатора на углы в пределах первого кольца коноскопической картины и включении полезных потерь после окончания потерь импульса пичковой генерации через отрезок времени, превышающий длительность последнего пичка не менее, чем на порядок, путем подачи на электроды электрооптического элемента импульса управляющего напряжения, отличающийся тем, что, с целью повышения ставбильности параметров импульсов излучения путем расширения диапазона рабочих температур, а также повышения предельной частоты повторения импульсов излучения, величину управляющего напряжения на электродах электрооптического элемента монотонно увеличивают от нуля до значения U * соответствующего оптимальному по выходной энергии моноимпульсов излучения коэффициенту полезных потерь излучения в резонаторе, а затем снижают до нуля, причем время увеличения напряжения устанавливают таким, что момент появления моноимпульса совпадает по времени с моментом, когда величины напряжения достигает значения U *

Каждый электрик должен знать:  Зависимость сопротивления проводника от температуры график, видео, формулы
Добавить комментарий