Основы рефлектометрии. Уч.пособие

Министерство образования и науки Российской Федерации
Федеральное агентство по образованию РФ
КАЗАНСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ ТЕХНИЧЕСКИЙ УНИВЕРСИТЕТ
им. А. Н. ТУПОЛЕВА
Д. Л. АЙБАТОВ, О. Г. МОРОЗОВ, Ю. Е. ПОЛЬСКИЙ
ОСНОВЫ РЕФЛЕКТОМЕТРИИ
Учебное пособие
Издание 2-е, переработанное и дополненное
Рекомендовано к изданию УМО по образованию в области телекоммуникаций
в качестве учебного пособия для студентов высших учебных заведений,
обучающихся по специальности 071700 (210401) – Физика и техника
оптической связи
Казань 2008
1
УДК 621.395.126
Основы рефлектометрии: Учебное пособие / Айбатов Д.Л., Морозов
О.Г., Польский Ю.Е. – Казань: ЗАО «Новое знание», 2008. – 116 с.
Учебное пособие разработано на базе классических и современных учебно-методических
материалов с целью интенсификации процесса изучения дисциплин "Оптические направляющие среды и пассивные компоненты волоконно-оптических линий связи (ВОЛС)",
"Метрология в оптических телекоммуникационных системах", студентами специальностей 210401 направления 210400 «Телекоммуникации» очных и заочных форм обучения
технических университетов.
Излагаются вопросы теории обратного рассеяния, принципы построения современных рефлектометров и систем контроля параметров волоконно-оптических структур. Приведены
основные характеристики, а также структурные схемы рефлектометрических систем и
устройств.
Табл.- 2 . Ил. - 65 . Библиогр.: 62 назв.
Рецензенты: Марийский государственный технический университет;
Филлипов В.Л., д.ф.-м.н., профессор ФГУП НПО ГИПО
 Д. Л. Айбатов, О. Г. Морозов,
Ю.Е.Польский, 2008
ЗАО «Новое знание», 2008
2
ВВЕДЕНИЕ
Быстрое развитие волоконной оптики и, в частности, волоконнооптических систем передачи (ВОЛП) потребовало разработки удобных в эксплуатации и надежных методов диагностики характеристик волоконных световодов (ВС) и кабелей на их основе. Среди многочисленных методов таких исследований наибольшее внимание привлекает так называемый метод обратного
рассеяния (МОР), или как его часто называют OTDR-метод (optical time domain
reflectometry – оптическая рефлектометрия во временной области), предложенная несколько лет назад американскими учеными Барноски [1] и Персоником
[2]. Об этом свидетельствуют многочисленные работы по МОР, количество которых быстро возрастает [1–5]. Большой интерес обусловлен рядом особенностей МОР: во-первых, он обладает уникальной способностью определить распределение характеристик, в частности потерь света, по длине ВС без их разрушения; во-вторых, МОР достаточно универсален и пригоден для изучения
целого ряда параметров ВС; и, в третьих, МОР перспективен для изучения различных физических процессов и создания распределенных датчиков физических величин и полей. В общих чертах, принцип действия МОР основан на анализе временной формы сигнала, рассеянного назад при прохождении по ВС коротких зондирующих оптических импульсов. В такой форме данный метод получил название OTDR, однако в ряде случаев анализируются также поляризационные свойства обратного рассеяния, кроме того, зондирующий сигнал может иметь не импульсную (во времени) форму. Для усовершенствования МОР
во временной области в начале 80-х годов был разработан МОР в частотной области [6]. В дальнейшем мы будем пользоваться более общим, на наш взгляд,
обозначением – рефлектометрия.
Современный этап развития рефлектометрических систем направлен на
дальнейшее улучшение их характеристик, изыскание новых принципов зондирования и регистрации рефлектометрической информации, разработку высокоточных измерительных преобразователей и базируется на использовании систем с непрерывным излучением. Такой акцент объясняется, во-первых, энергетической эквивалентностью импульсного зондирования с высокой пиковой
мощностью и малой длительностью импульса и непрерывного зондирования
с малой мощностью излучения и большим временем наблюдения, во-вторых,
отработанной методикой получения пространственно-разрешенных измерений,
3
основанной на методе линейной частотной модуляции, в-третьих, значительным прогрессом в области создания высокотехнологичной и недорогой элементной базы (источников излучения с большой длиной когерентности, широкополосных устройств управления параметрами излучения и быстродействующих фотоприемных устройств).
Подавляющее большинство непрерывных рефлектометрических систем
представляют собой гомодинные системы, в которых несущие частоты опорных и измерительных каналов совпадают. Такие системы обладают простой
конструкцией и возможностью непосредственного выделения и регистрации
информационного сигнала. Однако в процессе фотоэлектрического преобразования в них существенную роль играют шумовые характеристики источников
излучения и фотоприемников, низкочастотные шумы характерные для структурных узлов, что значительно ухудшает метрологические характеристики, а
также функциональные возможности указанных систем.
Решение проблем гомодинных рефлектометрических систем основано на
использовании двухчастотных методов. В этом случае, системы преобразуются
в гетеродинные, у которых частоты опорных и измерительных каналов не совпадают, а смещение частот достигается за счет использования устройств формирования двухчастотного лазерного излучения (УФДЛИ). Гетеродинные системы можно разделить на два типа несимметричные и симметричные. Для
несимметричных систем характерно сохранение опорной частоты в опорном
канале и наличие сдвинутой относительно нее измерительной, либо наличие
двух измерительных частот, одна из которых совпадает с опорной, в измерительном канале. Для симметричных систем характерно сохранение опорной частоты в опорном канале и наличие двух измерительных частот, симметрично
сдвинутых относительно опорной, в измерительном.
В настоящем учебном пособии дан анализ физических особенностей оптической рефлектометрии, получены основные выражения для регистрируемых в
эксперименте сигналах, рассмотрены различные варианты практической реализации методов, а также наиболее распространенные случаи применения их для
исследований свойств ВС и элементов ВОЛП.
В главе 1 рассмотрены физические особенности рэлеевского, бриллюэновского и рамановского рассеяний.
В главах 2 и 3 представлены методы измерений и структуры несимметричных и симметричных систем рэлеевской рефлектометрии во временной и
частотной областях.
В главе 4 рассмотрены вопросы применения симметричных систем рэлеевской рефлектометрии.
В главе 5 изучаются вопросы методологии измерений, синтеза структур и
применения симметричных систем бриллюэновской и рамановской рефлектометрии.
В главах 6 – 8 обсуждаются вопросы, связанные с используемой в рефлектомтерических системах элементной базой, а именно, принципы построения
источников измерительных сигналов, симметричных УФДЛИ и приемников
рефлектометрических сигналов соответственно.
4
ГЛАВА 1
ВИДЫ РАССЕЯНИЯ
В ВОЛОКОННЫХ СВЕТОВОДАХ
И ИХ ИНФОРМАЦИОННАЯ СОСТАВЛЯЮЩАЯ
1.1 Рэлеевское рассеяние в волоконных световодах
В основе рэлеевской рефлектометрии лежит экспериментально установленный факт, что в наиболее распространенных в настоящее время кварцевых
волоконных световодах (ВС) в ближнем ИК-диапазоне существует заметное
рэлеевское рассеяние (от англ. Rayleigh scattering). Это рассеяние вызывается
флуктуациями плотности материала и концентрацией легирующих примесей,
причем характерные размеры неоднородностей намного меньше длины волны
света.
В результате такого рассеяния часть излучения в ВС начинает распространяться в противоположном первоначальному направлении, а обработка такого обратно рассеянного сигнала позволяет в принципе анализировать характеристики ВС.
При проведении измерений к исследуемому ВС через делитель подводится излучение мощного импульсного лазера. Рассеянный в обратном направлении свет подается через ВС на чувствительный фотоприемник. С помощью такой установки удается наглядно наблюдать изменение затухания вдоль ВС,
включая скачки затухания (вызванные оптическими контактами и т.п.), и быстро определять места неисправностей и источников искажений. При измерении
потерь принимается, что обратное рассеяние и апертурное число вдоль ВС постоянны и равны для всех волокон линии, хотя на практике это выполняется не
всегда.
На рис.1.1 приведена кривая обратного рассеяния, наблюдаемая на экране
осциллографа. Отмечены отрезки линии передачи с искажениями различного
вида [4]. Нормальный ход кривой в ВС представляет собой падающую экспоненту 1 обратного рассеяния во времени, искажение 2 – скачок затухания. Он
может быть обусловлен дефектом в ВС или разъемом, а также местом сварки
(оптического контакта). Скачок затухания пропорционален вносимым потерям.
В случае сварки двух ВС с различным обратным рассеянием в кривой также
5
возникает скачок 6, который может
1
стать положительным при большом
2
3
1
4
рассеянии во второй линии. Маленькие P
5
пузырьки воздуха или включения в во1
6 1
локне отражают свет, что проявляется
на кривой обратного рассеяния в виде
небольших выбросов 3. При несогласованных разъемах или сращиваниях
0
(например, без иммерсионной жидкоt
сти) возникает отражение и скачок заРис.1.1. Кривая обратного рассеяния
тухания 5. Интенсивный отраженный
с различными формами изменения
сигнал 4 возникает у конца ВС. Для хозатухания:
роших преломляющих поверхностей ко- 1 – ход кривой в ВС без помех;
эффициент отражения получается 0,04, 2 – скачок затухания (место сращивадля нерегулярных и загрязненных гра- ния и т.п.); 3 – отражение от неодноничных поверхностей он может умень- родности в ВС; 4 – отражение от коншаться до 10-4.
ца ВС; 5 – скачок затухания плюс отСвет, проходящий по стеклянному ражение (склеенное соединение и т.
ВС, претерпевает экспоненциальное за- п.); 6 – скачок в ВС с различным
обратным рассеянием
тухание (рис.1.2), т.е. величина P потока
светового излучения (амплитудное значение) после прохождения волокна длиной x уменьшается от величины P0 до
P  P0e   x  P0e  ( a   rs ) x ,
(1.1)
где коэффициент затухания α является мерой затухания. Он может быть разделен на коэффициент поглощения αa и коэффициент рэлеевского рассеяния αrs.
На интервале x+Δx поток излучения меняется на величину ΔP. Для Δx<<x справедливо выражение (1.2)
P   P0 e x x   P0  rs e x x  P0  0 e x x
в котором первый член равенства соответствует составляющей рэлеевского рассеяния,
а во второй – составляющей поглощения поP
терь светового сигнала на интервале x+Δx.
Ps
Следует подчеркнуть, что αa и αrs должны
быть постоянны по длине ВС. На практике
P
это условие в большинстве случаев выполня- P – ΔP
ется. Исключения ограниченны локальными
отклонениями (см. рис.1.1) и могут быть
учтены при расчете.
0
x
x+Δl
x
Рассеянный свет распространяется во
все стороны и покидает ВС почти полностью.
Рис.1.2. Идеальная кривая
Однако небольшая часть рассеянного света
обратного рассеивания
6
распространяется по ВС обратно и лежит в пределах возможного угла распространения. Распространяющийся в обратном направлении свет от общего рассеянного света составляет долю, определяемую коэффициентом
AN2

,
G

4 4n02
(1.3)
где n0 – максимальный коэффициент преломления сердцевины ВСа; AN – его
апертурное число и Ω – соответствующий пространственный угол в ВС. Считается, что обратное рассеяние не превышает рассеяния в других направлениях.
Для n0=1.46 и AN=0.20 G=6.8·10-3 (–22 дБ). В градиентных ВС G еще меньше
(около – 24 дБ), так как интенсивность света и угол распространения вне сердцевины ВС уменьшаются, и поддается расчету только для случая чисто рэлеевского рассеяния. Для дотированных кварцевых и стеклянных волокон это условие выполняется не всегда, поэтому выражение (1.3) дает лишь оценку. Интервал Δx измерения в ВС зависит от длительности импульса измерителя и для
гауссовых импульсов определяется как
x 
c
t ,
ng
(1.4)
где Δt – половина длительности измерительного импульса; с – скорость света в

 dn0 
 – групповой коэффициент преломления сердцевивакууме; ng  n0 1 
 n0 d 
ны ВС.
Теперь, исходя из (1.2) – (1.4), можем рассчитать сигнал обратного рассеяния на входе ВС:


Prs  P0  rs e  x x Ge x ,
(1.5)
где первый множитель (в скобках) соответствует всему рассеянному на интервале (x+Δx) свету, второй – составляющей обратного рассеяния (1.3), третий –
затуханию отраженного потока излучения, распространяющегося в обратном
направлении.
Затухание в прямом направлении зависит от условий подключения. На
обратном пути при рассеянии возбуждаются все моды, в том числе концевые
волны. Поэтому для получения распределения полей всех мод, близкого к стационарному, необходима определенная минимальная длина ВС. Так как равномерное возбуждение мод на входе ВС при его подключении также происходит
не всегда, точные измерения по методу обратного рассеяния на первых метрах
не производятся. Затухания в прямом и обратном направлениях через несколько метров могут считаться одинаковыми.
7
Из (1.5) можно рассчитать затухание (потери Drs, в дБ), обратнорассеянного потока излучения, приведенное ко входу ВС:
ng

P 
2n
Ds  10 lg s   20 lg 0  10 lg
 2 x10 lg e  .
(1.6)
P0 
AN
ct s

Затухание обратнорассеянного луча составляет около 45 дБ (AN=0,2;
Δt=100 нс; αs≈0,5/км; λ0=0,85 мкм). Остаток динамического диапазона прибора
может быть использован для измерения затухания. Если передающий лазер отдает 2 Вт, приемник имеет чувствительность 10-9 Вт (отношение сигнал/шум=20 дБ, полоса 5 МГц), то предельный динамический диапазон составляет 93 дБ. Отражение от линз, двукратное прохождение ВС и погрешности
юстировки соответствуют потерям в 8 – 10 дБ. Поэтому реальный динамический диапазон прибора может быть принят равным 80 дБ. В соответствии с
(1.6) с помощью прибора могут исследоваться параметры ВС с затуханием 17,5
дБ в каждом направлении.
Если импульс передатчика для улучшения разрешения по длине уменьшается до 10 нс, затухание обратнорассеянного луча в соответствии с (1.6) увеличивается до 55 дБ. Приемник должен в этом случае иметь полосу 50МГц, при
этом динамический диапазон прибора уменьшается до ≈75 дБ. Создание приемника с таким динамическим диапазоном – довольно сложная задача, поэтому
в случае работы короткими импульсами без подавления шумов могут исследоваться только короткие ВС. Дисперсия мод в ВС при измерениях должна быть
пренебрежимо мала. Если это условие не выполняется, измерительный импульс
расширяется с длиной ВС и оценка затухания в нем в соответствии с (1.6) дает
другое значение. Поэтому при импульсах длительностью 10 нс не могут исследоваться ВС со ступенчатым профилем. Из этих соображений в приборе для
обычных измерений используется импульс длительностью 100 нс. При этом
могут непосредственно исследоваться ВС с потерями не более 15 дБ, при
больших потерях измерения могут проводиться с шумоподавлением (интегральный метод).
1.2 Бриллюэновское рассеяние в волоконных световодах
Любое пассивное устройство (каковым является и ВС) является нелинейным устройством. При определенных уровнях мощности (естественно, что для
каждого из пассивных устройств эти уровни разнятся) передаточная функция
пассивного устройства становится такой, что начинают проявляться нелинейные свойства (даже при относительно низких мощностях не более 10 дБм для
традиционного одномодового ВС).
Нелинейные эффекты в ВС стали изучаться задолго до их использования
в волоконно-оптических линиях передачи (ВОЛП). Тем не менее, серьезное
внимание на них стали уделять с того момента, когда стали увеличиваться информационные скорости в ВС, протяженности ВОЛП, число длин волн, переда8
ваемых по одному волокну, а также уровни оптической мощности. Если на
ранней стадии развития ВОЛП единственными проблемами являлись погонные
оптические потери и волоконно-оптическая дисперсия (линейные искажения),
то сейчас на лидирующее место в проблемах ВОЛП стали выходить нелинейные эффекты, особенно остро проявляющиеся в системах DWDM (системы
волнового мультиплексирования) при передаче высокоскоростной цифровой
информации. Так, впервые серьезное внимание на нелинейности в ВС обратили
при подводной прокладке международного трансатлантического ВС, предназначенного для передачи высокоскоростной цифровой информации.
Нелинейные эффекты, возникающие в ВС, представляют собой фундаментальные ограничения по объему информации, который может быть передан
по отдельному ВС в единицу времени. Системные проектировщики ВОЛП
должны знать о таких ограничениях и предпринимать меры по минимизации
нежелательных эффектов нелинейности.
Стимулированное Бриллюэновское рассеяние (от англ. SBS – Stimulated
Brillouin Scattering) устанавливает верхний предел на уровень оптической мощности, который может быть передан по оптическому волокну. При превышении
определенного уровня оптической мощности, именуемого порогом SBS, в ОВ
возникает акустическая волна (рис.1.3), под воздействием которой меняется величина коэффициента преломления n. Изменения n вызывают рассеяние света,
приводя к дополнительной генерации акустических волн [7].
обратная волна (волна Стокса) (ωA<ωO)
акустическая волна(ωA)
основная волна(ωO)
ωA=ωO – ωS
одномодовое
оптическое
волокно
Рис.1.3. К возникновению Бриллюэновского рассеяния
В конечном счете, вследствие этого эффекта, возникает волна со смещенной частотой (волна Стокса – Stokes wave), распространяющаяся в обратном
направлении к источнику света (рис.1.3), в результате чего полезная передаваемая оптическая мощность ослабляется. Тем самым ограничивается предельно
достижимая мощность, которая может быть передана передатчиком в линию.
Отметим, что при малых оптических мощностях (т.е. до порога SBS) отраженная световая волна увеличивается прямо пропорционально уровню подводимой оптической мощности, т.е. подчиняется бриллюэновскому и рэлеевскому законам рассеяния, и отличается друг от друга на постоянную величину,
определяемую законом рассеяния Бриллюэна-Мандельштама (в основном зависит от эффективной площади сердцевины ВС – Аэфф для данного материала). И
только после превышения порога SBS наступает лавинный процесс увеличения
9
мощности отраженной волны. Типовое значение порога SBS для линии протяженностью в 10 км составляет 6…10 дБм. Выше этого уровня наблюдается значительное увеличение потерь ОВ, зависящих от уровня вводимой оптической
мощности.
Помимо эффекта снижения полезной мощности возникают и шумы (повышается относительная интенсивность шума – RIN, например, c –155 до –138
дБ/Гц), ухудшающие характеристики BER (вероятность возникновения ошибки). Особенно важно контролировать SBS в высокоскоростных транспортных
оптических системах, обязательно используя модуляторы с внешней модуляцией (External modulators) и лазерные источники непрерывных колебаний (CW –
Continuous Wave). Предварительно отметим, что традиционные уровни сигналов в CATV на длине волны 1550 нм часто вызывают эффект SBS, т.к. находятся
обычно в пределах 8…14 dBm., т.е. выше типового значения порога SBS.
Появляющаяся акустическая волна (с частотой ωA, см. рис.1.3) по своей
природе является гиперзвуковой, и ее частотный спектр может располагаться
до 10…13 ТГц (1013 Гц). Бриллюэновское частотное смещение νВ, определяемое
частотой акустической волны ωА по формуле:
B 
A 2  n   A

2
0
(1.7)
Так, для λ = 1550 нм скорость акустической волны в кварцевом ОВ составляет νA≈ 5 × 103 м/с и νВ ≈ 10 ГГц (~ 0,1 нм). Часто, для лучшего восприятия
физики процесса, частотное бриллюэновское смещение сравнивают с модуляцией светового потока акустической гиперзвуковой волной или эффектом Доплера. Графическое представление бриллюэновского смещения приведено на
рис.1.4.
δ
Выражение для пороговой мощности
Спонтанный
SBS PSBS записывается в виде:
Бриллюэновский
PSBS 
21в Aэфф 
 IS
1 
g B Lэфф   BW
отраженный
свет от νO

,

(1.8)
δ
сигнал
νВ
νO
где: в – числовое значение между 1 и 2, зависящее от поляризационного состояния волны;
gB ≈ 4,6 × 10-11 м/Вт – SBS усилительный коэффициент (зависит от типа ВС); Lэфф – эффективная длина ВС, определяемая из выражения:
Lэфф  1 1  e  L .
оптическая частота ν c / λ
=
Рис.1.4. Графическое
представление
бриллюэновского смещения
(1.9)
Для случая передачи импульсных сигналов важно отметить, что чем короче длина импульса, тем больше энергии необходимо для того, чтобы насту10
пило бриллюэновское рассеяние и, таким образом, тем меньше вероятность
проявления этого эффекта при высоких скоростях передачи данных.
Однако, кроме ухудшения условий передачи сигнала по ВОЛП бриллюэновское рассеяние позволяет и оценить его параметры. В частности, надежность волоконно-оптических линий связи невозможно оценить, не имея достоверной информации о натяжении волокна в кабеле. Актуальность такой задачи
стимулировала исследования тонких оптических эффектов в волокне, в результате чего возникла бриллюэновская рефлектометрия.
Известно, что при распространении излучения вдоль оптического волокна оно рассеивается на оптических неоднородностях. Большая часть света рассеивается на микроскопических изменениях плотности плавленого кварцевого
стекла – это рассеяние, как сказано в предыдущем параграфе, называется рэлеевским рассеянием. На этом явлении основан принцип действия обычных рефлектометров, нашедших широкое применение. Другой вид неоднородностей,
имеющихся в волокне, обусловлен тепловыми колебания атомов. Так, подобно
инфракрасному тепловому электромагнитному излучению, в стекле всегда присутствуют гиперзвуковые волны. Рассеяние света на вызванных этими волнами
подвижных неоднородностях показателя преломления и называется бриллюэновским рассеянием.
Главным отличием бриллюэновского рассеяния от рэлеевского является
то, что вызывающие его неоднородности двигаются. В этом случае вследствие
эффекта Доплера оптическая частота рассеянного сигнала будет отличаться от
частоты лазера и, как следствие, от частоты рэлеевского рассеяния (рис.1.5) [8].
Более того, бриллюэновский
Сигнал рассеяния
сдвиг частот DvБ пропорционален
Рэлеевский сигнал
скорости звука и зависит от натяжения волокна, подобно тому как
натяжение струны меняет ее тон.
Поэтому, измерив распределение
величины DvБ вдоль волокна,
Бриллюэновский сигнал
можно понять картину распределения напряжений в нем.
Для этого прибор должен
ΔνБ
совмещать возможности рефлектометра и оптического спектральчастота
частота лазера
ного анализатора. Первые схемы
регистрации
бриллюэновского
Рис.1.5. Сравнение рэлеевского
рассеяния предполагали необхои бриллюэновского рассеяний
димость доступа к обоим концам
волоконной линии. Лишь недавние достижения в области оптического усиления и акустооптической модуляции позволили японской фирме ANDO разработать мобильный прибор –
AQ8602, который может (подобно обычному рефлектометру) тестировать волокно с одной стороны.
11
1.3 Рамановское рассеяние в волоконных световодах
SBS
Оптическая
мощность
Оптическая
мощность
Стимулированное рамановское рассеяние (от англ. SRS – Stimulated
Raman Scattering) представляет собой значительно меньшую проблему в сравнении со стимулированным Бриллюэновским рассеянием (SBS). Реальные
ВОЛП допускают использование оптического усилителя с уровнем порядка 25
дБм или нескольких усилителей с меньшим уровнем выходного сигнала.
SRS по своему характеру проявления близко к SBS, но вызывается другими физическими явлениями. SRS является частотно зависимым и проявляется
более выражено на коротких волнах в сравнении с длинноволновыми (т.е. на
более высоких частотах).
Явления SBS и SRS проявляются в том, что оптический сигнал рассеивается и смещается в область более длинных волн (рис.1.6) [9].
λ
SRS
Оптическая
мощность
Оптическая
мощность
λ
λ
λ
Рис. 1.6. Сравнение SBS и SRS
Если при SBS спектр стимулированного излучения узкий (не более 60
МГц) и смещен в длинноволновую сторону на 10…11 ГГц, то при SRS спектр
стимулированного излучения широкий (~7 ТГц) и смещен в длинноволновую
сторону на величину порядка 10…13 ТГц. При схожести SBS и SRS, можно выделить несколько существенных отличий:
 SBS наблюдается только для встречной волны, рассеяние происходит
только назад, по направлению к источнику сигнала. SRS же наблюдается как
для встречных волн (стоксово излучение с уровнем порядка – 50…– 60 дБ относительно интенсивности исходного излучения), так и для сонаправленных
волн (антистоксово излучение с уровнем порядка – 70…– 80 дБ относительно
основной волны). Стоксовая и антистоксовая волны располагаются частотно
симметрично относительно основной передаваемой частоты излучения.
12
 При SRS спектр стимулированного излучения смещен относительно
сильнее (разница примерно на три порядка), а ширина его намного больше
(примерно на три порядка), чем при SBS.
 Пороговая мощность SRS намного больше (примерно на три порядка),
чем SBS.
С другой стороны эквивалентное импульсному синтезированное зондирование волокна приводит к возможности измерения температурных полей, которое характерно для измерительных волоконных систем, либо определению
условий залегания ВС, например, под водой при размыве грунта.
Комбинационное рассеяние происходит при взаимодействии света с молекулами вещества, сопровождающимся переходами молекул из одного энергетического состояния в другое. При этом электронное состояние молекулы остается неизменным, лишь энергия ее колебаний увеличивается либо уменьшается
на величину, равную разности энергий соседних колебательных уровней Екол.
Если частота падающего света равнялась 0 , то в спектре рассеянного света
наряду с линией при 0 появляются симметрично расположенные линии при
частотах
СТ =0 – кол,
АСТ=0 + кол.
(1.10)
(1.11)
Интенсивность
где кол  Екол, СТ и АСТ – частоты соответственно стоксовской и антистоксовской линий (рис. 1.7).
Бриллюэн
Излучение
лазера
Раман
(Анти-Стокс)
Раман
(Стокс)
Длина волны
Рис. 1.7. Схематическое изображение спектра
рассеянного света
Анти-стоксовская линия всегда имеет меньшую интенсивность. Поэтому
отношение интенсивностей двух линий комбинационного рассеяния зависит от
температуры вещества
I АСТ

Е
 ( АСТ ) 4 exp( КОЛ ) .
I СТ
 СТ
kT
13
(1.12)
После окончания процедуры рефлектометрического измерения, с помощью специального программного обеспечения рассчитывают отношение интенсивностей стоксовской и антистоксовской линий спектра рассеяния и, используя (1.12), находят распределение температуры по длине волокна.
14
1.4 Эффект антистоксова излучения
В настоящее время все большее внимание привлекают световодные датчики, основанные на использовании эффекта антистоксова излучения, приводящего к смещению частоты оптического излучения вверх. На этапе развития
волоконно-оптических систем передачи антистоксово излучение рассматривалось, в основном, как паразитный эффект, приводящий к увеличению уровня
шума и ограничивающий мощность, передаваемую ВОЛП [39]. Однако, специфические особенности антистоксова излучения, а именно его однозначная связь
со спектром фононов в веществе позволяет создавать однопараметрические
световодные датчики температуры, легко встраиваемые в единую комплексную
систему [55].
При использовании датчиков на основе волоконных брэгговских решеток
возникают серьезные технические и конструктивно-технологические проблемы, обусловленные одновременной чувствительностью таких датчиков к различного рода механическим (натяжение, изгиб, скручивание) и температурным
воздействиям. Это приводит к серьезному усложнению, как непосредственно
конструкции датчика, так и системы обработки и выделения полезного сигнала
[56]. В тоже время, вероятность антистоксова перехода, то есть интенсивность
излучения на данной частоте зависит только от параметров матрицы световода,
типа примесных ионов и температуры
W  W0 exp  0 f àñ 
(1.13)
где Δfас – величина антистоксова смещения частоты вверх, а W0 и α0 – параметры, определяемые материалом световода и характеристиками примесных
ионов, на энергетических уровнях которых наблюдается эффект, соответственно. Характерные зависимости W0 представлены на рис.1.8.
Т. к. прямые амплитудные измерения обладают относительно большой
погрешностью, то основная тенденция развития антистоксовых оптоволоконных датчиков температуры является поиск разностных и относительных методов обработки сигналов. На наш взгляд, наибольший интерес представляет
подход, предложенный в [57], основанный на использовании тонких различий в
спектре антистоксова излучения, обусловленных спектром энергетических
уровней примесного иона. В этом методе производится одновременное измерение интенсивности излучения в двух узких участках спектра люминесценции.
Температура определяется по отношению этих двух интенсивностей I1 и I2
R
I1
I2
(1.14)
15
Рис. 1.8. Вероятность безызлучательной релаксации Wб возбужденных
уровней трехвалентных редкоземельных ионов в зависимости от зазора
до ближайшего нижнего уровня:
1 – LaBr3 с наивысшей частотой фононов νф=175 см –1; 2 – LaCl3, νф=260 см –1;
3 – LaF3, νф=350 см –1; 4 – Y2O3, νф=430 см –1; 5 – YAlO3, νф=550 см –1;
6 – теллуритное стекло, νф=775 см –1; 7 – германатное стекло, νф=875 см –1;
8 – силикатное стекло, νф=1100 см –1; 9 – фосфатное стекло, νф=1300 см –1;
10 – боратное стекло, νф=1350 см –1.
При этом, R с высокой точностью остается постоянной и не зависит от параметров измерительного тракта. В то же время
dR
 const .
dT
(1.15)
Это обеспечивает линейность шкалы измерений и не требует спейиальной обработки в измерительном тракте.
При разработке оптоволоконных датчиков на основе антистоксовой люминисценции следует учитывать спонтанный характер излучения. Поэтому
оптоволокно будет передавать на выход линии ту часть излучения, которое будет им захвачено (канализированно). Эти потери определяются коэффициентом
захвата оптического волокна:
NA2
K çàõâ 
,.
4n0
(1.16)
где NA – числовая апертура оптоволокна, n0 – показатель преломления на частоте антистоксовой люминесценции. Поэтому в температурных датчиках более целесообразно использование многомодовых световодов.
16
Еще одним перспективным направлением является использование световолоконных систем визуализации инфракрасных изображений на основе антистоксовой люминесценции, иногда называемой Up-conversion. Сам процесс визуализации был предложен достаточно давно [58]. Суть процесса преобразования видна на схеме энергетических уровней (рис. 1.9).
3
3
Φ
3
2
np
nf
np
nf
2
1 ns
1
Φ
б
а
Рис. 1.9.
Анализ процессов на основе системы кинетических уравнений [59] показывает, что соотношение сигнал/шум собственно процесса Up-conversion может
быть записан при np>>ns:
ij ns
S
.
 
 N  Rij (T )
(1.17)
где σ – сечение спин-фотонного взаимодействия, R – сечение спин-фононного
взаимодействия, ns, np, и nf – число фононов сигнальных, накачки и люминесценции (на выходе), Φ(T) – число фононов на частоте сигнала. Индексы i=2, j=3
для рис. 1.9 а и i=1, j=2 для рис. 1.9 б. Соотношение (1.17) позволяет конкретизировать требования к рабочим центрам и матрицы материала, обеспечивающего визуализацию инфракрасного излучения за счет антистоксовой люминесценции:
а) центры антистоксовой люминесценции (в настоящее время это трехвалентные ионы группы редких земель [60]) должны иметь уровни 2 и 3
(рис. 1.9 а) и уровни 1и 2 (рис. 1.9 б), принадлежащие разным термам;
б) матрица должна обеспечивать слабую спин-фононную связь рабочих
ионов (рис. 1).
Соотношение (1.17) определяет соотношение сигна-шум собственно процесса Up-conversion, но не учитывает конструктивных особенностей построения реальных систем. Дальнейшие исследования [60, 61] подтвердили его работоспособность, но эффективность этого метода оказалась мала для монолитных
систем в силу малой толщины рабочего слоя (малой длины взаимодействия).
17
Для увеличения длины взаимодействия, повышения эффективности процесса преобразования и сохранения разрешающей способности целесообразно
применение набора оптических волокон, содержащих центры антистоксова
преобразования. Это позволит обеспечить повышение эффективности преобразования и повысить пороговую чувствительность создаваемых на этой базе
приборов. Однако, необходимо учитывать, что процесс антистоксовой люминесценции носит спонтанный характер. Поэтому для более точной оценки пороговой чувствительности необходимо соотношение (1.17) умножить на коэффициент захвата излучения волокном (1.16), который существенно меньше
единицы. Одна из возможных схем построения устройства визуализации инфракрасного излучения на основе антистоксовой люминесценции рассмотрена
в [62].
18
ГЛАВА 2
НЕСИММЕТРИЧНЫЕ СИСТЕМЫ
РЭЛЕЕВСКОЙ РЕФЛЕКТОМЕТРИИ
Подавляющее большинство рефлектометрических систем представляют
собой гомодинные системы, в которых несущие частоты опорных и измерительных каналов совпадают. Такие системы обладают простой конструкцией и
возможностью непосредственного выделения и регистрации информационного
сигнала. Однако в процессе фотоэлектрического преобразования в них существенную роль играют шумовые характеристики источников излучения и фотоприемников, низкочастотные шумы характерные для структурных узлов, что
значительно ухудшает метрологические характеристики, а также функциональные возможности указанных систем.
Решение проблем гомодинных рефлектометрических систем основано на
использовании двухчастотных методов. В этом случае, системы преобразуются
в гетеродинные, у которых частоты опорных и измерительных каналов не совпадают, а смещение частот достигается за счет использования устройств формирования двухчастотного лазерного излучения. Назовем их несимметричными
рефлектометрическими системами (НРС), поскольку, как правило, одна из частот совпадает с опорной, а вторая – смещается относительно нее.
Среди основных преимуществ НРС, определяющих необходимость их
дальнейшего развития, следует выделить следующие:

использование когерентного приема;

возможность переноса спектра информационного сигнала в область
с минимальным уровнем собственных шумов фотоприемника и других шумов
низкочастотной природы (шумы источника излучения, вибрационные шумы
оптической схемы, низкочастотные флуктуации и т.д.);

возможность расширения функциональных возможностей, например, автоматическая настройка на центры контуров избирательных элементов
(волоконных решеток Брэгга) и т.д.
В настоящее время нашли широкое применение НРС основанные на рэлеевской рефлектометрии во временной и частотных областях.
При использовании рефлектометрии во временной области перед разработчиком возникают проблемы разрешающей способности, динамического
диапазона и чувствительности. Данные проблемы имеют общее решение, которое заключается в оптимальном выборе длительности и мощности зондирующего импульса. Однако оно не всегда позволяет достичь желаемых результатов.
Основными достоинствами рефлектометрии в частотной области являются его
высокая чувствительность и разрешающая способность, обусловленные пре19
имуществами частотного зондирования и энергетической эквивалентностью
частотного и импульсного зондирования. Наиболее часто данная разновидность рефлектометрии основывается на использовании линейной частотной
модуляции (ЛЧМ) несущей или поднесущей зондирующего излучения. Проблемы, связанные с использованием ЛЧМ-рефлектометрии, определяются в
основном степенью сложности реализации выбранного вида и закона модуляции, энергетическими характеристиками собственно модуляторов частоты и
потерями при стыковке узлов частотного рефлектометра в целом. Поэтому общее их решение заключается в усовершенствовании методов и устройств модуляции зондирующего и приема отраженного излучений, а также фотосмешения.
2.1 Рефлектометрия во временной области
2.1.1 Рефлектометрия во временной области – традиционный подход.
Основы метода изложены в первой главе. В рамках традиционной рефлектометрии во временной области существует только два пути увеличения
энергии тестового импульса:

увеличение выходной мощности P0 лазерного диода,

увеличение длительности тестового импульса.
Однако последний способ всегда подразумевает ухудшение пространственной разрешающей способности. Эта взаимосвязь мощности тестового импульса и его длительности, или динамического диапазона и пространственной
разрешающей способности представляет собой фундаментальное ограничение
традиционной рефлектометрии.
Вследствие практических ограничений (время жизни, нагрев, большое
значение тока возбуждения, электромагнитные помехи и т.д.) выходная мощность лазерного диода не может быть выше определенного уровня. Более того,
пренебрегая вышеперечисленными ограничениями, оптическая мощность не
может быть выше уровня, соответствующего появлению нелинейных эффектов
в оптоволокне. Оптическая мощность тестового импульса также ограничена
насыщением фотоприемника, вызванного френелевским отражением от различных неоднородностей, таких как волоконно-оптические соединители, разрывы ВСа, низкокачественное сращивание оптических волокон и т.п. На условия хорошего приема также негативно влияет малая продолжительность возбуждающего импульса, что требует широкой полосы пропускания приемника.
Конечно, увеличение полосы пропускания приемника предполагает увеличение
эквивалентной мощности шума приемника.
Динамический диапазон рефлектометра определяется отношением сигнал/шум (Signal to Noise Ratio – SNR). Одним из способов уменьшения влияния
шумов является цифровая фильтрация сигнала от шума, которая часто называется методом усреднения сигнала. Имея оптический приемник, характеризуемый заданной эквивалентной мощностью шума PNEP (NEP – Noise Equivalent
Power – эквивалентная мощность шума), можно выразить результирующее отношение сигнал/шум после N-кратных измерений следующей формулой:
20
1
v g SP0T0 e 2 x
N
SNR  2
.
PNEP
N
(2.1)
Если через Pinit обозначить максимальное значение обратно рассеянной
мощности на входном торце ВС, x=0, то
1
Pinit  vg SP0T0 .
2
(2.2)
Логарифмируя (2.1) можно получить основное соотношение для отношения сигнал/шум, часто называемое в английской специальной литературе
“формулой создателя рефлектометрии” [10]:
SNR[dB ]  Pinit  PNEP  1.5 N oct  2x.
(2.3)
Эта формула описывает отношение сигнал/шум как функцию расстояния
x, измеряемого от входного торца ВС, и основных параметров оптического источника и приемника – Pinit и PNEP,соответственно. Здесь Noct=log2N.
Упрощенная блок-схема временного рефлектометра приведена ниже на
рис. 2.1.
ГТИ
Исследуемый
световод
ОКГ
Ответвитель
мощности
АЦП
и усреднитель
Оптический
приемник
Дисплей
Рис.2.1. Упрощенная блок-схема традиционного рефлектометра
Динамический диапазон обычного рефлектометра можно существенно
увеличить следующими способами:
 повышение уровня энергии возбуждающего импульса;
21
 используя оптический приемник с малой эквивалентной мощностью
шума и высокой степенью линейности;
 увеличение числа измерений и обработке сигнала методом усреднения.
Повышение уровня энергии возбуждающего импульса для заданного типа
лазерного диода возможно только увеличением длительности импульса (T0),
что вызывает ухудшение пространственной разрешающей способности. Существенное улучшение качества оптического приемника ограничено фундаментальными физическими принципами. Увеличение длительности импульса вызывает недопустимый рост времени измерения. По этой причине постоянно
разрабатываются новые подходы для преодоления основных ограничений
обычного рефлектометра.
2.1.2 Когерентная временная рефлектометрия.
Одним из способов улучшения рабочих характеристик оптического рефлектометра является применение схемы когерентного приема. Это позволяет
получить максимальную чувствительность оптического приемника. Применение когерентного приема в рефлектометрии (CO-OTDR) имеет такое достоинство, как использование оптическим передатчиком и приемником одного и того
же источника опорного сигнала (гетеродина), что позволяет избежать трудности при стабилизации частоты оптического излучения. Основной принцип когерентной рефлектометрии может быть рассмотрены по блок-схеме, приведенной на рис.2.2.
ω
Исследуемый
световод
Акусто- ω0+ω
оптический
модулятор
ω0
Лазергетеродин
OS1
Аттенюатор
(3 дБ)
OS3
OS2
Аттенюатор
(3 дБ)
Аттенюатор
(3 дБ)
PLO+Prbs
Оптический
приемник
Рис.2.2. Упрощенная блок-схема когерентного рефлектометра
22
Шум оптического приемника преимущественно состоит из дробового
шума, определяемого темновым током id. Шумы гетеродина и остальных элементов схемы могут быть выражены через эквивалентную мощность шума PNEP
оптического приемника. Отношение сигнал/шум на выходе приемника задано
отношением среднеквадратических значений сигнала и шума:
 e 
2 PLO Prbs  
  
,
 e 
 e  
 PLO 
  PNEP    


 0
 0 
2
SNR 

2eB id

(2.4)
где e – заряд электрона, ħω – энергия фотона, η – квантовый выход фотодетектора, PLO – оптическая мощность гетеродина, Prbs – мощность обратно рассеянного сигнала, B – ширина полосы пропускания оптического приемника.
Предполагая, что оптическая мощность гетеродина существенно больше
уровня его шумов, то она становится преобладающей по сравнению с остальными компонентами (и поэтому ими можно пренебречь), и для отношения сигнал/шум можно записать следующее соотношение
SNR 
Prbs
.
0 B
(2.5)
Данная величина определяет квантовомеханический предел чувствительности оптического приемника.
Эта техника обработки сигналов достаточно сложна и требовательна.
Пространственная разрешающая способность когерентного рефлектометра
определяется скоростью акустооптического модулятора и его способностью генерировать как можно более короткие импульсы.
2.1.3 Корреляционная рефлектометрия с применением псевдослучайного сигнала.
Основная идея метода заключается в соответствующем применении автокорреляционной функции псевдослучайного сигнала (PRS – Pseudorandom
Signal). При выборе соответствующих параметров псевдослучайного сигнала,
его автокорреляционная функция может быть аппроксимирована с хорошей
точностью дельта-функцией δ(t).
Псевдослучайный сигнал представляет собой биполярный периодический
сигнал. Каждый период состоит из серии N случайно распределенных положительных и отрицательных импульсов прямоугольной формы. Продолжительность каждого импульса определяется сигналом синхронизации. Псевдослучайный сигнал является детерминированным и может быть точно воспроизведен, но его корреляционные свойства имеют сходство с подлинным непериодическим сигналом, типа гауссова шума. Применение псевдослучайного сигнала
23
для тестирования ВС позволяет завести в него гораздо больше энергии, чем в
традиционной рефлектометрии. Это имеет большое значение для увеличения
динамического диапазона, и в то же время этот подход делает возможным сохранение пространственной разрешающей способности на том же уровне, как и
в традиционной рефлектометрии. Основные принципы метода можно объяснить, используя упрощенную блок-схему корреляционного рефлектометра, которая приведена на рис.2.3.
Генератор
тактовых
импульсов
Генератор
PRS №1
Оптический
передатчик
Делитель
мощности
(3 дБ)
Линия
задержки
Коррелятор
Оптический
приемник
Генератор
PRS №2
и стартстопная
схема
Интегратор
и схема
выборки и
хранения
Дисплей
Рис.2.3. Упрощенная блок-схема корреляционного рефлектометра
Конечное выражение для отношения сигнал/шум записывается в виде
Mq  K k 
SNR 
,
q ( K k )  q (1k )
1
q 1
L
L
(2.6)
где KL –полное число “мнимых” секций ВС, и k – число, показывающее порядок
2 v T
секции, от которой поступает сигнал, q  e 2 x  e
. Выражение (2.6) показывает, что отношение сигнал/шум прямо пропорционально числу импульсов в
одном периоде псевдослучайного сигнала, и зависит достаточно сложным образом от положения x в оптоволокне (через k), коэффициента затухания α, групповой скорости vg и длительности синхроимпульсов Tt (через q).
Основной проблемой данного метода [11] является достаточно большое
время измерения.
g t
2.1.4 Слабокорреляционная рефлектометрия.
Слабокорреляционная рефлектометрия основана на измерении рэлеевского обратно рассеянного света и френелевского отражения света распространяющегося вдоль волновода. Используя измеренную интенсивность рассеянного
или отраженного света, можно идентифицировать неоднородность материала
или объект исследования. Основным элементом измерительной системы, основанной на слабокорреляционной рефлектометрии, является интерферометр
24
Майкельсона, работающий со слабокогерентными оптическими источниками.
Упрощенная блок-схема слабокорреляционного рефлектометра приведена на
рис.2.4 [12].
Луч слабокогерентного света ответвИсточник
ляется светоделительным элементом в два
света
плеча:
E0
а) опорное плечо со сканирующим
Зеркало
зеркалом на конце,
ED
ER
б) сигнальное плечо, содержащее
Фотодиод
объект исследования.
ES
Отраженное излучение из опорного
плеча и рассеянное (или отраженное) излуx/2
чение из сигнального плеча поступают на
y/2
?
фотодетектор, где имеет место конструктивная или деструктивная интерференция. КонОбъект
reff
исследования
структивная интерференция возникает толь- Рис.2.4. Упрощенная блок-схема
слабокорреляционного рефлекко в том случае, если оптические пути в
тометра
обоих плечах равны. Тогда для интенсивности принятого излучения можно записать
выражение:
(
?
)
,
?
(
?
)

I D ( x)  r  P()e  (  ) y e  j  (  ) y  (  ) e j 2 x d,
(2.7)

где ν – волновое число, r e j – коэффициент отражения рассеивающего центра,
P(ν) – распределение спектральной плотности мощности слабокогерентного оптического источника, α(ν) – коэффициент затухания сигнала, β(ν) – коэффициент пропускания объекта исследования, Φ(ν) – полный фазовый сдвиг, обусловленный светоделительным элементом и поверхностью зеркала, x, y – положения
зеркала и рассеивающего центра соответственно, измеряемые от “начальных”
положений, соответствующих балансному интерферометру (рис.2.4).
Соотношение для конечного предела пространственной разрешающей
способности записывается в виде:
lc
20
s 

,
2n 2n
(2.8)
где Δs – расстояние между двумя рассеивающими неоднородностями, n – коэффициент преломления исследуемого волокна, lc – длина когерентности оптического источника, λ0 – центральная длина волны, δλ – ширина спектра оптического источника.
Следовательно, длина когерентности источника света должна быть как
можно короче для достижения высокой пространственной разрешающей спо25
собности. Тем не менее, пространственная разрешающая способность так же
ограничена дисперсией.
2.1.5 Рефлектометрия на основе счета фотонов.
Основная идея данного метода заключается в использовании квантовой
природы света и статистики Пуассона, которая приобретает большое значение
при сверхнизких уровнях оптической энергии.
Вероятность регистрации k-го фотоэлектрона в момент времени t задана
сложной вероятностью, которая является произведением вероятности появления фотоэлектрона в единичном интервале времени, начиная с момента времени t, и вероятности того, что (k–1) фотоэлектронов будут зарегистрированы в
интервале времени (0,t). Таким образом, вероятность регистрации k-го фотоэлектрона в момент времени t будет задан формулой
n J (t )
R (t )  n n(t )
k 1
0
k
(k  1)!
0
e  n J ( t ) .
0
(2.9)
Для k=1 соотношение (2.9) описывает частный случай – вероятность регистрации первого фотоэлектрона в момент времени t:
R1 (t )  n0 n(t )en J (t ) .
0
(2.10)
Если среднее число излученных фотонов в течение одного импульса
очень мало
n0<<1,
(2.11)
то R1 может быть аппроксимировано с допустимой ошибкой следующей формулой
R1 (t )  n0 n(t ).
(2.12)
Таким образом, полагая, что n0<<1, вероятность регистрации первого фотоэлектрона “точно” соответствует функции освещенности. Если временная задержка между началом генерации оптического излучения и регистрацией первого фотоэлектрона измеряется много раз, то относительное число появления
отдельных временных задержек будет точно соответствовать временной зависимости исследуемой оптической мощности. Соотношение (2.12) является основной формулой метода распределения временной задержки единичного фотона.
Для случая N-кратного измерения отношение сигнал/шум будет определяться соотношением
26
2
 P(t )

2
 h  r N 
 r N  P(t ) 
SNRN 


.
n d N r
nd  h 
(2.13)
Минимально детектируемая мощность может быть получена при условии
SNRN=1:
Pmin 
h
nd ( Nt ).

(2.14)
Серьезным недостатком коррелированного во времени метода счета единичных фотонов, следующим из выражения (2.11), является относительно
большое время измерения, которое достигает значений от единиц до десятков
или сотен минут, что в большинстве практических случаев не допустимо. Тем
не менее, это можно избежать, пренебрегая условием (2.11) и вводя соответствующую коррекцию результатов измерения.
Упрощенная блок-схема экспериментальной установки для регистрации
обратно рассеянного света методом распределенной временной задержки единичных фотонов приведена на рис.2.5.
Исследуемое волокно
Генератор
импульсов
Лазер
Волоконный
ответвитель
Счетчик
SPAD
детектор
ЭВМ
Рис.2.5. Блок-схема экспериментальной установки
Она состоит из двух основных групп блоков. Первая группа (генератор
импульсов, лазер, ответвитель оптического излучения), которая присутствует в
любом классическом рефлектометре, позволяет получить обратно рассеянный
свет из ВС как отклик на возбуждающий импульс оптического излучения. Роль
второй группы (SPAD детектор, счетчик, компьютер) заключается в обработке
сигнала из оптоволокна.
Обратно рассеянный свет направляется в специальный детектор, основной частью которого является SPAD диод. Корректная работа детектора обеспечивается генератором импульсов, что позволяет избежать проблему френе27
левского отражения. Счетчик измеряет временную задержку между началом
измеряемой обратно рассеянной световой волны и моментом детектирования
первого фотоэлектрона. Данные из счетчика поступают в компьютер.
SPAD (Single-Photon Avalanche Diode – лавинный диод, регистрирующий
единичный фотон) является лавинным диодом со специальной топологией [13],
делающей возможным детектирование единичных фотонов. Свойство детектирования единичных фотонов достигается подачей на диод напряжения, превышающего напряжение пробоя. Для ограниченного периода времени возможно
ввести диод в такое состояние, когда в фоточувствительном слое не будет свободных носителей заряда. В этом случае первый принятый фотон запускает
процесс лавинного увеличения числа носителей заряда, который формируют
импульс тока. Если напряжение смещения диода внезапно уменьшить до значения ниже величины пробоя, что позволит всем свободным носителям заряда
релаксировать (срыв лавинного процесса), то после нового установления
напряжения смещения выше величины пробоя диод снова становится способным регистрировать следующий фотон.
2.2 Рефлектометрия в частотной области
2.2.1 Рефлектометрия с частотным сканированием.
Одним из подходов для улучшения пространственной разрешающей способности является оптическая рефлектометрия с частотным сканированием, так
же называемая рефлектометрией с непрерывным частотно-модулированным
сигналом, в которой зондирующий сигнал является непрерывной оптической
волной, модулированной по частоте [14]. По сравнению с временной рефлектометрией, системы частотной рефлектометрии, которые для зондирования используют непрерывный сигнал более высокой мощности, характеризуются динамическим диапазоном, не зависящим от пространственной разрешающей
способности. Это свойство позволяет рефлектометрии с частотным сканированием достигать высокую пространственную разрешающую способность без потери динамического диапазона. Комбинирование этой техники со схемой когерентного детектирования дает дополнительное преимущество – высокую чувствительность.
Основная идея рефлектометрии с частотным сканированием представлена
на упрощенной блок-схеме частотно сканирующего рефлектометра на рис. 2.6.
28
Перестраиваемый
лазер
E
FC
R
R  E (t  )
I(t)
FD
x0
i(t)
Рис.2.6. Упрощенная блок-схема частотно сканирующего рефлектометра,
FC – направленный ответвитель, FD – фотодетектор
Несущая частота оптического излучения, генерируемого высоко когерентным лазерным диодом, медленно и линейно качается около центральной
частоты ω0 и подается в волоконно-оптический интерферометр Майкельсона.
Опорная ветвь оканчивается зеркалом, а сигнальная ветвь соединяется с исследуемым ВС. Временная задержка между сигналом от отражателя в опорной
ветви и обратно рассеянным сигналом от произвольного элемента dx на расстоянии x в сигнальной ветви составляет   2 x , где vg – групповая скорость в
vg
сердцевине ВС. Для когерентного детектирования оба сигнала смешиваются в
детекторе. В течение временной задержки τ линейно перестраиваемая частота
оптического излучения изменяется на    d . Это изменение частоты можdt
но наблюдать в детекторе, используя анализатор спектра. Частота Ω определяет
положение x в ВС, амплитуда сигнала пропорциональна локальному коэффициенту обратного рассеяния и оптической мощности, которая пропорциональна
exp(–2αx) и описывает затухание сигнала в прямом и обратном направлениях на
расстоянии x. Произведя преобразование Фурье для сигнала детектора в низкочастотном анализаторе спектра, можно одновременно наблюдать обратно рассеянные сигналы от всех точек вдоль исследуемого оптического волокна. Они
прямым образом соответствуют оси частот Ω анализатора спектра.
Влияние шумов неблагоприятно сказывается на измерениях в рефлектометрии с частотным сканированием. Они уменьшают пространственную разрешающую способность и ограничивает длину ВС, в котором могут быть проведены достоверные измерения. Более того, они так же уменьшаю длину секции ВС, в которой могут одновременно измеряться сигнал обратного рассеяния
и сильные френелевские отражения.
29
2.2.2 Рефлектометрия с синтезом функции когерентности.
Основную идею рефлектометрии с синтезированной функцией когерентности можно объяснить с применением упрощенной блок-схемы оптического
рефлектометра, основанного на этом методе, который приведен на рис.2.7.
Рефлектометр представляет собой интерферометр Майкельсона, управляемый высококогерентным лазером, который перестраивается в относительно
широком диапазоне частот. Акустооптический дефлектор смещает частоту колебания ω0 отклоняемого луча на ω. Фазовый модулятор позволяет непрерывно
изменять фазу оптической волны в опорной ветви в диапазоне ±π. Сигналы, поступающие из опорной и сигнальной ветвей, складываются в оптическом ответвителе 2. Два сигнала, покидающие оптический ответвитель 2, те же самые,
но взаимно сдвинутые по фазе на π, что позволяет исключить влияние шумов.
Наиболее существенное достоинство рефлектометра с синтезированной
функцией когерентности заключается в непосредственном получении данных
измерений без каких-либо сложных вычислений, необходимых для других методов. Вторым существенным фактором является то, что экспериментальная
аппаратура не содержит подвижных частей, например, сканирующих зеркал и
т.п.
Оптический
вентиль
Акустооптический
дефлектор
DFB
лазер
Оптический
ответвитель 1
ω0
ω0+ω
Зеркало 1
z=0
z
dz
Оптический
ответвитель 2
Фазовый
модулятор
Зеркало 2
Объект
исследования
Зеркало 3
Фотодетектор 2
E(t)
Анализатор спектра
U
Квадратичный
детектор
Зеркало 4
Фотодетектор 1
–
Σ
+
Полосовой
фильтр
ω
Рис.2.7. Упрощенная блок-схема рефлектометра
с синтезированной функцией когерентности.
Чувствительность, а, следовательно, и динамический диапазон данного
метода преимущественно определяется схемой гетеродинного приема. Достигаемая чувствительность может быть менее –130 дБ/мВт. Более того, данный метод не обладает мертвой зоной, обусловленной френелевскими отражениями.
Они устраняются узкой функцией когерентности. Динамический диапазон из30
мерения преимущественно ограничивается существованием функции когерентности подпиков.
Пространственная разрешающая способность определяется полной шириной на половинном уровне основного пика функции когерентности
z res 
vg
Nf s
.
(2.15)
vg – групповая скорость, N – число ступенек в модулирующем сигнале, fs – частота разнесения
Период следования пиков определяется диапазоном измерения
zrange 
vg
fs
.
(2.16)
Пространственная разрешающая способность возрастает с увеличением
числа ступенек в одном периоде сигнала частотной модуляции и частоты разнесения в первой ступеньке модулирующего сигнала. Наоборот, диапазон измерения определяется только частотой разнесения в первой ступеньке модулирующего сигнала.
С экспериментальной точки зрения, наиболее существенная проблема
связана нелинейностью зависимости между амплитудой тока инжекции и частотой оптического излучения лазерного диода, а так же изменением частоты,
вызванным сигналом модуляции (переходные процессы). Оба фактора могут
быть компенсированы предыскажением модулирующего сигнала и применением специальных оптических фильтров и дифракционных решеток [15].
2.3 Поляризационная рефлектометрия
Для исследования поляризационных свойств ВС была предложена новая
технология [16] на основе модифицированного рефлектометра, в котором перед
детектором размещается анализатор. Принцип этого метода заключается в том,
что рэлеевский обратно рассеянный свет в одномодовом ВС содержит дополнительную информацию об изменении состояния поляризации вдоль ВС. Экспериментальная установка поляризационного рефлектометра приведена на
рис.2.8.
31
Поляризатор Делитель
луча
Одномодовое
волокно
Лазер
Генератор
ЭЛТ
Анализатор
Детектор
Рис. 2.8. Схема экспериментальной установки
Поляризационная модовая дисперсия является ограничивающим фактором для высокоскоростных волоконно-оптических систем передачи информации. Точное измерение поляризационной модовой дисперсии необходимо как
при проектировании, так и при обслуживании этих систем. Поляризационная
рефлектометрия позволяет не только измерять с высокой точностью дисперсию
поляризационных мод, но также дает полную картину распределения двулучепреломления в ВС.
Для надлежащей обработки сигналов необходимы подходящие модели
оптоволокна. Обычно ВС разбивается на ряд секций, и с помощью матриц
Джонсона или Мюллера можно найти соотношение между локальным двулучепреломлением в ВС и данными, полученными из осциллограммы сигнала поляризационного рефлектометра. Однако, это возможно только в том случае, если
длина когерентности оптического источника достаточно велика, что позволяет
избежать искажения состояния поляризации оптического сигнала.
2.4 Выводы по главе
Краткий обзор современных НРС показал, что противоречие между динамическим диапазоном и пространственным разрешением в рефлектометрических системах временной области (OTDR) в настоящее время решается с помощью использования специальных методов зондирования (псевдослучайные
последовательности импульсов, кодированные последовательности по Голею,
слабо коррелированные источники излучения) и приема (метод счета фотонов).
С развитием источников излучения с высокой когерентностью и методов перестройки их частоты в широких пределах (перестраиваемые лазерные диоды,
волоконные лазеры, широкополосные электро- и акустооптические модуляторы) появилась возможность использования OTDR с когерентным приемом
(OTDR-CR). Кроме того, получили дальнейшее развитие методы оптической
рефлектометрии в частотной области (OFDR), в которых динамический диапа32
зон не зависит от пространственного разрешения. В частности следует выделить OFDR со сканированием частоты (OFDR-SF) и с синтезированной функцией когерентности (OFDR-SCF).
Системы, реализующие OTDR-CR и OFDR-SCF, используют в своем составе акустооптические и электрооптические модуляторы. Цель их применения
заключается в обеспечении необходимого сдвига частоты лазерного излучения
и изменении его фазы. В обоих случаях представляется не оптимальным как
структурное использование модуляторов, так и метод преобразования частотных и фазовых параметров излучения. В первом случае для генерации зондирующих импульсов, сдвинутых по частоте, применяется акустооптический модулятор. Хотя, более широкополосные электрооптические модуляторы (ЭМ)
позволили бы получать более короткие импульсы. Кроме того, в составе ЭМ
используются поляризаторы излучения, которые позволили бы обеспечить выполнение поляризационных требований в данной системе. Во втором случае
используются два устройства – акустооптический дефлектор и фазовый электрооптический модулятор. При этом не учитывается возможность использования амплитудно-фазовых способов модуляции в одном электрооптическом модуляторе, которые позволяют одновременно и синхронно воздействовать как на
частотные, так и на фазовые параметры лазерного излучения, что является необходимым требованием при синтезе функций когерентности.
Амплитудно-фазовые способы преобразования оптического излучения
приводят, как правило, к формированию симметричного выходного излучения
с подавленной частотой опорного излучения. Рассмотрим основы построения
рефлектометрических систем с симметричным зондирующим излучением в
следующей главе.
33
ГЛАВА 3
СИММЕТРИЧНЫЕ СИСТЕМЫ
РЭЛЕЕВСКОЙ РЕФЛЕКТОМЕТРИИ
Устройства формирования двухчастотного лазерного излучения (УФДЛИ)
позволяют формировать как несимметричное, так и симметричное выходное
излучение. При этом в последнем случае сдвинутые по частоте составляющие
расположены симметрично относительно частоты исходного опорного излучения, которое подавлено.
Совокупный анализ характеристик НРС и симметричных УФДЛИ позволил предложить новый класс рефлектометрических систем – симметричных
(СРС), обладающих улучшенными метрологическими характеристиками и
расширенными функциональными возможностями по сравнению с НРС.
СРС строятся на основе:
 НРС на основе двухчастотных и двухмодовых лазеров, характерными
чертами которых являются высокая точность измерений, простые оптические
схемы, простое выполнение жестких требований гетеродинирования (отсутствие пространственного разнесения спектральных компонент и их одинаковая
поляризация) с возможностью, при необходимости, разделения спектральных
компонент с помощью фильтров, что существенно для ряда применений;
 НРС на основе волоконных электрооптических УФДЛИ, характерными
чертами которых являются возможность получения высокой чувствительности
измерений, оптимальных разностных частот для переноса спектра информационного сигнала в область минимальных шумов, пространственного разрешения
за счет использования ЛЧМ, вводимой в процессе сдвига частоты, простой реализации электронного опорного канала для обработки сигналов.
Рассмотрим вопросы эффективности применения двухчастотного зондирующего излучения для мониторинга ВС на примере временного рефлектометра с когерентным приемом, частотного некогерентного рефлектометра с ЛЧМ
сканированием частоты, частотного рефлектометра с формированием требуемой функции когерентности [17].
3.1 Временной когерентный симметричный рефлектометр
Местные потери в области микроизгибов ВС обычно детектируются с
помощью метода рефлектометрии во временной области. Они могут выразиться либо в увеличении коэффициента отражения, либо, что более вероятно в ло34
кализованном снижении уровня рэлеевского сигнала обратного рассеяния оптического временного рефлектометра. Современные временные рефлектометры, построенные на основе метода счета фотонов, позволяют регистрировать
сигнал с пространственным разрешением в несколько сантиметров на расстоянии до нескольких километров, но они очень дороги и малофункциональны с
точки зрения протяженных ВС.
Альтернативой методу временной рефлектометрии служит метод детектирования прямого сигнала и метод рефлектометрии в частотной области. Для
простых систем первого класса выходной сигнал ВС постоянно измеряется с
помощью фотодетектора. Любое изменение микроизгибных потерь в любом
месте ВС приводит к уменьшению уровня сигнала на входе детектора. Хотя
данный метод дешев и прост, он не позволяет локализовать зону микроизгибных потерь, и характеризуется высоким уровнем ложной тревоги, поскольку
любое изменение интенсивности лазерного источника или условий его согласования с ВС приводят к аналогичным изменениям уровня сигнала.
В симметричной системе временного рефлектометра частотный режим
реализуется внутри импульса зондирования с разносом двух частотных составляющих на величину , равную нескольким десяткам или сотням МГц, которая
будет определять центральную частоту избирательного усилителя промежуточной частоты. Таким образом, осуществляются измерения с переносом спектра
сигнала обратного рассеяния в область с минимальным уровнем шумов фотоприемника.
На рис.3.1 представлена структурная схема временного рефлектометра с
когерентным приемом. Оптическое излучение с угловой частотой  0 делится
на две части в оптическом разветвителе ОР1. Одна его часть сдвигается по частоте 0   в УФДЛИ и полученные зондирующие колебания через ОР2 поступают в тестируемый ВС. Обратно рассеянное излучение складывается в
ОР3 с сигналом лазера. На фотоприемник поступают оптический сигнал с
мощностью PЛ лазера и обратно рассеянный сигнал с мощностями PОРС 0    .
Обеспечив одинаковую поляризацию лазерного и обратно-рассеянного
сигнала итоговое электрическое поле EВЫХ фотоприемника можно записать как
EВЫХ E Л exp i t  EОРС exp i   t  EОРС exp i   t ,
0
0
0
(3.1)
где E Л  амплитуда излучения лазера, EОРС 0    – амплитуда обратно рассеянного сигнала на частотах    . Фототок пропорционален квадрату амплитуды электрического поля. Опуская некоторые несущественные для рассмотрения детали, его квадрат можно записать как
35
Ω
Волоконный
световод
Лазер
ω0
УФДЛИ
ω0±Ω
Оптический
разветвитель 1
Оптический
разветвитель 2
Оптический
разветвитель 3
PЛ+PОР
Фотоприемник
Рис.3.1. Структурная схема временного рефлектометра
с УФДЛИ
 e 
 2 PЛ PОРС   ,
  
2
i
2
ВЫХ
 2k E E
2
2
Л
2
ОРС
(3.2)
где e – заряд электрона, ħω– энергия фотона.
Шум фотоприемника в области  представлен в основном дробовым шумом и определяется темновым током фотоприемника iT, шумом лазера и другими компонентами, которые могут быть определены как эквивалентная шумовая
мощность фотоприемника PЭШМ. Отношение сигнал шум на выходе фотоприемника при когерентном приеме определяется отношением среднеквадратичного значения сигнала и шума
Pс
2 PЛ PОРС e / 0 
PОРС
,


Pш 2eF iт  PЛ e / 0   PЭШМ e / 0  0 F
2
и соответствует квантово-механическому пределу чувствительности фотоприемника.
В режиме прямого детектирования (исключаем ОР1 и ОР3) можно записать
EВЫХ  EОРС1 exp i   t  EОРС2 exp i   t ,
(3.4)
 e 
2
2
i 2 ВЫХ  2k 2 EОРС1
EОРС2
 2 PОРС1PОРС2   ,
  
(3.5)
0
0
2
36
(3
и при равенстве PОРС1  PОРС2  PОРС получим
2
e / 0 
Pс
2PОРС
PОРС
.


Pш 2eF iт  2PОРС e / 0   PЭШМ e / 0  20 F
2
(3.6)
Анализ (3.6) при PОРС  PЭШМ позволяет утверждать, что, несмотря на снижение чувствительности приемника по сравнению с когерентным приемом, получен выигрыш за счет переноса спектра информационного сигнала в область с
минимальным уровнем шумов по сравнению с прямым детектированием, поскольку практически реализуется режим автогетеро-динирования.
Необходимо отметить, что полученные соотношения справедливы лишь в
случае параллельных поляризации лазера и обратнорассеянного излучений. В
противном случае сигнал значительно снижается, что приводит к увеличению
погрешности измерений. Данная проблема присуща лишь первому случаю. Во
втором случае (автогетеродинирование) она решается автоматически – обе излучаемые составляющие имеют одинаковую поляризацию. Для решения указанной проблемы в первом случае возможна декомпозиция сигналов по скрещенным поляризациям и их отдельное детектирование и преобразование. Однако это усложняет схемотехническую реализацию метода. Необходимо также
обратить внимание, что пространственное разрешение метода определяется
длительностью импульса, т.е. шириной спектральной характеристики УФДЛИ
и его возможностью генерировать очень короткие импульсы.
3.2 Симметричный некогерентный рефлектометр
Рассмотрим отрезок ВС, который представлен на рис.3.2. На отрезке
0  x  x1 присутствуют внутренние потери 1 , обусловленные рэлеевским обратным рассеянием. На отрезке x1  x  x2 присутствуют внешние потери, которые вызваны микроизгибами ВС (дефект). Так как при приложении механического натяжения мы получаем снижение уровня сигнала обратного рассеяния
по сравнению с состоянием покоя, то потери в зоне дефекта равны
 2   i 1    . На отрезке x 2  x  L , где L – общая длина ВС, мы возвращаемся к внутренним потерям α1.
Для отрезка 0  x  x1 мощность сигнала обратного рассеяния с участка
dx может быть описана как
dPA  Po  1 A exp  2 1 x  exp  2ikxdx ,
(3.7)
где P0  мощность источника зондирования, 1  коэффициент внутренних потерь (нп/м), A – фактор обратного рассеяния и kw – волновой вектор для ЛЧМмодуляции на АМ-поднесущей.
37
ВС
P0
x=0
x2
x1
L
Дефект
Рис.3.2. Структура тестируемого отрезка ВС
Аналогично для x1  x  x2 и x 2  x  L на рис.3.2 получим
dPB  Po  1 A exp  2 1 x1  exp  2 2  x  x1 exp  2ikxdx ,
dPC  Po 1 A exp 21 x1 exp 2 2 x2  x1  
.
 exp 21 x  x2 exp 2ikx dx
(3.8)
(3.9)
Выражения (3.7) – (3.9) могут быть проинтегрированы и объединены в
общее уравнение для обратнорассеянного сигнала. Примем 1   2 , тогда в
состоянии покоя обратно-рассеянная мощность с рассматриваемого участка
может быть представлена как
 P  A
2
PT  P PT 
2

T

o
L
4 L  k 2
2

 1  exp  4 L L   2 exp  2 L L cos2 Lk 
.
(3.10)
где  L   i / L  потери в зоне изгибов ВС, распределенные по длине ВС.
Если ввести линейное изменение частоты с постоянной скоростью
f t   df  / dt t , то мы получим периодическое изменение PT . Мы можем записать косинусную составляющую в уравнении (3.10) с учетом линейного изменения частоты как
 2f t 
 2 L df 
.
cos2 Lk   cos2 L
  cos 2



dt
g
g




(3.11)
Возможности анализа рефлектометрического сигнала в некогерентном
симметричном рефлектометре могут быть развиты в двух направлениях. Для
38
первого из них, взяв отношение постоянных компонент к переменным в выражении (3.11) получим коэффициент (глубину модуляции), задавшись которым,
как некоей предельно регистрируемой величиной, можно определить максимальную длину тестируемого ВС или максимальные общие потери и максимальное количество тестируемых узлов (мультиплексоров, ответвителей и т.д.).
Второе направление определяется возможностью тестирования избирательных
элементов ВС, например волоконных решеток Брэгга.
3.3 Симметричный рефлектометр с синтезом функции когерентности
При использовании пошагового изменения частоты, а не постоянного
свипирования изменение частотнозависимой амплитуды и фазы зондирующего
сигнала с преобразованием Фурье позволяет сформировать отклик подобный
отклику временного рефлектометра. Данный метод называется методом с синтезом функции когерентности.
Появившиеся работы о применении методов синтеза когерентных функций треугольной и прямоугольной формы, определяют перспективность применения ступенчатой ЛЧМ и в данных системах.
Спектральную плотность ЛЧМ сигнала можно определить, пользуясь общей формулой
   U
G
0
и / 2
 cost  at
2
/ 2exp  jt t .
(3.12)
 b / 2
Расчет функции G  показывает, что при больших значениях m100
форма спектра ЛЧМ сигнала близка к прямоугольной. Поскольку в частотных
системах используется непрерывное излучение, то излученный оптический
сигнал является гармоническим и модулированным. Отраженный от локальной
неоднородности ВС или элемента ВОЛП сигнал представляет собой его запаздывающее повторение, дополнительно модулированное за счет изменения характеристик объектов отражения и собственно ВС, как среды распространения.
Поскольку и сигнал гетеродина также является гармоническим и модулированным, то при взаимодействии его с отраженным сигналом всегда будут выполняться условия «почти когерентного» излучения.
Сигнал на выходе фотодетектора системы с синтезированием функции
когерентности может быть описан в виде
 1 T
 
2 z   
it     z n z   exp i t   s t   t z ,
v g   
0
 
T0 0
L
0
39
(3.13)
где   коэффициент отражения неоднородности, n  изменение коэффициента преломления,  s t   закон изменения частоты .
Интеграл в фигурных скобках представляет синтезируемую функцию
когерентности. Основное преимущество метода заключается в возможности
получения прямого измерения  без проведения сложных вычислений, что
объясняется
возможностью
приведения
синтезированной
функции
когерентности и функции корреляции по n к виду дельта-функции.
Сканирование пика функции когерентности достигается изменением значения
частоты  , при этом пространственное разрешение будет определяться как
zпр  2vg N ,
(3.14)
где N – число ступеней аппроксимации функции когерентности.
Преимущество амплитудно-фазовых симметричных УФДЛИ заключается
в возможности перестройки частоты  по заданному закону с заданной
скоростью. При этом N   , а следовательно может быть достигнуто очень
высокое пространственное разрешение. Основное ограничение на достижение
пространственного разрешения в субмиллиметровой области накладывает
нелинейность модуляционных характеристик электрооптических модуляторов,
которая приводит как к искажению законов модуляции и синтеза функции
когерентности, так и к появлению ее субпиков (паразитных спектральных
составляющих). Последнее приводит к снижению динамического диапазона
измерений, который в основном определяется характеристиками гетеродинного
детектирования.
Рассмотрим влияние нелинейности модуляционных характеристик на
возможность получения достоверных пространственных измерений. Опираясь
на результаты классических исследований [11], можно определить требования к
функциям удовлетворяющим возможности проведения ЛЧМ измерений:
 на протяжении каждого полупериода модуляции связь между  z –
частотой, определяющей координату z, и собственно z должна быть
однозначной;
 во всем заданном интервале измерений L средняя за полупериод частота  z
должна линейно зависеть от времени запаздывания, определяемого
координатой z.
Легко видеть, что при выполнении второго условия первое условие
выполняется автоматически. К группе функций, удовлетворяющих второму
условию, относятся функции [11]: не имеющие ни экстремумов, ни точек
перегиба; не имеющие экстремумов, но имеющие точки перегиба; имеющие два
экстремума, разделенные отрезком времени, меньшим, чем минимальное время
задержки. При определенных условиях могут рассматриваться синусоидальное
и прямоугольное изменение частоты.
Получаемые с помощью амплитудно-фазовых симметричных УФДЛИ
спектральные соотношения (количественные характеристики которых будут
40
рассмотрены в главе 6) безусловно удовлетворяют требованиям, налагаемым на
возможность использования функций для ступенчатого ЛЧМ зондирования ВС.
С другой стороны эквивалентное импульсному синтезированное зондирование ВС приводит к возможности измерения температурных полей, которое
характерно для импульсных систем с бриллюэновским или рамановским рассеянием. При этом сканирование двухчастотного излучения позволяет раздельно
локализовать стоксовскую и антистокосовскую компоненты.
3.4 Обсуждение результатов
Оптическая рефлектометрия, используемая для исследования свойств
многомодовых и одномодовых ВС и создания на их базе ВОЛП с высоким QoS,
является высокочувствительным инструментом. Известно, что деформации ВС,
определяемые внешними воздействиями, вызывают изменения трех его параметров: диаметра, диэлектрической проницаемости материала и длины (растяжение, удлинение при радиальном сжатии и укорочение при радиальном растяжении). В ряде работ показано, что изменение всех параметров ВС под воздействием внешних факторов приводит к изменению сигнала обратного рассеяния. Наибольшее влияние оказывает изменение числовой апертуры по длине
ВС. Отмечается, что картина обратного рассеяния очень чувствительна к изменениям диаметра сердцевины ВС, хотя данная зависимость очень сложна и пока теоретически не рассчитана.
Учитывая полученные в настоящей главе выражения можно сказать, что
определение координаты x места приложения внешнего воздействия при симметричной ЛЧМ-модуляции сводится к измерению приращения частоты зондирующего излучения за время распространения сигнала от входного торца по
входному волокну до точки x и от точки x по выходному волокну до выходного
торца. Более сложным представляется определение интенсивности внешнего
воздействия для чего необходимо решить многофакторную задачу с учетом текущих коэффициентов поглощения и рассеяния в прямом и обратном направлении во входном и выходном волокнах.
Выше речь шла о локальных неоднородностях в ВС, однако рефлектомтерия дает уникальную возможность исследовать и распределенные неоднородности, то есть флуктуации параметров ВС по его длине. При этом получение обратно рассеянного сигнала с обоих концов ВС позволяет решить задачу
локализации последовательно расположенных распределенных неоднородностей. Если предположить, что фактор обратного рассеяния Gx  и эффективный
коэффициент рассеяния  р  x  не зависят от направления распространения света, то для распределений, эквивалентных Pор 0, x  , Pор L, x  можно получить:
Pор (0, x)Pор (L, x) 2   p ( x)GxP0 exp
1
41

   ( L )   ( L )
L2
,
(3.15)
Pор (0, x) / Pор (L, x) 2  exp
1

   ( L )   ( L )
L2
exp 


( x )   ( x ) x
.
(3.16)
Первое из этих выражений включает зависимость от x только через члены
 р  x G x  и, таким образом, описывает флуктуации параметров ВС по длине.
Второе зависит от exp  ( x ) ( x ) x и определяет среднее затухание света на
участке [0, x] ВС. Совместное решение (3.15) и (3.16) позволяет эффективно
разделить вклад общего затухания и вклад зон потерь в сигнал обратного рассеяния.
Последовательно расположенные изгибные участки ВС практически не
оказывают влияния на показания друг друга. Причем в ряде работ приведено
строгое теоретическое обоснование этого факта с точки зрения описания модового континииума для распространяющего в ВС излучения. Показано, что использование двухчастотного излучения, сдвинутого на ячейке Брэгга, позволяет
на порядок повысить чувствительность непрерывного частотного рефлектометра, и соответственно расширить динамический диапазон измерений. Проблема
повышения точности ограничивалась нестабильностью работы частотносдвигающей ячейки. Применение симметричных амплитудно-фазовых волоконных УФДЛИ может решить эту проблему.
Кроме требования спектральной стабильности для УФДЛИ, применяемых
в НРС, существуют достаточно жесткие пространственные требования при
смешении референтного и сигнального излучений. Эффективный прием сигналов осуществляется при выполнении известного условия


sin    / l ,
(3.17)
где  – угол между опорным и сигнальным пучками при фотосмешении на фотоприемнике, l – длина фоточувствительной поверхности приемника.
Для   10 6 м, l = 103 м  / l  10 4 и соответственно   10 4 рад. Невыполнение этих жестких геометрических требований, характерное для фазовых
УФДЛИ с разделенными частотами, приводят к серьезным практическим проблемам при построении фотоприемной системы НРС.
В случае использования симметричной амплитудно-фазовой модуляции
техника регистрации излучения значительно упрощается, не требуется опорного луча, к источнику излучения не предъявляются требования по когерентности, весь оптический тракт менее сложен, хотя вводится анализатор и поляризатор.
Таким образом, преимущества реализации симметричного режима зондирования ВС с помощью симметричных волоконных УФДЛИ позволяют высоко
оценить перспективы разработки на их основе СРС.
42
ГЛАВА 4
ВОПРОСЫ ПРИМЕНЕНИЯ
СИММЕТРИЧНЫХ СИСТЕМ
РЭЛЕЕВСКОЙ РЕФЛЕКТОМЕТРИИ
Важными факторами применимости тех или иных ВС в задачах телекоммуникаций являются изгибные и микроизгибные потери, обратное рэлеевское
рассеяние, а также долговременная стабильность собственно ВС и его элементов (ответвителей, волоконных решеток Брэгга (ВРБ) и т.д.) и их параметров
(затухание, коэффициент разветвления, широкополосность, полоса пропускания, форма контура и т.д.).
4.1 Изгибные потери в оптических волокнах
Изгибы ВС вызывают перераспределение направляемых мод, увеличение
межмодовой связи, а в результате и потери на излучение в оболочку [18, 19].
Этот тип потерь характерен для витых ответвителей, ВС намотанных вокруг
сердечника или размещенных в гибких кабелях, а также в местах склейки ВС,
если присутствует угловая несогласованность осей оптических волокон. Минимизация потерь, вызванных большим количеством микроизгибов, является основной проблемой при разработке и изготовлении оптических кабелей. Поэтому задача мониторинга изгибных потерь является весьма актуальной.
Приближенно дополнительные потери на изгиб вычисляются по формуле
 и =10·lg(1–а/R и ) q [дБ],
n 1 –n 2 )/n 1 ,
(4.1)
(4.2)
где Rи – радиус изгиба, Δ – относительная разница показателей преломления,
а – радиус сердцевины, n1, n2 – показатели преломления соответственно сердцевины и оболочки, q=1,2 – для ступенчатого и градиентного волокон соответственно.
В одномодовом ВС потери на изгиб составляют
=2 0 + и ,
43
(4.3)
где и – потери на переходах от прямого участка к изогнутому и наоборот и
вычисляются по более сложным формулам.
При малых Rи и небольших длинах изогнутого участка L<(10..30)·а потери  0 > и . При L/а<100 основной вклад вносят потери и. При R и >5 см
вкладом от о и и можно пренебречь.
Рассмотрим более подробно влияние изгибов оптического волокна на интенсивность проходящего света [20]. Рассмотрим участок волокна, искривленный под действием приложенных к нему механических сил (рис. 4.1).
1
2
3
Рис.4.1. Распространение света в изогнутом волокне:
1 – сечение сердцевины волокна; 2 – направление распространения излучения в волокне согласно лучевому подходу; 3 – то же с учетом упругооптического эффекта
Если для простоты ограничиться геометрической моделью распространения света в волокне, то такой изгиб должен привести к тому, что световой луч 2
стремится к выходу из световедущей сердцевины 1 в оболочку, что приведет к
уменьшению интенсивности передаваемого света. Более строгое рассмотрение
с учетом изменения плотности вещества в сжатой и разреженной частях волокна показало, что простой геометрический подход дает завышенные данные влияния изгиба на модуляцию интенсивности. Иначе говоря, траектория луча в
изогнутом ВС имеет тенденцию повторить изгиб его оси (стрелка 3 на рис.4.1).
В терминах модовой теории влияние изгиба трактуется как перераспределение
энергии от модовых групп с малыми номерами к модовым группам высоких
порядков, а от них – к модам оболочки, излучение которых выходит из ВС и
рассеивается. Чем интенсивнее ВС подвергается деформации, тем больше оптической энергии переходит в излучательные моды и покидает ВС.
Реально изогнутый или свитой ВС представляет собой сложную систему
при рассмотрении которой следует учитывать три физических эффекта:
1)
эффект туннелирования мод из сердцевины через его оболочку в
оболочку и далее в сердцевину изогнутых (свитых) ВС;
2)
эффект наведенного двулучепреломления, вызванного изгибом
(скручиванием) ВС вокруг оси;
3)
эффект обратного рассеяния за счет неоднородностей ВС и его изгибов (скрутки).
Воздействие внешних факторов приводит к изменению параметров взаимодействия указанных физических эффектов и характеристик оптического излучения.
44
Распределенное вдоль оси такого ВС механическое напряжение преобразуется им в распределенные оптические потери. В работе [21] было показано,
что характеристики такого участка волокна в основном определяются параметрами и структурой ВС: коэффициентом поперечной жесткости основной оболочки ВС k, а также радиусом сердцевины а и изменением показателя преломления сердцевины ВС Δ.
Для локализации участка, к которому прикладывается механическое воздействие, необходимо применять рефлектометрический метод съема информации, основанный на рэлеевском рассеянии (симметричная некогерентная рефлектометрия).
4.2 Искажения формы контура волоконной решетки Брэгга
В соответствии с методом связанных мод, электрическое поле света Е в
ВРБ может быть выражено в виде суммы двух распространяющихся в противоположные стороны волн (колебаний) с медленно изменяющейся амплитудой в
следующей форме:
E  u( z ) exp(ikz )  ( z ) exp(ikz ) .
(4.4)
Здесь k  neff c , neff  n  i , с – скорость света в вакууме, α – коэффициент описывающий поглощение (если α>0), или усиление (если α <0) света
под воздействием внешней накачки. В рассматриваемом случае, поскольку среда волокна не активна,α=0. Показатель преломления n в пределах ВРБ (0<z<L)
изменяется как:
 n
 2z  
  .
n  n0 1 
cos
2

 B 

(4.5)
Здесь Δn – глубина модуляции показателя преломления, В – длина волны Брэгга.
Функции u(z) и υ(z) – описывают амплитуды волн, распространяющихся в
противоположенных направлениях, и удовлетворяют следующим уравнениям
связанных мод:
du
d
 iq exp(2iKz ) ,
 iqu exp(2iKz ) ,
dz
dz
(4.6)
где q  (n0  i) c , K  q    B ,   n 4 .
В случае неоднородной ВРБ, где  или  B постоянными величинами не
являются, а зависят от z, эти уравнения точного аналитического решения не
имеют. Однако были разработаны несколько успешно реализуемых асимптотических подходов (приближение Венцеля–Крамерса–Бриллюэна и более про45
грессивное R приближение) и числовые методы для их оценки. В нашем случае
однородной ВРБ, предполагается, что глубина модуляции показателя преломления n и период решетки  B есть величины постоянные, т.e., мы рассматриваем ВРБ без чирпирования и аподизации. В этом случае, решение по методу
уравнений связанных колебаний (4.6) получено точно аналитически, в результате чего имеем следующее выражение для функции отражения r ВРБ:
r  Rei 
(0)
q(1  exp(2iQL))
,

u(0) Q  K  (Q  K ) exp(2iQL)
(4.7)
где Q  K 2   2 q 2 , R  r ,   arg(r )
В самом простом виде, ВРБ представляет собой отрезок волокна с периодической модуляции коэффициента отражения сердцевины, работающего в одномодовом режиме. Фазовые фронты перпендикулярны продольной оси волокна, полосы решетки имеют постоянный период. Свет, проходящий по сердцевине оптического волокна, будет рассеиваться каждой из полос решетки. При
невыполнении условия Брэгга, отраженный свет от каждой из последующих
полос решетки начинает последовательно выходить за рамки фазовых соотношений и в конечном итоге становится близким к нулю. Если же условие Брэгга
выполняется, то вклад отраженного света от каждой из плоскостей решетки
конструктивно добавляется в обратном направлении, формируя тем самым обратный отраженный пик света с центром на длине волны, определяемой периодом данной решетки. По мере изменения периода решетки в ходе проведения
испытаний на остаточную деформацию центральный пик (максимум) соответственно смещается в новую точку, по значению которой можно вычислить величину напряжения.
Поскольку решетка обычно имеет в длину от одного до пяти миллиметров, то деформация по всей ее длине может распределяться неравномерно. В
экстремальном случае, когда распределение деформации (или напряжения) носит случайный характер и они большие по величине, то пренебрежимо малый
световой поток существует при любой длине волны.
Решетка Брегга представлена в виде набора слоев равной толщины d/2 с
переменными коэффициентами отражения n+n и n (рис.4.2).
d/2
n+Δn
n
d
Рис.4.2. Схематичное представление волоконной решетки Брэгга.
Исследование характеристик решеток Брэгга в состоянии покоя и при
различных типах приложенных напряжений было проведено в [22]. Рассмотрим
типичные случаи, которые наиболее часто встречаются на практике.
46
Длина волны, соответствующая максимальной отражательной способности соответствует длине волны свободного пространства  и задается как
  2(n 
n
)d ,
2
(4.8)
где d означает пространственную периодичность коэффициента отражения, а
n+n/2 – усредненный коэффициент отражения для каждого периода. Выберем
n=1,45, n=10-3, переменные слои будут иметь коэффициенты n+n и n, длина
волны сканирующего лазера =1530…1590 нм.
С учетом вышеупомянутой информации и характеристик решетки длиной
1~5 мм, определено, что число слоев в ней составляет несколько тысяч. Приведенные ниже расчеты выполнены для 1500 периодов (3000 слоев). Нормальное
напряжение находится обычно в интервале от 10-2 до 10-4 или 104 – 102 με, что
соответствует максимальному сдвигу длины волны в пределах 15 нм, при условии, что данное напряжение распределено равномерно. В реальной ситуации,
напряжение может быть не полностью однородным, поэтому можно сделать
допущение о возможности существования некоторых простейших непрерывных функций модуляции для моделирования решеточного промежутка в виде
функции расстояния решетки. Другими словами, расчет в [23] производится
численно, плоскость за плоскостью, причем каждое из расстояний между плоскостями решетки изменяется в соответствии с заданным. Отобранные таким
образом простейшие функции модуляции рассмотрены ниже.
Если обозначить ненапряженный (ненагруженный) период решетки через
d, период, при условии наличия напряжений, меняется на d' следующим образом d' = d+d, где  – напряжение. Для =10-3 и 10-2, отраженные спектры показаны в виде графиков на рис.4.3 и 4.4. Конечно, ε может быть здесь отрицательным, что означает, что деформация имеет место вследствие сжатия, а не растяжения.
Из приведенных выше зависимостей видно что при малых значениях
приложенного механического напряжения ε=10-3 реакция ВРБ имеет схожий характер не зависимо от типа механического воздействия: центральный пик полосы режектирования решетки смещается в длинноволновую область. Таким образом, для создания распределенной информационно-измерительной системы
на основе волоконных решеток Брэгга необходимо регистрировать смещение
центрального пика, для чего требуется очень точно определять ширину центрального пика и центральную частоту ВРБ.
47
0,7
Отражательная
способность
0,6
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0,0
1540
1544
1548
1552
1556
1560
Длина волны, нм
Ненапряженное волокно
Однородно напряженная ВРБ
Отражательная спостобность
Рис. 4.3. Кривая для однородно напряженной ВРБ. =10-3 (справа),
спектр для ненапряженного волокна (слева)
0,7
0,6
0,5
0,4
0,3
0,2
0,1
0
1560
1562
1564
1566
1568
1570
Длина волны, нм
Рис.4.4. Кривая для однородно напряженной ВРБ. =10-2.
Традиционные методы определения спектра отражения ВРБ требуют широкополосного источника излучения и анализатор спектра, что делает систему
более дорогостоящей и менее надежной, следовательно, необходимо рассмотреть альтернативные методы определения параметров ВРБ и оценить их возможности для создания распределенных СРС.
48
4.3 Симметричные методы контроля изгибных потерь в ВС
и искажений контура ВРБ
4.3.1 Симметричное зондирование участков ВС с изгибными потерями
Двухчастотное зондирование участков ВС с изгибными потерями реализовано на основе двухчастотной некогерентной рефлектометрии [24].
Рассмотрим отрезок волокна, который носит изгибной характер и приведен на рис.4.5.
На отрезке 0  x  x1 присутствуют внутренние потери α1, обусловленные
релеевским обратным рассеянием. На отрезке x1  x  x2 присутствуют внешние потери, которые вызваны микроизгибами оптического волокна. Так как при
приложении механического натяжения мы получаем снижение уровня сигнала
обратного рассеяния по сравнению с состоянием покоя, то потери в зоне дефекта равны  2   i 1    . На отрезке x2  x  L , где L – общая длина волокна,
мы возвращаемся к внутренним потерям 1 .
Оптическое
волокно
P0
x=0
Область
микроизгибов
x1
x2
L
Рис.4.5. Структура исследуемого отрезка оптического волокна
В параграфе 3.3 было получено выражение для обратно-рассеянной мощности с рассматриваемого участка:
 P  A
2
PT  P PT 
2

T

o
L
4 L  k 2
2

 1  exp  4 L L   2 exp  2 L L  cos2 Lk 
,
(4.9)
где  L   i / L  потери в зоне скрутки, распределенные по длине волокна.
Взяв отношение постоянных компонент к переменным в выражении (4.9)
получим глубину модуляции M, определяемую как
M
2 exp  2 L L 
.
1  exp  4 L L 
49
(4.10)
Два предельных случая могут быть определены как
 L L  1, M  1,
 L L  1, M  2 exp 2 L L 
.
(4.11)
Для малых значений  L L глубина модуляции стремиться к 1 и PT периодически уменьшается до 0. Для значений  L L больше 1 коэффициент модуляции экспоненциально уменьшается. На рис.4.6 показано экспоненциальное
уменьшение глубины модуляции с увеличением  L L .
M(αLL)
1
0.1
0.01
0
0.25
0.5
0.75
1
1.25
1.5
1.75
2
2.25
2.5 α
LL
Рис.4.6. Зависимость глубины модуляции от параметра LL
Если определить 1% глубину модуляции как предельно регистрируемую,
то система может быть работоспособна в диапазоне L , достигающем 2,7.
При общей длине ВС с изгибными участками в 500 м получим =5,4103
нп/м. Это соответствует потерям ВС с набором изгибных участков в состоянии
покоя 27 дБ/км. Собственные потери ВС без изгибных участков составляют 0,5
– 1 дБ/км. При уровне потерь отдельного изгибного участка в состоянии покоя
0,01 дБ/м в ВС может быть около 30 изгибных участков. При большем количестве ВС становится неработоспособным.
Если определить 10% глубину модуляции как предельно регистрируемую, то система может быть работоспособна в диапазоне  L L , достигающем
1,5. При общей длине ВС с изгибными участками в 500 м получим =3103
нп/м. Это соответствует потерям ВС с набором изгибных участков в состоянии
покоя 14 дБ/км. При уровне потерь отдельного изгибного участка в состоянии
50
покоя 0,01 дБ/м может быть около 10-15 изгибных участков, что вполне достаточно для обеспечения необходимого отношения сигнал/шум при передаче информации.
4.3.2 Симметричное зондирование контура ВРБ
При анализе взаимодействия симметричного двухчастотного излучения
выберем некоторый абстрактный контур, отражающий нормированную зависимость коэффициента отражения от частоты, характерную для ВРБ [25, 26].
Обобщенную амплитудно-частотную характеристику абстрактного контура, на вход которого подается двухчастотный сигнал, можно определить с
помощью следующего выражения:
Y   
1
1
 02k
,
(4.12)
где  0 k  Q / 0  0 /   обобщенная расстройка контура.
В принципе возможны два вида анализа: анализ по каждой составляющей
отдельно, назовем его дифференциальным, и анализ по огибающей двухчастотного сигнала, назовем его интегральным.
Физически оба метода реальны и соответY(ε)
ствуют дифференциальному и интегральноA1=A2
му зондированию контуров центральных пиков ВРБ. Рассмотрим особенности взаимодействия двухчастотного колебания с контуΔε
ром при интегральном анализе.
Амплитудно-частотная и фазочастотA1<A2
ная характеристики абстрактного контура,
A1>A2
на вход которого подается двухчастотный
сигнал, представлены на рис.4.7.
Δε
Δε
По расположению средней обобщенной расстройки двухчастот-ного сигнала,  0 ,
ε01 ε02
0
ε
АЧХ и ФЧХ абстрактного контура можно
разделить на три области:
ν
1)
Средняя обобщенная расстройка
ν1
располагается в интервале     0   0 / 2
ν2
(область
I).
В
этом
случае:
 0   02 , A1 / A2  1;
ε
2)
Средняя обобщенная расстройка:   0 / 2   0   0 / 2 (область II);
3)
Средняя обобщенная расстройка:   0 / 2   0   (область III). В этом слуРис.4.7. АЧХ и ФЧХ абстрактного
(
ε
)
контура ВРБ
51
чае  0   02 , A1 / A2  1 .
Из рис.4.7 видно, что значения фаз составляющих выходного двухчастотного сигнала 1вых ,  2 вых соответствуют значениям ФЧХ абстрактного контура
на соответству-ющих значениях обобщенной расстройки составляющих двухчастот-ного сигнала,  01 , 02 , 1 ,  2 , где 1вых  1 , 2 вых   2 .
С учетом того, что  01   0   / 2 , а  02   0   / 2 , получим уравнения
для зависимостей фаз составляющих выходного двухчастотного сигнала от
обобщенной расстройки, 1вых  0  и 2 вых 0  :
1вых  0   arctg  0  /2 
2 вых  0   arctg  0   / 2.
(4.13)
(4.14)
Амплитуда и фаза выходного двухчастотного сигнала, как следует из
рис. 4.7, зависят от значения средней обобщенной расстройки  0 и расстройки
между частотами  . Рассмотрим вопрос об изменении амплитуды и фазы огибающей выходного двухчастотного сигнала U вых t  при прохождении его через
абстрактный контур. Огибающая выходного двухчастотного сигнала описывается выражением вида:
U вых t   Aвых t  cos мt  вых t  ,
(4.15)
где Aвых t   результирующее значение амплитуды выходного двухчастотного
сигнала, вых t   мгновенная фаза, м  мгновенная частота двухчастотного
колебания.
Определим результирующее значение амплитуды огибающей выходного
двухчастотного сигнала Aвых и получим зависимость коэффициента амплитудной модуляции. Получим
1   0   / 2 
2
m
2
1   0   / 2 
.
(4.16)
Из выражения (4.16) видно, что коэффициент модуляции зависит от средней обобщенной расстройки двухчастотного сигнала  0 и от расстройки между
частотами двухчастотного сигнала  . Зависимость коэффициента модуляции
от средней обобщенной расстройки двухчастотного сигнала, m 0  при разных
значениях расстройки между частотами составляющих  , представлена на
рис.4.8.
Из рис.4.8 видно, что кривая зависимости m 0  непрерывная функция с
явно выраженным максимумом в момент  0  0 . Максимум  точка возврата 1го рода. Функция убывает до минимума, возрастает до единицы, снова убывает
52
Коэффициент модуляции m
до минимума. Крутизна кривой m 0  зависит от расстройки между частотами
 . Оценим эту зависимость.
Зависимость крутизны кривой m 0  от расстройки между частотами,
S   , представлена на рис.4.9. Как видно из рис.4.9 данная кривая имеет явно
выраженный максимум при значении  =2. То есть, максимальная крутизна
кривой зависимости m 0  соответствует случаю, когда расстройка между частотами  равна полосе пропускания исследуемого абстрактного контура.
Следовательно, при значении  =2, погрешности определения амплитуды огибающей выходного сигнала будут минимальны.
1
0,9
0,2
0,6
1
1,4
1,8
0,8
0,7
0,6
0,5
0,4
-2
-1
0
1
2
Обобщенная расстройка контура
Рис.4.8. Зависимость m(ε0) при разных значениях 
S
0.6
0.5
0.4
0.3
0.2
0.1
0
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
Δε
Рис.4.9. Зависимость S  
Рассмотрим зависимость разности фаз составляющих выходного сигнала
от значения средней обобщенной расстройки сигнала  0 при разных значениях
53
расстройки между частотами  . Результаты расчетов представлены на рис.
4.10.
Из рис.4.10 видно, что графики зависимости  0   кривые 3-го порядка
проходят через нуль при  0  0 . Функция  0  непрерывна, возрастает до
максимума, убывает до минимума и снова возрастает.
Далее определим, чему равно смещение фазы общ огибающей выходного
двухчастотного сигнала относительно фазы входного сигнала.
1,3
0,8
0,2
Сдвиг фазы
0,6
0,3
1
1,4
-0,2
-2
-1
0
1
2
1,8
-0,7
-1,2
Обобщенная расстройка контура
Рис.4.10. Зависимость  0  для разных значений 
Сдвиг фазы огибающей выходного сигнала относительно фазы входного
общ будет равняться:
общ    1вых    0  0 / 2 : 01  02 , A1 / A2  1
общ    2вых    0  0 / 2 : 01  02 , A1 / A2  1
(4.17)
(4.18)
где 1вых , 2вых  сдвиг фазы первой и второй составляющих выходного двухчастотного сигнала, а   сдвиг фазы результирующего значения амплитуды выходного двухчастотного сигнала Aвых . Проведя ряд достаточно громоздких
преобразований, которые нет необходимости отражать в теле работы, обозначив как   и   соответственно выражения  0   / 2 и  0   / 2 , выражения
(4.17) и (4.18) примут вид (4.19) и (4.20):
54
общ  arctg    

sin  arctg     arctg     t 
 arctg 
2
2


 1 / 1   / 1 / 1    cos arctg    arctg    t 
общ  arctg    




sin  arctg     arctg     t 
 arctg 
2
2


 1 / 1   / 1 / 1    cos arctg    arctg    t 



(4.19)
(4.20)
Сдвиг фаз между входным и
выходным колебаниями
Из выражений (4.19), (4.20) видно, что смещение фазы общ огибающей
выходного двухчастотного сигнала относительно фазы входного сигнала зависит от значения средней обобщенной расстройки сигнала  0 и от значения расстройки между частотами  . Результаты расчетов зависимости общ 0  при
разных  для  01   02 ,  A1вых / A2 вых   1 , по выражению (4.19), представлены на
рис.4.11.
1,2
1
0,8
0,6
0,4
0,2
0
-0,2 -2
-0,4
-0,6
-0,8
-1
-1,2
0,4
1
-1
0
1
2
2
Обобщенная расстройка контура
Рис.4.11. Зависимость  0  при разных 
Из рис.4.11 видно, что при значении средней обобщенной расстройки
двухчастотного сигнала  0  0 , смещение фазы огибающей выходного двухчастотного сигнала относительно фазы огибающей входного сигнала равен нулю.
При равенстве расстройки между частотами составляющих двухчастотного
сигнала  полосе пропускания исследуемого контура, наблюдается максимальная чувствительность к изменению средней частоты двухчастотного сигнала.
Общее выражение для выходного двухчастотного сигнала абстрактного
контура при     0   0 / 2 :  01   02 , A1 / A2  1 , имеет следующий вид:
55
U вых t   A1вых  A2 вых  2 A1вых A2 вых cos2 вых  1вых   t  
2
2



sin 2 вых  1в ых   t 
 cos(м t  1  arctg 

 A1вых / A2 вых  cos 2ввы  1в ых   t  

(4.21)
Результаты расчетов огибающей выходного сигнала (4.21) приведены на
рис.4.12.
Из рис.4.12 видно, что в момент достижения средней частоты двухчастотного сигнала резонансной частоты абстрактного контура, огибающая выходного сигнала по фазе совпадает с огибающей двухчастотного сигнала на
входе. При этом коэффициент модуляции огибающей выходного двухчастотного сигнала равен единице.
Амплитуда огибающей
2,5
2
А1/А2=1
1,5
А1/А2=1,3
1
А1/А2=1,7
0,5
0
0 0,79 1,57 2,36 3,14 3,93 4,71 5,5 6,28
Изменение фазы
Рис.4.12. Огибающая выходного двухчастотного сигнала U вых t 
Проведя данный анализ можно сделать следующие выводы.
1. При исследовании воздействия двухчастотного сигнала на абстрактные
контуры различных типов при различных способах обработки сигналов на их
выходе, показано, что максимальная чувствительность к изменению средней
частоты двухчастотного сигнала достигается при значении расстройки между
составляющими двухчастотного сигнала равной полосе пропускания исследуемого контура.
2. Результаты исследований поведения огибающей и мгновенной фазы
двухчастотного сигнала на выходе абстрактного контура показали, что в момент достижения средней частоты двухчастотного сигнала резонансной частоты абстрактного контура, огибающая выходного сигнала по фазе совпадает с
огибающей двухчастотного сигнала на входе. При этом коэффициент модуляции огибающей выходного двухчастотного сигнала равен единице.
Таким образом, учитывая характеристики крутизны амплитудных и фазовых параметров, можно очень точно определять ширину центрального пика и
центральную частоту ВРБ, а, следовательно, регистрировать изменение частоты
ее настройки и формы контура.
56
4.3.3 Мониторинг профиля контуров нескольких ВРБ в ВОЛП
При реализации WDM систем с множеством узлов add-and-drop возникает проблема вывода информации о настройке каждого узла ВОЛП, в качестве
которых могут выступать ВРБ. Если обеспечивать вывод информации о состоянии каждой ВРБ, то с увеличением их числа возрастает и количество каналов
вывода. Следовательно, существует необходимость в уменьшении требуемого
количества каналов вывода, но при этом возникает проблема точного измерения параметров ВРБ по ограниченному числу каналов вывода, особенно, собственной частоты ВРБ.
В известных в науке и широко применяемых на практике способах измерения собственных резонансных частот селективных элементов, их частотная
характеристика отслеживается по точкам, а момент резонанса соответствует
максимальному значению частотной характеристики. Вследствие того, что при
приближении к резонансу производная сигнала уменьшается, индикатор резонанса, из-за своей неидеальности, не обеспечивает необходимой точности
определения момента перехода частотной характеристики через максимальное
значение. Отсюда вытекает актуальность нового двухчастотного симметричного способа измерения собственной частоты ВРБ, позволяющего повысить точность определения настройки на резонанс.
4
3
1
2
5
λ1
6
λ2
λi
7
9
к ПК
8
Рис.4.13. Схема измерения параметров ВРБ:
1 – перестраиваемый источник лазерного излучения;
2 – устройство формирования двухчастотного лазерного излучения; 3 – циркулятор;
4 – исследуемое оптическое волокно с ВРБ; 5, 6 – амплитудные детекторы;
7 – измеритель коэффициента модуляции; 8 – фазовый детектор; 9 – микроконтроллер
В предлагаемом методе точного измерения собственной частоты ВРБ,
входящих в состав ВОЛП со спектральным уплотнением, N ВРБ распределены
в пространстве, имеют различные начальные coбственные частоты и подключены к одному волокну. В состав устройства входит перестраиваемый по частоте генератор двухчастотного сигнала, состоящий из перестраиваемого лазерного источника, и симметричного УФДЛИ. В момент настройки на частоту изме57
ряемой ВРБ происходит замер частоты с помощью контроллера управляющего
ее работой. Процесс повторяется для всех N ВРБ.
На рис.4.13 предложена структурная схема устройства для осуществления
двухчастотного метода точного измерения собственной частоты ВРБ, входящих
в состав ВОЛП со спектральным уплотнением.
В режиме поиска от перестраиваемого лазера 1, подается одночастотный
сигнал на вход амплитудно-фазового двухчастотного преобразователя 2, на
управляющий вход которого подается сигнал с частотой , соответствующей
полуширине центрального пика исследуемой ВРБ или близкой к нему. Сформированный двухчастотный сигнал подается на вход исследуемого оптического
волокна с ВРБ 4. Отраженный от ВРБ двухчастотный сигнал поступает через
циркулятор 3 на вход измерителя коэффициента модуляции 7. На вход амплитудного детектора 5 с выхода двухчастотного преобразователя 2 подается
входной двухчастотный сигнал, а на вход амплитудного детектора 6 подается
выходной двухчастотный сигнал, отраженный от исследуемого волокна 4. Продетектированные входной и выходной сигналы поступают на фазовый детектор
8. Контроллер 9 получает информацию с выходов измерителя коэффициента
модуляции 7 и фазового детектора 8.
Режим поиска продолжается до момента регистрации измерителем коэффициента модуляции 7 стопроцентной модуляции выходного двухчастот-ного
сигнала (коэффициент модуляции равен единице), а фазовым детектором 8 –
равенства фаз огибающих входного и выходного двухчастотных сигналов. В
момент настройки на частоту резонанса, сигнал с выхода контроллера 9 поступает на перестраиваемый лазер 1, сканирование прекращается, происходит замер частоты с помощью ПЭВМ. При наличии механического напряжения будет
зарегистрирован уход резонансной частоты сканируемой ВРБ от номинальной.
После замера собственной частоты ВРБ, устройство переходит в режим поиска
резонансной частоты следующей ВРБ. Процесс повторяется для всех ВРБ, входящих в ВОЛП со спектральным уплотнением.
58
ГЛАВА 5
СИММЕТРИЧНЫЕ СИСТЕМЫ
БРИЛЛЮЭНОВСКОЙ И РАМАНОВСКОЙ
РЕФЛЕКТОМЕТРИИ И ВОПРОСЫ ИХ ПРИМЕНЕНИЯ
Наибольший интерес для создания систем мониторинга ВС представляют
эффекты бриллюэновского и рамановского рассеяния. Напомним. Оба эти эффекта являются следствием модуляции диэлектрической проницаемости ВС
колебаниями, имеющими место в нем. В результате таких флуктуаций падающая световая волна рассеивается в среде с появлением частотного смещения,
соответствующего частоте той моды, на которой происходит рассеяние. Эффект Рамана связан с рассеянием на оптических колебаниях, и смещения частоты имеют величину порядка сотен ангстрем. Бриллюэновское рассеяние подобно рамановскому, но имеет место не на оптических, а на акустических колебаниях, поэтому смещения частоты меньше и составляют несколько гигагерц. Такие нелинейные эффекты являются эффективными методами генерации новых
частот и исследования характеристик ВС.
5.1 Системы несимметричной бриллюэновской рефлектометрии
Бриллюэновский частотный сдвиг зависит как от натяжения ВС, т.е. приложенных к нему механических нагрузок, так и от температуры. Это предоставляет широкие возможности для мониторинга его состояния.
В настоящий момент известно несколько типов бриллюэновских
рефлектометров. Большинство из них определяют зависимость распределения
механических нагрузок вдоль ВС по задержке между зарегистрированным
бриллюэновским сдвигом и модулированным импульсом излучения накачки,
при известной скорости распространения света в ВС. Данный метод известен
под названием бриллюэновская оптическая рефлектометрия во временной
области (Brillouin Optical Time Domain Reflectometry – BOTDR) [27].
Некоторые типы BOTDR основаны на регистрации спонтанного
бриллюэновского сигнала: короткие импульсы накачки монохроматичного
излучения вводятся в один конец исследуемого ВС, в то время как
59
обратнорассеянный с этого же конца свет автогетеродинируется с источником
импульсов накачки, что приводит к изменению спектра сигнала.
В табл.5.1 приводятся сравнительные характеристики систем регистрации
бриллюэновского сигнала.
Диапазон
измерения
Время измерения
Оптоволоконн
ая петля
Бриллюэновская
рефлектометрия на основе
спонтанного бриллюэновского
сигнала (BS BOTDR)
30.0
με
1м
80 км
1200
мин.
не
требуется
не требуется
Улучшенная когерентная
бриллюэновская
рефлектометрия на основе
спонтанного бриллюэновского
сигнала (coherent BS BOTDR)
20.0
με
0.6 м
30 км
н/д
не
требуется
не требуется
Бриллюэновская
рефлектометрия на основе
вынужденного
бриллюэновского сигнала с
одним модулятором (single
modulator SBS BOTDR)
20.0
με
0.6 м
20 км
120
мин.
не
требуется
требуется
Бриллюэновская
рефлектометрия на основе
вынужденного
бриллюэновского сигнала со
сдвоенным модулятором (dual
modulator SBS BOTDR)
2.1
3м
н/д
н/д
требуется
требуется
Корреляционный анализ
бриллюэновского сигнала
(BOCDA)
43.5
με
0.012
м
н/д
0.01
мин.
требуется
требуется
Метод
Точность
Пространственное
разрешение
Таблица 5.1.
Целостность ВС
με
Другие методы основаны на вынужденном рассеянии Бриллюэна, для
чего требуется одновременное распространение в противоположных
направлениях по исследуемому ВС зондирующих импульсов и импульсов
накачки. Импульсы накачки имеют ту же частоту, что и сигнал
бриллюэновского рассеяния, амплитуду которого необходимо измерить. В этом
случае степень натяжения ВС оценивается по коэффициенту бриллюэновского
усиления, а не по абсолютной мощности бриллюэновского сигнала. Возможно
60
получение зондирующих импульсов и импульсов накачки от одного лазерного
источника с помощью модулятора Маха-Цендера [28].
Значительное улучшение пространственной разрешающей способности и
скорости измерения можно получить при использовании корреляционного
анализа бриллюэновского сигнала (Brillouin Optical Correlation Domain Analysis
– BOCDA) [29]. В настоящий момент существуют только экспериментальные
образцы, реализующие данный принцип. К недостаткам корреляционного
анализа и технологиям на основе вынужденного бриллюэновского сигнала
относится необходимость доступа к обоим концам ВС, и полная
неработоспособность в случае его повреждения.
В случае применения бриллюэновского рефлектометра, необходим
доступ только к одному концу ВС. В данном случае система сохраняет
способность сканировать доступную часть ВС при повреждении оптического
волокна до точки разрыва. В случае единичного разрыва и доступа к обоим
концам ВС остается возможность восстановить работоспособность системы,
реализуя два отдельных сканирования.
Рост практического применения бриллюэновских рефлектометров в последнее время сдерживается сложностью оборудования для обработки обратнорассеянного сигнала и его высокой стоимостью. Известные на данный момент рефлектометры [8, 30] имеют ряд недостатков: большая длительность одного цикла измерений, наличие сложных дорогостоящих узлов: сдвигатель частоты, стабильный одночастотный лазер, субнаносекундные импульсные усилители, преобразователи и др. Отсюда следует необходимость в разработке эффективного способа обработки сигнала бриллюэновского рассеяния.
5.2 Симметричный бриллюэновский рефлектометр
Применение фотосмешения позволяет существенно повысить чувствительность рефлектометрических систем в условиях слабых сигналов и получить
дополнительную информацию, заключающуюся в частотном смещении спектра
обратно рассеянного сигнала. Поэтому данному способу построения систем измерения рамановского и бриллюэновского рассеяния уделяется значительное
внимание. Однако создание таких систем невозможно без решения проблем,
связанных с обеспечением стабильности передатчиков и гетеродинов по частоте, с учетом стабильности и частоты их разноса – промежуточной частоты.
Решение этой проблемы возможно либо за счет создания стабильных лазерных передатчиков и гетеродинов, их взаимной синхронизации, либо за счет
применения новых способов преобразования частоты и создания нечувствительных к уходам частот передатчика и приемника [31, 32].
В [33] исследована работа и характеристики трехчастотной нелинейной
гетеродинной системы, позволяющей устранить некоторые жесткие требования
по стабильности частоты передатчика и гетеродина, необходимые для обычного гетеродинного приема, и в то же время имеет характерное для него почти
идеальное отношение сигнал/шум. В системе используется двухчастотный пе61
редатчик и второй нелинейный приемник. Однако для осуществления такого
способа необходимо создание стабильного УФДЛИ. С учетом этих общих замечаний нами предложена некоторая модернизация трехчастотной схемы.
Предлагается использовать двухчастотный гетеродин на базе симметричного
амплитудно-фазового УФДЛИ и нелинейный второй приемник. В результате
такой модернизации рефлектометр бриллюэновского и рамановского рассеяния
может быть представлен следующим образом (рис.5.1).
Исследуемое
оптоволокно
Лазер
СУФДЛИ
Фотосмеситель
Фотоприемник
Полосовой
фильтр
Нелинейный
детектор
Узкополосный
фильтр
Рис.5.1. Структурная схема рефлектометра
с двухчастотным симметричным гетеродинированием
На выходе гетеродинного смесителя установлен полосовой фильтр. Сигнал с полосового фильтра подается на квадратичный приемник и далее на систему узкополосных фильтров.
5.2.1 Физические принципы работы системы с симметричным двухчастотным гетеродинированием.
Рассмотрим прохождение сигнала через такую систему. Предполагая, что
в пределах апертуры фотодетектора обеспечивается пространственная погрешность первого порядка, амплитуды A1 и A2 составляющих излучения двухчастотного гетеродина поляризованы одинаково, для напряженности электрического поля E t  на входе приемника можно записать
E t   A1 cos 1t  1   A2 cos 2t   2   As cos s t   s  ,
(5.1)
где 1 ,  2 и  s − угловые частоты составляющих двухчастотного гетеродина и
принимаемого сигнала бриллюэновского рассеяния, 1, 2 и s – их фазы.
С учетом закона Столетова, практически идеальной квадратичности фотоприемников оптического диапазона и значительного превышения интенсивности излучения гетеродина над интенсивностью сигнала выходной сигнал
приемника состоит только из постоянных составляющих и составляющих с
разностными частотами и описывается как
62
 2 A1 As







cos



t





 2

1
s
1
s
2
 A1  A2

 2 A A

(5.2)
I t    A12  A22  2 2 s 2 cos2  s t   2   s    ,
A

A
1
2




2A A
  2 1 2 2 cos1  2 t  1   2  
 A1  A2

где   коэффициент пропорциональности, учитывающий квантовую эффективность фотоприемника. В случае, когда волны не обладают пространственной когерентностью первого порядка и/или поляризованы в различных направлениях, сигнал I(t) уменьшается.
Полагая, что A1  A2  Ah , а сигнал с выхода фотоприемника через заграждающий фильтр на частоте 1  2 , поступает на второй квадратичный
электронный приемник, получим


I t   2Ah As cos 21  s t  cos 22  s t,
1
 1

2
2 2 2 1  cos 21  s t  cos 22  s t  
I  4 As Ah  2
2


  cos1  2  2s t  cos1  2 t 

(5.3)
(5.4)
При установке на выходе второго электронного приемника узкополосного пропускающего фильтра на частоту 1  2 , его выходной сигнал будет
представлять собой лишь изменение амплитуды обратнорассеянного сигнала
без учета нестабильностей частоты передатчика
I 2  4k f 2 As2 Ah2 cos s t ,
(5.5)
где k f – коэффициент, характеризующий АЧХ фильтра, а  s – полоса бриллюэновского сигнала.
Составляющая с частотой 1  2  2 s характеризует бриллюэновское
смещение частоты относительно частот 1 и 2, равное s  1  2  2  s .
Целесообразно, чтобы при зондировании начальная частота передатчика соответствовала средней частоте излучения гетеродина, то есть s  1  2  / 2 .
Появление  s свидетельствует о наличии бриллюэновского рассеяния.
5.2.2 Схема экспериментальной установки.
Для подтверждения работоспособности системы было проведено ее
макетирование в радиодиапазоне электромагнитных волн и исследования на
экспериментальном стенде. Целью обоих исследований было подтверждение
возможности получения стабильной составляющей на разностной частоте и
63
выделение бриллюэновского сигнала  s . На рис.5.2 представлена структурная
схема радиочастотного макета системы. Буквами на рис.5.2 обозначены
контрольные точки, спектрограммы в которых представлены на рис.5.3. Далее
был реализован оптический макет, представленный экспериментальным
стендом (рис.5.4).
Полученные экспериментально радио и оптические сигналограммы, а
затем и спектрограммы в точках, указанных на рис.5.2, убедительно
подтвердили принципы работы системы: сдвигу бриллюэновской частоты
соответствовало смещение промежуточной частоты  п р 4 = п р 1 –  п р 2 =0 п р 3 .
Двухчастотный
гетеродин 1
(а)
Балансный
модулятор 1
(г)
Эмиттерный
повторитель1
(в)
(ж)
(б)
Двухчастотный
гетеродин 2
Балансный
модулятор 2
(д)
Квадратичный
детектор
(е)
Эмиттерный
повторитель 2
Фильтр
Детектор
Генератор
бриллюэновского
сигнала
Осциллограф
Рис.5.2. Структурная схема радиочастотного макета системы с двухчастотным
гетеродином
(а)
(в)
(б)
ω1 ωс
ω2
ω
ФНЧ
ωпр1
(г)
ω1
ωс
2ω1 ωс+ω1
ФНЧ
2ωс
ω
(д)
ωпр2
ω2–ωс
ωс
ω2
2ωс ω2+ωс
2ω2
ω
(е)
(ж)
ωпр3=ωпр1 + ωпр2=const
ω
ωпр4=ωпр1 – ωпр2=0.. ωпр3
ωпр4 ωпр3
ω
Рис.5.3. Спектрограммы в контрольных точках радиочастотного макета
64
Рис.5.4. Общий вид стенда бриллюэновского рефлектометра
с двухчастотным гетеродином
5.2.3 Выводы по разделу.
Предложена схема симметричного двухчастотного рефлектометра бриллюэновского рассеяния, который обладает следующими отличительными особенностями:
1) В отличие от случая использования одночастотного гетеродина в НРС
при использовании двухчастотного гетеродина в СРС не требуется
использование серии измерений с перестройкой частоты;
2) Бриллюэновскому
сдвигу
частоты
зондирующего
сигнала
соответствовало смещение промежуточной частоты  п р 4 = п р 1 – п р 2 =0 п р 3 .
Определение интенсивности бриллюэновского сигнала осуществлялось по
независимому от частотного каналу на постоянной частоте пр3 = пр1 + пр2 =
const.
Вопросы применения симметричного двухчастотного рефлектометра
бриллюэновского рассеяния будут рассмотрены в следующем разделе.
5.3 Вопросы применения бриллюэновского рефлектометра
5.3.1 Бриллюэновский датчик механического напряжения ВС.
Соответствие между приложенным к ВС механическим напряжением и
бриллюэновским частотным сдвигом определяется с помощью калибровочного
устройства, приведенного на рис.5.5.
В [34] было показано, что калибровочная характеристика устройства
носит линейный характер для ВС, встроенного в волокнит.
Таким образом, предложенный в разделе 5.2 симметричный
двухчастотный рефлектометр бриллюэновского рассеяния позволяет
реализовать простую сенсорную систему механического натяжения как ВС, так
65
и волоконных датчиков для контроля состояния и целостности инженерных и
других сооружений.
ΔL
L
к бриллюэновскому
рефлектометру
зафиксированный
конец
подвижный
конец
исследуемое волокно
стальная рама
ПТФЭ подложка
измеритель
смещения
регулировочный
винт
пружина
Рис.5.5. Устройство для калибровки ВОД механического напряжения на основе
бриллюэновского рассеяния
Коэффициент усиления (10–12 м/Вт)
3.3.2 Бриллюэновский датчик температуры.
Как и в случае бриллюэновских датчиков механического напряжения, для
создания распределенных датчиков температуры на основе бриллюэновского
рассеяния применяются различные подходы. В настоящее время хорошо проработана методика, основанная на бриллюэновском взаимодействии между оптическим импульсом и непрерывным излучением, которые распространяются во
встречных направлениях в одномодовом световоде [35], [36].
При этом измеряется усиление стоксовой компоненты при изменении
расстройки частоты. Было показано, что кривая усиления достаточно узка (30 –
10 МГц) и достигает своего максимального значения при расстройке частоты 10
– 12 ГГц, которая зависит как от длины волны зондирующего излучения, так и
от свойств самого ВС, а именно от
T= 30°C T= 90°C
распространения скорости звука. На
16
T= – 25°C
рис. 5.6 представлены три спектра
14
12
бриллюэновского усиления в зави10
симости от температуры.
8
Из рис.5.6 видно, что с
6
4
повышением
температуры
2
максимум смещается в область
0
более коротких волн. На основе
11,35 11,40 11,45 11,50 11,55 11,60 11,65
5
данного механизма можно создать
Частота (ГГц)
датчик контроля распределения
Рис.5.6. Спектр бриллюэновкого усиления
температуры вдоль ВС.
в зависимости от температуры.
Данная методика, основанная
на эффекте бриллюэновского усиления позволила увеличить рабочую длину
оптического волокна до 22 км, благодаря высокому соотношению сигнал/шум
по сравнению с датчиками мониторин-га температурного распределения на
основе рамановского рассеяния [37]. В работе [38] применение механизма
бриллюэновских потерь позволило увеличить рабочую длину датчика до 32 км,
66
получить пространственное разрешение 5 м, разрешающую способность по
температуре 1 °C.
Это делает температурные датчики на основе бриллюэновского рассеяния
более привлекательными, чем датчики на основе рамановского рассеяния, но в
настоящее время их внедрение сдерживается сложностью и высокой
стоимостью измерительной аппаратуры. Так же остается не полностью
исследован ряд вопросов, касающийся возможности применения таких систем.
Рассмотренный
в
разд.5.2
бриллюэновский
рефлектометр
с
симметричным
двухчастотным
гетеродинированием
позволяет
зарегистрировать смещение максимума спектра бриллюэновского усиления,
обусловленного влиянием температуры, и получить, таким образом,
распределенную систему мониторинга.
67
ГЛАВА 6
ИСТОЧНИКИ ИЗМЕРИТЕЛЬНЫХ СИГНАЛОВ
Существует значительное количество работ, в которых излагаются принципы действия, свойства, характеристики, конструкции и сферы применения
полупроводниковых лазеров, лазерных диодов (ЛД) [39, 40]. В данной главе
рассматриваются только те особенности ЛД, которые связаны с их использованием в современных рефлектометрических системах.
6.1 Лазерные диоды
ЛД выпускаются только на основе двойных гетероструктур. Кристалл с
такой структурой представляет собой многослойную композицию с числом
слоев до 7-11. На рис.6.1 представлен пример одной из таких композиций.
200 мкм
80 мкм
10 мкм
10 мкм
300 мкм
1
p
2
3
n
4
5
2
Рис.6.1. Полупроводниковая структура лазера полосковой геометрии
на двойной гетероструктуре:
1 – эмиттерные слои (AIGaAs), 2 – металлический контакт, 3 – изоляционный слой из
диоксида кремния, 4 – узкозонный активный слой (p-GaAs), 5 – подложка
68
Основной фактор, определяющий температурную нестабильность, – температурные изменения показателя преломления полупроводниковой структуры.
При изменении температуры изменяется также выходная мощность излучения
ЛД. Полупроводниковый лазер – пороговый прибор. Это значит, что когерентное излучение возникает при некоторой пороговой величине тока накачки. На
рис.6.2 представлена типовая ватт-амперная характеристика ЛД с резонатором
Фабри-Перо, где по оси ординат отложена выходная оптическая мощность, по
оси абсцисс – ток накачки.
Кривая 1 соответствует работе лазера при комнатной температуре (20°С).
Участок кривой до Iпор соответствует допороговому режиму, при котором происходит спонтанное некогерентное излучение, по достижении Iпор начинается
когерентное излучение со спектральной шириной линии порядка 2...3 нм. При
повышении температуры лазера кривая смещается вправо, а величина порогового тока быстро возрастает. Если ток накачки остается прежним, то выходная
мощность Ро уменьшается. Для восстановления прежней величины Ро необходимо увеличить ток накачки.
Современные полупроводниковые лаPизл
зеры выпускаются в металлическом корпусе,
в котором на одной подложке расположены
T1
T2
T3
собственно лазерный диод, фотодиод и терморезистор. Вся подложка, в свою очередь,
расположена на микрохолодильнике типа
элемента Пельтье. Фотодиод располагается 1 мВт
за задней гранью кристалла, из которой также выходит излучение. Для того чтобы поверхность фотодиода не служила отражателем, он расположен наклонно. Назначение
фотодиода – организация отрицательной обIнак, мА
ратной связи в электронной схеме накачки
Iпор
лазера. Назначение обратной связи – стабиIраб
лизация выходной оптической мощности пу- Рис.6.2. Типовая ватт-амперная
тем автоматической регулировки тока накач- характеристика полупроводники. Автоматическая регулировка Iнак не обескового лазера
печивает стабилизацию длины волны излучения. Для ее стабилизации служат элемент Пельтье и терморезистор. Терморезистор включается в цепь обратной связи электронной схемы регулировки тока
микрохолодильника. В корпусе лазерного модуля закреплено также одномодовое оптическое волокно, входящее в состав одноволоконного кабеля, и устройство ввода излучения лазера в это волокно. Входной торец ОВ вместе с устройством юстировки, лазерным кристаллом и фотодиодом расположен на упоминавшейся подложке. Это сделано для того, чтобы исключить уменьшение вводимой в ОВ мощности излучения за счет разъюстировки входного торца ОВ
относительно выходной грани лазерного кристалла при изменении температуры.
69
Существует несколько типов ЛД (все моды, рассмотренные ниже, продольные – LM):
 многомодовые (MLM) или с резонаторами Фабри-Перо;
 одномодовые (SLM);
 одномодовые с распределенной обратной связью (DFB), часто называемые DFB-лазерами;
 DFB-лазеры с внешним модулятором;
 лазеры с вертикальной резонаторной полостью и излучающей поверхностью (VCSEL).
6.1.1 Многомодовые (MLM) лазеры, или лазеры с резонаторами
Фабри-Перо.
Многомодовые лазеры, или лазеры с резонатором Фабри-Перо (рис.6.3),
излучают несколько мод, спектр которых приведен на рис.6.4.
Металлизированный слой
GaAs p-типа
AlGaAs p+-типа
GaAs p-типа (активный слой)
AlGaAs n-типа
ПодложкаGaAs n-типа
Конус распространения излучения
Металлизированный слой
Оптоволокно
Рис.6.3. Структура лазерного диода с p-n- и р-р+ -переходами и гранями, образующими резонатор Фабри-Перо
Картина спектра демонстрирует наличие доминантной моды желаемой длины волны и боковые моды меньшей амплитуды, отделенные промежутками шириной примерно
в 1 нм. При модуляции излучения лазера модулируется не только основная мода, но и,
точно также, боковые моды. Полная ширина
спектра оптического излучения такого лазерного источника на уровне половины от максимума (FWHM) при наличии модуляции
равна 4 – 5 нм.
Более тщательное изучение спектра лазера показывает, что несмотря на относитель70
1295 нм
1300 нм
1305 нм
Рис. 6.4. Спектр многомодовых
лазеров, или лазеров
с резонатором Фабри-Перо
ную стабильность полной выходной мощности, мощность каждой отдельной
моды может значительно изменяться. Это явление, известное как распределение
мощности по модам, имеет важное практическое значение. Когда лазерный
сигнал передается по волокну, то, с учетом хроматической дисперсии, зависящей от длины волны, распределение мощности по модам приводит к возрастанию уровня шума в выходном сигнале. В результате в характеристике системы
появляется не зависящий от мощности нижний уровень ошибок, который нельзя снизить путем выделения дополнительной мощности в бюджете системы.
6.1.2 Одномодовые (SLM) лазеры.
SLM-лазеры сконструированы так, что потери в резонаторе различны для
его различных продольных мод, в противоположность тому, что имеет место
для MLM, потери которых независимы от мод. В MLM-лазере продольная мода
с минимальными резонаторными потерями достигает порога первой и становится доминантной модой. Другие соседние моды при этом дискриминируются,
благодаря их более высоким потерям, которые удерживают нарастание мощности от спонтанного излучения. В этом случае мощность, переносимая этими
«вторичными» модами, обычно низкого уровня, меньше 1% полной излучаемой
мощности. Если SLM-лазер настроен правильно, то можно ожидать, что первая
боковая мода по крайней мере на 30 дБ ниже, чем доминантная мода.
6.1.3 Полупроводниковый лазер с распределенной обратной связью (DFB).
Структура DFB-лазера имеет встроенные возможности выбора длины
волны благодаря механизму обратной связи. Обратная связь не локализована в
одном месте, а распределена по длине резонаторной полости. Этот тип лазера
содержит периодические дифракционные решетки между двумя слоями лазерной структуры (обычно между интерфейсной п-InP подложкой и п-InGaAsP
слоями) для создания обратной связи на фиксированной длине волны, которая
определяется шагом дифракционной решетки. Это соответствует периодическому изменению показателя преломления моды.
DFB-лазер очень чувствителен к оптической обратной связи, в особенности от оптических разъемов, которые служат интерфейсами между лазером и
волокном основной линии связи. Даже относительно небольшая обратная связь
(уровнем меньше, чем 0,1%, например) может дестабилизировать лазер и повлиять на характеристики системы. Так, например, если ширина линии увеличивается, то может произойти скачкообразное изменение моды и увеличение
шума относительной интенсивности (RIN) – шума, генерируемого DFBлазером). Можно предпринять ряд шагов, чтобы уменьшить интенсивность обратной связи или ослабить эффект от ее влияния. Один из таких шагов – использовать антиотражающие покрытия. Обратную связь можно также уменьшить путем скалывания кончика волокна под небольшим углом, так чтобы отраженный свет не попал на активную область такого лазера. Еще один, более
радикальный, шаг состоит в том, чтобы установить изолятор между лазером и
интерфейсом оптического разъема.
71
Важным параметром DFB-лазера является коэффициент подавления моды (MSR). При проектировании таких типов полупроводниковых лазеров основная цель состоит в ослаблении побочных продольных мод и получении максимально возможной мощности доминантной моды (рис.6.4). Можно ожидать
значение MSR на уровне > 30 дБ для DFB-лазера непрерывного излучения. Наш
интерес здесь в том, чтобы передать световой сигнал лазером с одиночной и узкой спектральной линией (т.е. с доминантной модой). При идеальных условиях
от таких лазеров можно ожидать ширины полосы на уровне половинной мощности (FWHM) порядка 0,2 нм (порядка 25 ГГц). Если DFB-структура для
улучшения ширины линии, генерируемой лазером, комбинируется со структурой со множественными квантовыми ямами, то ширина линии может быть
уменьшена до сотен кГц. Если же ширина линии становится больше, возрастает
хроматическая дисперсия. DFB-лазеры имеют самую узкую спектральную линию излучения среди всех известных типов лазеров на рынке. Они практически
всегда используются в системах, работающих с длинными и сверхдлинными
пролетами секций.
Схема DFB-лазера представлена на рис.6.5.
3
Iнак
4
Uмод
6
p – InGaAs
p – InP
2
1
5
Pвых
7
Λ
8
n – InP
8
9
L = 1мм
Рис.6.5. Схема полупроводникового лазера с решеткой Брэгга
и внешним электроабсорбционным модулятором (EAM)
На лазерный волноводный кристалл 1 нанесена дифракционная решетка
Брэгга 2. Непосредственно к нему примыкает входная грань электроабсорбционного модулятора 6. На верхней грани устройства нанесен электропроводящий слой (электрод) 3 для подвода электрического тока к лазерному кристаллу.
Для подключения модулирующего электрического сигнала к EAM (электроабсорбционный модулятор) в правой части (над EAM) также нанесен электропроводящий слой 5. Электроды 3 и 5 изолированы друг от друга полупроводниковым изолятором 4 из InP. Модулированное по интенсивности излучение выходит через окно 7, поверхность которого покрыта антиотражающим слоем. Перечисленные элементы размещены на подложке 9, выполненной из материала
n-InP. Лазерный кристалл выполнен из химического соединения InP/InGaAsP.
Лазер предназначен для работы в ЗОП в диапазоне 1530...1565 нм. Благодаря
примененной структуре и температурной стабилизации долгосрочная стабильность длины волны составляет 0,01 нм (в течение 20 лет).
72
Работа лазера возможна также в L-диапазоне 1560..1620 нм. Величина
порогового тока Iпор = 10 мА, средний уровень выходной мощности Рвых=–3
дБм. Для получения модуляции с коэффициентом экстинкции (коэффициент
модуляции), равным 8.2 дБ (стандартная величина), требуется напряжение с
двойной амплитудой 2 В (или амплитудой импульса). В данном типе модулятор
почти полностью прозрачен при Uмод = 0. Данный EAM допускает частоту модуляции более 12,5 ГГц, но в ближайшем будущем она будет повышена до 50
ГГц.
6.1.4 DFB-лазеры с внешним модулятором.
До сих пор мы изучали, или, по крайней мере, упоминали, оптические источники с непосредственной модуляцией, так называемой модуляцией интенсивности. Принципиально, все, что мы делаем – это включаем и выключаем лазер, где включение соответствует двоичной 1, а выключение двоичному 0. Фактически же лазер никогда не выключается полностью. Эквивалент такого выключения – это точка на рабочей характеристики лазера, чуть выше порога (т.е.
при очень малой выходной мощности) или чуть ниже порога.
Другой подход в формировании двоичных 1 и 0 – это использовать оптический модулятор. Концепции использования непосредственной модуляции и
оптического (внешнего) модулятора представлены на рис.6.6. Заметьте, что оптический модулятор расположен между лазерным источником несущей волны
(CW) и выходным интерфейсом волокна. Источник CW – это источник света,
который всегда включен, т.е. находится в рабочем состоянии с определенным
заданным уровнем мощности на выходе.
Электрический
входной сигнал
Источник
оптической
несущей
Выходной
сигнал
а – Непосредственная
модуляция
Источник
оптической
несущей
Выходной
сигнал
Модулятор
Электрический
входной сигнал
б – Внешний модулятор
Рис.6.6. Иллюстрации концепций лазерного (DFB) передатчика с непосредственной
модуляцией (а) и того же лазера, использующего внешний модулятор (б)
73
Оптические модуляторы являются интегральными устройствами, спроектированными для управления уровнем непрерывной оптической мощности, передаваемой оптическому волноводу. Они работают как затворы; затвор закрыт
для двоичного 0 и открыт для двоичной 1. Обычно выделяют три типа модулятора:
 Маха-Цендера (M-Z);
 с использованием электрической рефракции;
 с использованием электрической абсорбции (полупроводниковые) MQW.
Модулятор Маха-Цендера (M-Z) представляет собой интерферометр, использующий волноводы на основе ниобата лития LiNbO3 или конфигурацию
направленного разветвителя. Волноводы М-Z-модулятора имеют конфигурацию Y-разветвителя. Коэффициент преломления такого материала как LiNbO3
может изменяться под действием приложенного внешнего напряжения. В отсутствие внешнего напряжения, оптическое/электромагнитное поле в двух рукавах М-Z-модулятора (на выходе модулятора) имеет одинаковый сдвиг фаз и
интерференция синфазна. Дополнительный фазовый сдвиг, вносимый в одном
из рукавов за счет изменения коэффициента преломления, вызванного приложенным напряжением, нарушает эту син-фазность интерференционной картины и уменьшает мощность сигнала передатчика на выходе. В частности,
наблюдается полное отсутствие света на выходе, если вносимый фазовый сдвиг
между двумя рукавами будет равен р, учитывая противофазный характер интерференции. В результате такого механизма действия, электрический поток
бит, поданый на модулятор, создаст оптическую копию потока бит на выходе.
Характеристики внешнего модулятора численно описываются так называемым коэффициентом ослабления сигнала (ER) – отношением уровней сигнала при включенном и выключенном состояниях и модуляционной шириной
полосы. Модуляторы на основе ниобата лития обеспечивают ER порядка 20
(13) дБ и могут осуществлять модуляцию потока со скоростями до 75 Гбит/с.
Модуляторы изготавливаются из электрооптических полимеров. На них
достигнута модуляция потоков с предельной скоростью порядка 60 Гбит/с. Такие модуляторы часто интегрируются с электронными схемами привода (драйверами) модулятора.
Другой тип модулятора изготавливается на основе полупроводников. К
ним относятся модуляторы, использующие электроабсорбцию. Эта технология
использует эффект Франца-Келдыша, в соответствии с которым ширина запретной зоны полупроводника уменьшается, если к нему прикладывается поперечное электрическое поле. В этом случае прозрачный полупроводниковый
слой начинает абсорбировать (поглощать) свет, когда ширина его запретной зоны уменьшается под действием приложенного внешнего напряжения. Это происходит в тот момент, когда энергия фотона превысит энергетический барьер
запрещенной зоны. Учитывая, что эффект электроабсорбции проявляется сильнее в MQW-структурах, они и выбираются для использования в таких модуляторах. Для них коэффициент ослабления сигнала ER составляет 15 дБ и выше
при напряжении смещения порядка 2 В, а реализуемая при этом скорость пере74
дачи достигает нескольких Гбит/с. Так, при скорости 5 Гбит/с была достигнута
передача с низким уровнем «чирпа». Этот тип модуляторов используется в
ВОСП при скоростях передачи порядка 20 Гбит/с, а в некоторых экспериментах
были продемонстрированы скорости до 60 Гбит/с.
Основная цель использования модулятора состоит в уменьшении уширения импульса, вызванного чирпом. Многие из этих модуляторов интегрированы
с ИС того же передатчика, которым они управляют.
6.1.5 Лазер с вертикальной резонаторной полостью и излучающей
поверхностью (VCSEL).
Для функционирования лазеров типа MLM (Фабри-Перо), SLM и DFB
требуется ток порядка нескольких десятков миллиампер. Кроме того, его выходной (расходящийся) луч, подаваемый на стык с круглым оптоволокном,
имеет в поперечном сечении эллипс с коэффициентом сжатия 3:1. Такой луч
плохо стыкуется с цилиндрической формой луча, который сердцевина оптоволокна способна принять. Нецилиндрический луч часто требует дополнительной
оптики, чтобы состыковать его с круглым поперечным сечением сердечника
оптоволокна. Лазер типа VCSEL излучает столь желательный круговой луч.
Схема структуры VCSEL-лазера приведена на рис.6.7.
Лазер типа VCSEL представляет собой вертикальную структуру из ряда
слоев p-типа, активной области, и ряда слоев n-типа.
Свет
Контакт
n–типа
Активный
слой
Эпитаксиальный
распределенный Брэгговский
отражатель
n
p
Изолятор
Контакт
n–типа +
золотое
покрытие
Внутренний
туннельный
переход (BTJ)
p+
n+
n
n+
n+
DBTJ
Диэлектрический
распределенный Брэгговский
отражатель
интегрированный
металлический радиатор
Рис.6.7. Поперечное сечение полупроводниковой структуры лазера VCSEL:
DBR – распределенный Брегговский отражатель,
BTJ – внутренний туннельный переход
75
Число слоев зависит от желаемой длины волны излучения. Указанные
наборы слоев охватывают отражатели Брэгга, которые изготавливаются из комбинации In+Ga+As+(A1 или Р). Например, комбинация In+Ga+As+P используется для лазеров в окне длин волн 1310 – 1550 нм. Требуемые слои изготавливаются методом эпитаксиального выращивания на основе планарной технологии. Лазеры типа VCSEL работают в одномодовом (продольная мода) режиме,
используя резонатор исключительно малой длины (порядка 1 мкм), для которого разнесение мод превышает полосу частот усиления. Они излучают свет в
направлении перпендикулярном плоскости активного слоя, аналогично тому,
как это делается в СИД с излучающей поверхностью. Работа такого лазера в
одномодовом (поперечная мода) режиме может быть реализована путем
уменьшения диаметра VCSEL до 2 – 3 мкм. Выходная мощность и ширина полосы лазеров типа VCSEL, как правило, ниже, чем аналогичные показатели
DFB-лазеров. Их стоимость относительно низка по сравнению с DFB-лазерами,
например. Другим применением VCSEL является лазерные массивы, где каждый лазер работает на своей длине волны, что идеально подходит для WDMсистем.
76
ГЛАВА 7
УСТРОЙСТВА ФОРМИРОВАНИЯ
СИММЕТРИЧНОГО ДВУХЧАСТОТНОГО
ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ
В НРС и СРС, наряду с DFB-лазерами с внешними модуляторами, широкое применение получили двухчастотные излучатели на базе акусто- и электрооптических УФДЛИ. Преимущества создания двухчастотного излучения на
их базе заключаются, во-первых, в однозначном соответствии величины разностной частоты и частоты управляющего поля, во-вторых, в возможности получения высокой стабильности разностной частоты, которая в основном определяется стабильностью частоты управляющего поля, и, наконец, в-третьих, в
возможности использования управляющего сигнала для простого формирования электронного опорного канала.
Несмотря на то, что управляемые мощности и напряжения у акусто-оптических УФДЛИ меньше, чем у электрооптических, в эксплуатации они менее
стабильны и надежны. Поэтому на первый план выдвигается использование
электрооптических УФДЛИ. К их классу относятся устройства, использующие
нелинейные эффекты, эффект взаимодействия лазерного излучения с круговой
поляризацией и вращающегося электрического поля, эффект модуляции фазы
лазерного излучения по специальным законам. Большинство разработанных
УФДЛИ так и остаются лабораторными. В первую очередь это объясняется
значительной нестабильностью спектрального состава излучения на выходе при
отклонении параметров управляющих напряжений. Данный недостаток присущ и фазовым электрооптическим УФДЛИ. Однако в этом случае следует отметить простоту преобразования частоты и ее технической реализации.
С определенной осторожностью можно утверждать, что использование
электрооптических фазовых УФДЛИ будет находить все более широкое применение при условии их быстрого и качественного развития. Для этого необходимо значительно упростить методику преобразования частоты, повысить чистоту и стабильность спектральных характеристик их выходного излучения, что
может быть реализовано с помощью амплитудно-фазового способа преобразования частоты.
77
7.1 Амплитудно-фазовый метод преобразования одночастотного
колебания в симметричное двухчастотное
Теоретическими предпосылками амплитудно-фазового метода преобразования одночастотного колебания в симметричное двухчастотное явились результаты работ Тетельбаума С.И., посвященные применению методов амплитудно-фазовой модуляции для повышения эффективности радиосвязи [41, 42] и
работы [33, 43, 44] посвященные исследованию электрооптических устройств
сдвига частоты, основанных на фазовой модуляции одночастотного излучения.
Теоретическое обоснование способа проведено на базе классического подхода к
решению вопроса о видах модуляции и спектрах модулированных колебаний
Гоноровским И.С., Харкевичем С.А., Винницким А.М. [45 – 47].
Исходное одночастотное колебание запишем в виде
e(t )  E0 sin (t ) ,
(7.1)
где (t) =0t + 0 – закон изменения фазы колебания, а Е0, 0, 0 – его постоянные амплитуда, частота и начальная фаза. Временная диаграмма (7.1) представлена на рис. 7.1, а, а спектр коэффициентов ряда Фурье на рис. 7.1, б.
En /E0
e
1
E0
t
0

E0
а
б
Рис.7.1. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.1)
Все временные процессы будем рассматривать относительно момента
времени t=0, при 0=0.
Из теории модулированных колебаний известно, что при фазовой модуляции с определенными индексами возможно уменьшение (подавление) амплитуды несущего колебания и образование двух симметричных боковых полос
[45 – 47].
Рассмотрим случай, когда фаза колебания (7.1) (t) изменяется по закону
ïðè T (2 p - 1)/2  t  Tp
 0t
,
(t )  

t


ïðè
Tp

t

T
(2
p

1)/2
 0
78
(7.2)
где T=2, 0k,  – период, частота, величина изменения фазы, причем
k>>1 – целое число, а p = 0, 1, 2 …
В аналитическом виде такое колебание можно описать следующим выражением
ïðè T (2 p - 1)/2  t  Tp
 sin 0t
.
e(t )  E0 
sin(

t


)
ïðè
Tp

t

T
(2
p

1)/2

0
(7.3)
Рассмотрим случай, когда =. Временная диаграмма колебания (7.3)
при = представлена на рис. 7.2, а. Разложение (7.3) в ряд Фурье имеет вид
e(t ) 
2 E0 1
 cos(0  n)t  cos(0  n)t,
 n n
(7.4)
где n = 1, 3, 5 – номер составляющей разложения по модулирующей частоте.
e
E0
0
T/2
-T/2
5
Т t
Т
E0
2/5
-3
En /E0
2/
2/3
2/5
-
+ +3 +5 
2/3
2
а
б
Рис. 7.2. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.3)
Таким образом, колебание (7.3) представляет собой колебание с подавленной несущей и множеством боковых составляющих, амплитуда которых
определяется коэффициентами ряда Фурье (7.4) En=2E0/n. Спектр коэффициентов ряда Фурье представлен на рис. 7.2, б.
Спектр колебания (7.3) многочастотен. Однако, при условии подавления
составляющих с n  3 (будем называть их паразитными) возможно получение
двухчастотного колебания с частотами 0.
С целью определения механизма подавления паразитных гармоник рассмотрим характерные особенности спектра колебания (7.3):
1. Составляющая на частоте несущего (исходного) колебания подавлена.
2. Образованы две симметричные боковые полосы с составляющими на
частотах 0+n (верхняя) и 0n (нижняя). Частотный интервал
между составляющими – 2.
79
3. Для начальных фаз колебаний ряда Фурье (7.4) выполняются следующие условия: начальные фазы колебаний ряда Фурье внутри полос
равны, причем n  n   , где  n  фаза составляющих нижней полосы, а  n  верхней.
Опираясь на основы теории модулированных колебаний [45 – 47] и анализ характерных особенностей спектра колебания (7.3), можно предположить,
что подавление паразитных составляющих возможно при использовании амплитудной модуляции (7.3) неким колебанием S(t), удовлетворяющим следующим требованиям.
При амплитудной модуляции колебанием S(t) одночастотного колебания
(7.1) образуется амплитудно-модулированное (АМ) колебание, у которого:
а) частотный интервал между несущей и ближайшими боковыми составляющими равен 2;
б) частотный интервал между боковыми составляющими в каждой из полос (при условии сложной по гармоническому составу модулирующей функции
S(t)) равен 2;
в) начальная фаза несущего колебания отличается на  от начальной фазы
боковых составляющих;
г) начальные фазы боковых составляющих верхней и нижней полос одинаковы.
Простейшим колебанием, удовлетворяющим этим требованиям, является
колебание вида
S1 (t )  S1 cos( 2 t  ) ,
(7.5)
где S1 – его постоянная амплитуда, а  – начальная фаза.
е
Е0
t
-2Т
0
Т
-2
0
2Т
Е0
-1/2
Т
En /E0
1
2
1/2

а
б
Рис. 7.3. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.6)
Временная диаграмма и спектр коэффициентов ряда Фурье для случая
модуляции колебанием (7.5) колебания (7.1), которые показаны соответственно
на рис. 7.3, а и 2.3, б. При этом
e(t )  E0 1  m cos( 2t  )sin 0t ,
80
(7.6)
где m  k ÀÌ S1 E0 – коэффициент амплитудной модуляции, а kAM – коэффициент пропорциональности.
0 5




0 3




0 




E1
E
E1Б
E3Б E3
E 7Б
E
1
E1Б
EБ Б
E3
E3 Б
E 5
E5
0

0
E5
E1Б
E3 Б E 7 Б
E5
E3Б
E1Б
E3
E 1



0 
E1
E 5 Б E Б



0 3



0 5
Рис. 7.4. К пояснению механизма подавления паразитных составляющих
На примере колебания (7.5) с помощью рис. 7.4 иллюстративно покажем
механизм подавления паразитных составляющих (7.3). Ограничимся рассмотрением составляющих с n  5 . Боковые составляющие при амплитудной модуляции колебанием (7.5) спектральных составляющих колебания (7.3) будем
строить согласно (7.6) и рис. 7.3.
На рис. 7.4 показаны:
 En , En – амплитуды спектральных составляющих колебания (7.3) верхней
и нижней полос частот соответственно;
 Ens , E ns , ( En s , En s ) – амплитуды соответственно нижней и верхней боковых
спектральных составляющих, образованных при амплитудной модуляции
колебанием (7.5) составляющих En , En ;
 En , E n – амплитуды результирующих составляющих с номером n в нижней (верхней) боковой полосе.
Для наглядности спектральные составляющие, лежащей на одной частоте
разнесены (их частота обозначена фигурной скобкой).
В пояснение рис. 7.4 скажем следующее. При амплитудной модуляции
(7.3) колебанием (7.5) каждая n-я составляющая (7.4) образует согласно (7.6) и
рис. 7.4, б по две боковых, лежащих на частотах (n2)-ых составляющих. Амплитуды боковых Ens  mEn 2 , а начальные фазы  ns отличаются на  от  n s .
Например, при n=3 для составляющей на частоте 0  3 с амплитудой E3 бо81
ковые будут лежать соответственно на частотах 0   ( E3 s ) и 0  5 ( E3s ) , а
их начальная фаза 3s  3   . Для составляющей на частоте 0  3 с амплитудой E3 боковые будут лежать соответственно на частотах 0  5E3s 
и 0  E3s , а их начальная фаза 3s  3   . Особенность случая для n=1 заключается в том, что начальные фазы составляющих на частотах 0   , 1
и  1 s равны, также как и для 0   равны начальные фазы 1 è 1s . Выполнение указанных амплитудных и фазовых условий приводит к уменьшению амплитуд паразитных составляющих и увеличению амплитуд полезных составляющих на частотах 0   .
В аналитическом виде случай модуляции (7.3) колебанием (7.5) описывается выражением
 sin 0t ïðè T (2 p - 1)/2  t  Tp
,
e (t)  E0 1  m cos(2 t  )
sin(

t


)
ïðè
Tp

t

T(2
p

1)/2

0
(7.7)
где  = .
Временная диаграмма (7.7) представлена на рис. 7.5, а. Разложение (7.7)
в ряд Фурье имеет вид
e (t) 

2 E0   1 m  1
1 

cos(0  n ) t - cos(0  n ) t .

  
 n   n 2  n  2 n  2 

(7.8)
Амплитуды гармоник определяются коэффициентами ряда Фурье
2 E0  1 m  1
1 
 

.

  n 2  n  2 n  2 
En 
(7.9)
Спектр его коэффициентов Фурье показан на рис. 7.5, б.
En/E
е
t
Т
-T
0
-Т/2
8/105
8/3
8/15
-
5 3
0 +3 +5

+
 8/15 8/105
Т/2
8/3
T=2T
а
б
Рис. 7.5. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.9)
82
Из анализа (7.9) видно, что первое слагаемое определяет спектр коэффициентов ряда Фурье (7.3), а второе и третье описывают компенсирующее воздействие на его составляющие. Степень компенсации зависит от коэффициента
модуляции. Решив (7.9), исходя из условия E3=0, получим m=5/9 при этом
E1=0,76E0, En 0,05E0, для n5. С другой стороны, при m=1 можно получить
максимальную амплитуду E1=0,85E0. Определение рекомендаций для выбора m
будет приведено в следующем параграфе, где более полно исследуется зависимость спектральных характеристик преобразованного колебания от m и .
Полученное колебание (7.7) при m = 5/9 содержит две частотные составляющие 0   и паразитные составляющие с n  5 и в 15 раз меньшими амплитудами.
Полного подавления паразитных составляющих можно добиться при использовании модулирующего колебания
S2 (t )  S2 sin  t ,
(7.10)
где S2 – его постоянная амплитуда.
Колебание (7.10) удовлетворяет разработанным нами требованиям для
подавления паразитных составляющих. Это подтверждается приведенными
временной диаграммой (рис. 7.6, а) и спектром коэффициентов ряда Фурье
(рис. 7.6, б) АМ-колебания в случае модуляции колебанием (7.10) колебания
(7.1).
e
-2Т
Е0
En/E
t - 6 - 4 - 2
-Т
0
Т
2Т
+2 +4 +6
0

-2/35 -2/15
-2/15 -2/35
-2/3 -2/3
-Е0
а
б
Рис. 7.6. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.11)
В аналитическом виде такое АМ-колебание можно записать как
 k

et   E0 1  ÀÌ S2 sin  t  S   sin 0t ,
E0


(7.11)
где S=  постоянная составляющая разложения колебания (7.10) в ряд Фурье.
Учитывая, что S   2S2  имеет наибольшую амплитуду среди коэффициентов
ряда Фурье (7.10), определим коэффициент амплитудной модуляции в (7.11)
как b  k ÀÌ S E0 и пронормируем амплитуду остальных составляющих к S=.
83
Тогда



e (t )  E0 1  b  b sin  t  sin 0t.
2


(7.12)
В случае амплитудной модуляции колебания (7.3) колебанием вида (7.10)
получим
sin 0t ïðè 2p  t  ( 2 p  1) 
 

. (7.13)
e(t )  E0 1  b sin t  b 
 2
 sin ( 0t  ) ïðè (2 p  1)   t  2( p  1) 
где  = .
Произведя разложение в ряд Фурье, получим
e( t ) 
2 E0
1
(1  b) cos0  n t  cos0  n t

n n
.
E0b
cos0   t  cos0   t.

4
(7.14)
Из (7.14) следует, что максимальную амплитуду составляющих на частотах 0   и полное подавление паразитных составляющих можно получить
при b=1. Амплитуда спектральных составляющих колебания (7.14), временная
диаграмма которого показана на рис. 7.7, а, определяется коэффициентами ряда
Фурье спектр которых для случая b = 1, показан на рис. 7.7, б.
 bE0 2 E0
 4   (1  b) ïðè n  1
En  
,
2E 0

(1  b)
ïðè n  3
 n
En /E
(7.15)
/4
e
t
-
0
-Т’
0
+
Т’/2
-Т’/2

-/4
T=2T
а
б
Рис. 7.7. Временная диаграмма (а) и спектр коэффициентов ряда Фурье (б) колебания (7.14)
84
Таким образом, при b=1 колебание (7.12) не содержит в спектре паразитных составляющих. Спектр (7.12) содержит две составляющие на частотах 0 
 с амплитудой E1=0,79E0.
В результате проведенных исследований разработан амплитудно-фазовый
метод преобразования одночастотного колебания в симметричное двухчастотное при полном отсутствии паразитных составляющих [48].
Суть способа заключается в следующем. Одночастотное колебание модулируют по амплитуде с коэффициентом модуляции m=1 колебанием вида
(7.10), а затем коммутируют фазу полученного AM-колебания на  при каждом
прохождении его огибающей минимума. Такой порядок операций в способе
обусловлен независимостью конечного результата и более простой технической
реализацией [49]. Минимальный уровень паразитных составляющих En  0,05E0
достигается при амплитудной модуляции одночастотного колебания колебанием (7.5) с коэффициентом модуляции m = 5/9.
85
7.2 Спектр выходного излучения амплитудно-фазовых
электрооптических УФДЛИ
Результаты анализа рефлектометров, использующих в своей структуре
акустооптические или электрооптические модуляторы, показывают, что их характеристики в значительной степени зависят от характеристик реализуемых на
их базе устройств сдвига частоты и фазовой модуляции. Последние определяют
точность, динамический диапазон измерений, габариты и конструкцию рефлектометров. Таким образом, необходимо рассмотреть возможность обеспечения высоких требований к современным измерительным приборам, при использовании в них устройств сдвига частоты, реализующих преимущества амплитудно-фазовых способов, в частности [49].
Согласно представленному в [49] амплитудно-фазовому способу преобразования частоты, обеспечивающему сдвиг частоты лазерного излучения и манипуляцию его фазы, необходимо произвести операцию амплитудной модуляции (АМ), а затем коммутацию фазы полученного АМ-излучения на  при каждом прохождении его огибающей минимума.
1. Рассмотрим случай модуляции колебанием S1 t   S1 cos 2t   . Для
работы на линейном участке модуляционной характеристики зададимся постоянным смещением    2 . Напряженность поля выходной оптической волны
описывается выражением
E AM (t )  E 0 sin(  / 2) cos t ,
(7.17)
где E0 – напряженность поля на входе амплитудного электрооптического модулятора (АЭМ),  – частота источника оптического излучения. Как видно из
(7.17), модуляционная характеристика АЭМ по напряженности поля существенно нелинейна. Поэтому при амплитудной модуляции возникнут высшие
гармоники 2р, амплитуда которых определяется функциями Бесселя первого
рода p-го порядка. Подставив в (7.17) значения, определенные условиями задачи, произведя элементарные математические преобразования и ограничившись
p2, поскольку J0(x), J1(x), J2(x) >>J3(x), J4(x), ... при x   2 , получим
E   

 
 
E AM (t )  0   0   2J1  0   cos 2t - 2J 2  0   cos 4t   cos t. (7.18)
2  2 
 2 
 2 

Далее, согласно второй операции разработанного в [49] способа, проведем коммутацию фазы полученного АМ-колебания на  в момент прохождения
его огибающей минимума. Учитывая модуляционную характеристику фазового
электрооптического модулятора (ФЭМ) можно записать для напряженности
поля на его выходе (7.19)
86
cos t ïðè T (2 - 1)/2 < t  T

(7.19)
E AM (t )  E0 sin (  0 (cos 2t + ))/2
cos
(

t
+

)
при
t
<
T

T
(2
+
1)/2

где T — период модуляции.
Можно записать для коэффициентов ряда Фурье (7.19)
En 
2 E  1 m1  1
1  m2


 
  n 2  n  2 n  2  2
1 
 1

 n  4 n  4  ,

(7.20)
где m1=2J1(Г0/2)/J0(Г0/2)=5/9, a m2=2J2(Г0/2)/J0(Г0/2)= -1/25, E=0,65E0.
Подставив в (7.20) необходимые значения, получим Е1=0,49Е0,
Е3=0,006Е0, Е5=0,018Е0.
Тогда спектр излучения при реализации амплитудно-фазового способа в
системе АЭМ-ФЭМ имеет следующий вид
E A (t )  0,49 E 0 sin(   )t  sin(   )t 
 0,007E 0 sin(   3)t  sin(   3)t 
 0,018 E 0 sin(   5)t  sin(   5)t ..
(7.21)
2. Рассмотрим случай модуляции колебанием вида S1 t   S1 sin t . В
аналитическом виде выражение для напряженности поля на выходе АЭМ можно записать в виде


(7.22)
E AM (t )  E0 sin  0 sin t  cos t .
 2

Учитывая, что функция  sin t  содержит постоянную составляющую,
будем считать, что Г= определяется ее величиной. Величину Г0, определяющую
амплитуду модулирующего воздействия, для обеспечения максимальной выходной интенсивности выберем равной .
Напряженность поля на выходе ФЭМ примет вид (7.23)
cos t


E AM (t )  E0 sin  sin t 
2
 cos (t  )
ïðè
ïðè
2p  t  2 p  1
2 p  1  t  2 p  1
.
Учитывая (7.23), можно записать для коэффициентов ряда Фурье (7.23)
выражение, аналогичное (7.20), где E=0,65E0 , m1=0,47, m2=-0,17. Подставив в
(7.20) необходимые значения получим E1=0,56E0, E3=0,05E0.
Окончательно выражение для спектра излучения на выходе системы
АЭМ-ФЭМ в случае модуляции колебанием S1 t   S1 sin t примет вид
E AM (t )  0,56 E 0 sin  0   t  sin  0   t 
 0.05 E 0 sin(  0  3)t  sin(  0  3)t.
87
(7.24)
Из анализа выражений (7.21) и (7.24) видно, что в спектре оптического
излучения на выходе системы АЭМ-ФЭМ составляющая на частоте исходного
колебания 0 подавлена, а основная доля мощности сосредоточена на боковых
составляющих с частотами 0  . Нелинейность модуляционных характеристик АЭМ приводит к появлению в спектре паразитных составляющих, однако
их амплитуда значительно меньше амплитуды полезных составляющих.
3. При анализе путей конструктивного упрощения устройств преобразования частоты, разработанных на основе амплитудно-фазового способа, было
обращено внимание на особенности фазовой характеристики амплитудного
электрооптического модулятора. Напомним, что фазовая характеристика электрооптического модулятора записывается в виде [50]
    
Г
U (t  t )
K ( ) .
U/2
ПОЛЯРИЗАЦИЯ
0
(7.25)
Г
2
7

- 
32
2
- 2
5
3
- 3


-
Рис.7.8. Зависимость поляризации света на выходе кристалла от изменения фазовой
задержки Г
88
Упростим это выражение, приняв, что при работе в полосе модулирующих частот, нормируемой для АЭМ, t0, K()1, и рассмотрим работу
АЭМ в «нулевой» точке (Г= =0) при гармоническом воздействии
U t   U m sin t . В этом случае, при переходе управляющего напряжения U(t)
через 0, произойдет скачкообразное изменение знака фазы Г выходной оптической волны.
В работе [50] приводится зависимость поляризации света на выходе кристалла от изменения фазовой задержки Г, показанная на рис.7.8. Из рис.7.8
видно, что при смене знака фазовой задержки Г происходит изменение направления вращения эллипса поляризации выходного излучения. Это позволило
предположить, что изменение знака Г при переходе управляющего напряжения
через 0 эквивалентно скачкообразному изменению фазы несущего излучения
на .
Рассмотрим прохождение оптической волны E (t )  E 0 e j t через АЭМ.
Векторную систему классического АЭМ можно представить в виде, показанном на рис.7.9.
Поляризатор
Е0
ОУ’
ОZ’
Ey’

Анализатор

Ez’
Рис.7.9. Векторная система классического АЭМ
Здесь обозначены: Ez  и E y  – проекции вектора Е0 оптической волны на
направления соответственно OZ , OY  оптической индикатрисы кристалла,  –
угол между плоскостью поляризации поляризатора и осью OY  при наложенном электрическом поле,  – угол между плоскостями поляризации поляризатора и анализатора.
Составляющие оптического поля после входного поляризатора описываются выражением
E y  E 0 cos e jt ,
E z  E0 sin e jt .
89
(7.26)
Составляющие оптического поля на выходе АЭМ описываются выражением
E y  E 0 cos  cos(  )e jt e j  / 2 ,
(7.27)
E z  E0 sin sin(   )e jt e  j /2 .
Суммарное поле на выходе системы имеет вид


E (t )  E 0 cos  cos(  )e j /2  sin  sin(   )e  j /2 e j t
(7.28)
При построении амплитудных модуляторов обычно используются =
45 , = 900. В этом случае выражение (7.28) принимает вид
0
E (t )   jE 0 sin ( Ã / 2)e jt .
(7.29)
В случае Г==0 при переходе модулирующего напряжения через 0 произойдет смена знака Г. Тогда
E (t )   jE 0 sin( Ã / 2)e j (t  ) .
(7.30)
В случае модулирующей функции U(t) можно записать
при t  0; T / 2
e jt
E (t )   jE 0 sin( Г / 2) j ( t   )
при t  T/2; T 
e
(7.31)
Сравнение (7.23) и (7.31) показывает, что при работе АЭМ со скрещенными поляризаторами в «нулевой» точке реализуется амплитудно-фазовый
способ преобразования одночастотного когерентного излучения в двухчастотное. Набег фазы Г определяется выражением
Г
U m sin t
.
U /2
(7.32)
Подставив (7.32) в (7.31) определим спектр излучения на выходе АЭМ
Eвых


  jE0 e 2 J 2 k 1 ( Z ) sin( 2k  1)t .
 k 0

jt
где J2k+1(Z) — функция Бесселя (2k+1)-го порядка.
90
(7.33)
Анализ выражения (7.33) показывает, что спектр выходного излучения
модулятора в «нулевой» точке при гармоническом воздействии и углах =450 и
=900 содержит только нечетные гармоники на частотах (2k+1). Их амплитуда определяется значением функции Бесселя (2k+1)-го порядка. Фазы боковых
составляющих одинаковы по величине и противоположны по знаку. Индекс j в
данном выражении указывает на то, что полученные составляющие ортогональны вектору поляризации исходного одночастотного излучения. При
Um=U/2 получим Z=/2, J1(Z)=0,57, J3(Z)=0,07. Таким образом, основная доля
энергии в спектре излучения содержится в первых гармониках, а сам спектр
можно считать двухчастотным .
Экспериментальные исследования спектра проводились на установке со сканирующим интерферометром
0
Фабри-Перо. АЭМ управлялся напряжением с частотой 70
МГц и амплитудой 90 В. Сканирующий интерферометр
a
Фабри-Перо был выполнен на основе пьезокерамического
цилиндра. Согласование с АЭМ осуществлялось с
помощью линз.
б
0
На рис.7.10, а-в представлены спектр исходного од0 - 
0 +
ночастотного излучения (а), спектр выходного излучения
АЭМ при работе на линейном участке (б) и в «нулевой»
точке (в). Из рис.7.10, в видно, что спектр выходного излучения АЭМ в «нулевой» точке является двухчастотным,
в
0 +
0 -  0
его разностная частота в нашем случае равна 70 МГц.
Таким образом, результатом экспериментальных исследований явилось доказательство того, что спектр выходного излучения АЭМ при работе в «нулевой» точке явРис.7.10, а-в
ляется двухчастотным. Наличие пичков на спектрах объясняется возбуждением паразитных поперечных мод в интерферометре ФабриПеро.
7.3 Влияния параметров преобразования частоты
на спектральный состав излучения на выходе АЭМ
В предыдущем параграфе теоретически и экспериментально показано,
что АЭМ может быть использован в качестве симметричного УФДЛИ. Как известно, основными критериями для выбора устройства преобразования являются диапазон и стабильность разностной частоты, а также степень спектральной
чистоты выходного излучения, зависимость его спектрального состава от параметров преобразования и сложность конструктивного исполнения. Определим
указанные характеристики для АЭМ, и на их основе покажем возможные области применения разработанного устройства преобразования.
При работе в «нулевой» точке АЭМ со скрещенными поляризаторами реализует амплитудно-фазовый способ преобразования частоты. В этом случае
при любой амплитуде модулирующего напряжения реализуется 100% ампли91
тудная модуляция и автоматически при переходе через 0 происходит скачкообразное изменение фазы несущего излучения на .
Таким образом, погрешности преобразования, обусловленные наличием
временного сдвига между моментом прохождения огибающей АМ-излучения
своего минимума и моментом переключения его фазы на , наличием определенной длительности переключения фазы, изменениями коэффициента амплитудной модуляции и величины дискретного изменения фазы отсутствуют. Это
значительно повышает качество работы данного устройства преобразования.
Анализ модуляционной характеристики АЭМ показывает, что основные
погрешности преобразования будут определяться изменением величины
управляющего напряжения и положения рабочей точки.
1. Изменение амплитуды модулирующего напряжения Um.
Исследования проводились с использованием формулы (7.32) при изменении Um от 0,5U до U .
При максимальной амплитуде Е1/Е0=0,57 полезных составляющих
(Um=U) амплитуда паразитных составляющих на частотах 03 составляет 0,08Е0 и также имеет максимальное значение. При уменьшении Um уменьшается как амплитуда полезных, так и паразитных составляющих, что объясняется
уменьшением вкладываемой в модулятор энергии. При изменении Um/U от 1
до 0,7 происходит уменьшение Е1 на 18%. Однако, если в известных устройствах [50] необходимо отслеживать как амплитудное значение модулирующих
напряжений, так и поддерживать отношение Um1/Um2 =1, то в нашем случае
необходимо лишь поддерживать равенство Um=U, что значительно проще реализовать технически.
2. Изменение положения рабочей точки Г= .
Исследования проводились с использованием формул (7.32) и (7.33). Изменение положения рабочей точки оказывает наибольшее влияние на спектральный состав выходного излучения. При изменении температуры окружающей среды на 10С уход положения рабочей точки составляет 0,02 В. В этом
случае, происходит уменьшение амплитуды полезных составляющих на частоте
0 на 0,5% и увеличение амплитуд паразитных составляющих на 1%.
Таким образом, мы определили основные причины, которые могут привести к ухудшению показателей устройства преобразования, связанные с изменением амплитуды и количества спектральных составляющих выходного излучения. Особое внимание следует уделить стабилизации положения рабочей точки,
которое определяется температурой окружающей среды, точностью юстировки
устройства относительно луча лазера. Компенсировать изменение положения
рабочей точки можно путем приложения к кристаллу устройства постоянного
напряжения.
Сравним полученные характеристики спектра излучения на выходе системы АЭМ-ФЭМ с аналогичными характеристиками известных способов.
В качестве базового для сравнения метода был использован способ [50],
основанный на взаимодействии циркулярно-поляризованной оптической волны
с круговым электрическим полем. Данный способ широко используется в лабо92
раторных устройствах и является на сегодняшний день одним из лучших. Как
показали исследования, оптическая часть двухчастотного излучателя, реализующего этот способ, довольно чувствительна к отклонению параметров модулирующих напряжений, питающих кристалл устройства (ниобат лития), и требует
специального фазосдвигающего устройства. Последнее предназначено для получения синусоидальных напряжений сдвинутых по фазу на 90 0 и подаваемых
на обкладки кристалла ниобата лития.
Амплитуды этих напряжений должны быть одинаковы. Теоретический
анализ, проведенный в [50], показывает, что отклонение фазового сдвига от 900
и неравенство амплитуд модулирующих напряжений, питающих кристалл
электрооптического преобразователя, приводят к уменьшению амплитуды полезных спектральных составляющих на частотах  и - на 29%. Увеличение
амплитуды паразитных составляющих с частотой  и с другими частотами,
которые обычно из-за пренебрежимо малых амплитуд не рассматриваются, составляет 7-11%.
Как видно из сравнения предложенное нами устройство обладает значительно боле высокой стабильностью спектрального состава выходного излучения при отклонении параметров преобразования от оптимальных. Кроме того,
очевидна более высокая степень спектральной чистоты выходного излучения.
7.4 Реализация симметричного УФДЛИ
Создание устройства, реализующего амплитудно-фазовый метод преобразования одночастотного когерентного излучения в симметричное двухчастотное, требует наличия амплитудного и фазового модуляторов. Для модуляции оптического излучения можно использовать многие физические эффекты.
Наибольшее распространение в настоящее время получили электрооптические
модуляторы, характеризующиеся малыми управляющими напряжениями, широким частотным диапазоном, возможностью получения глубины амплитудной
модуляции близкой к 100%, простотой конструкции и небольшими габаритами
[22, 51, 52, 53]. Основным элементом всех электрооптических модуляторов является фазовая ячейка, которая представляет собой электрооптический кристалл с напыленными электродами. В совокупности с радиотехническим
устройством, создающим управляющее поле в электрооптической среде, фазовая ячейка выполняет как функции самостоятельного модулятора (фазового),
так и функции составной части амплитудного модулятора, в который входят
элементы, преобразующие фазовую модуляцию в амплитудную, – поляризатор
и анализатор.
Ряд задач при контроле параметров ВОЛП требует проведения исследований на различных длинах волн лазерного излучения. Использование для этих
целей известных УФДЛИ ограничено в силу того, что они не позволяют применять лазеры с различными , поскольку содержат узкополосные четверть- или
полуволновые трансформаторы поляризации.
93
Для снятия таких ограничений было разработано однокристальное
устройство формирования симметричного двухчастотного излучения [54],
структурная схема которого представлена на рис.7.11.
В данном устройстве используется кристалл ниобата лития, представляющего собой параллелепипед 3340 мм3 с напыленными парами электродных
пластин.
2
3
4
1
5
8
9
6
7
Рис.7.11. Структурная схема устройства формирования
двухчастотного симметричного излучения:
1 – одночастотное излучение, 2 – поляризатор, 3 – амплитудно-фазовый
электрооптический модулятор, 4 – анализатор, 5 – выходное двухчастотное излучение, 6 – источник постоянного смещения, 7 – генератор модулирующего напряжения,
8, 9 – развязывающие элементы
Так как при смене знака фазовой задержки происходит изменение
направления вращения эллипса поляризации выходного излучения, то это позволило предположить, что изменение знака фазовой задержки при переходе
управляющего напряжения через 0 эквивалентно скачкообразному изменению
фазы излучения на  [49]. Таким образом, при работе АЭМ со скрещенными
поляризаторами в «нулевой» точке реализуется амплитудно-фазовый метод
преобразования одночастотного когерентного излучения в симметричное двухчастотное.
Отсутствие узкополосных оптических элементов позволяет стыковать
устройство с любыми лазерами непрерывного действия, длина волны которых
лежит в диапазоне =0,44,5 мкм, определяемом окном прозрачности кристалла ниобата лития. При этом необходимо обеспечить следующие параметры излучения: максимальная модулируемая мощность – 5 мВт, диаметр пучка – 1,5
мм, расходимость – 15. В качестве поляризатора необходимо использовать ши94
рокополосный поляризатор, например, из пакета нитроцеллюлозных пленок с
напыленным на них селеном или другим материалом [34].
Основные требования, предъявляемые к электрооптическим устройствам
заключаются в возможности обеспечения низких потерь при интегрировании
в структуру СРС, структурной универсальности с подводящими ВС, низких
управляющих напряжений, широкополосности, температурной стабильности,
технологической эффективности и низкой стоимости.
Несмотря на то, что в ряде экспериментов показаны более высокие значения постоянных для эффекта Поккельса, чем для эффекта Керра, как правило,
требуемые для реализации линейного электрооптического эффекта управляющие напряжения в 2 – 3 раза выше. Поэтому, несмотря на то, что время электрооптического отклика ВС лежит в пикосекундном диапазоне, они редко применяются в качестве рабочих сред волоконных модуляторов, хотя их преимущества над используемыми анизотропным кристаллическими средами с точки
зрения стоимости, технологичности, достижимым размерам, а также возможности формирования интегральных и волоконных структур (за счет возможностей
эффективного применения ионообменно-диффузионных технологий) не вызывают сомнений.
Существенно, что применение оптико-волноводных интегральных структур позволяет получить необходимые напряженности управляющих электрических полей при значительно меньших, по сравнению с объемными устройствами, напряжениях, а увеличение длины таких структур позволит снизить напряженности электрических полей, необходимые для управления светом. Создание
новых типов таких структур с высокими значениями постоянных электрооптического эффекта позволяют получить как резонансные, так и широкополосные
модуляторы (до 200 ГГц) при малых управляющих напряжениях от 10–100 В.
Известно, что электрооптическую эффективность ВС можно повысить,
если в результате управляемой кристаллизации добиться выделения кристаллической фазы в виде мелких кристаллов, отличающихся высокой электрооптической чувствительностью. При этом следует рассчитывать на то, что небольшая
доля кристаллической фазы, диспергированная в матрице сердцевины ВС, приведет к повышению электрооптической чувствительности материала при сохранении свойств, присущих ВС, т. е. малых потерь на светорассеяние. Поэтому большие перспективы открывает создание ВС с кристаллизацией LiNbO3.
Наконец, нельзя сбрасывать со счетов гибридные технологии, при которых объемный кристалл эффективно соединяется с подводящим и отводящим
волокном. Как правило, в СРС в зоне активного воздействия внешних факторов
находятся только измерительные преобразователи. Поэтому УФДЛИ построенные по гибридным технологиям, с обеспечением минимальных потерь, с точной юстировкой оптических осей, может обеспечить высокую стабильность параметров симметричного двухчастотного излучения.
95
ГЛАВА 8
ПРИЕМНИКИ
РЕФЛЕКТОМЕТРИЧЕСКИХ СИГНАЛОВ
8.1 PIN-фотодиоды
Существуют несколько типов фотодетекторов, которые могут быть использованы в качестве приемников света в рефлектометрических системах, однако наиболее часто применяются только два из них [39, 40]. Это кремниевые
PIN-диоды и InGaAs PIN-диоды. На рис.8.1 показана кривая чувствительности
отклика в зависимости от длины волны для кремниевого фотодиода, а на рис.
8.2 – кривая чувствительности отклика в зависимости от длины волны для фотодиода типа InGaAs. Из рис.8.1-8.2 видно, что кремниевые фотодиоды могут
использоваться в приложениях, работающих в диапазоне коротких длин волн
(850 нм), тогда как фотодиоды типа InGaAs – в приложениях, работающих в
диапазонах длинных волн 1310 и 1550 нм.
Рис.8.1. Зависимость чувствительности отклика от длины волны для кремниевых фотодиодов
96
Рис.8.2. Зависимость чувствительности отклика
от длины волны для фотодиодов типа InGaAs
Основными параметрами фотодиодов являются:
1. Спектральный диапазон чувствительности для кремниевых ФД – видимый диапазон 750...1100 нм; для ФД на основе германия и четверных структур – видимый диапазон 750... 1700 нм.
2. Квантовая эффективность η: для кремниевых и германиевых ФД
η ≈ 0,4...0,6; для ФД на четверных структурах – 0,9.
3. Темновой ток IТ: для кремниевых с диаметром площадки 200 мкм – 109
А, для германиевых – 10-7А, для ФД на четверных структурах –10-9 А.
4. Чувствительность: зависит от скорости передачи, выражается в единицах измерения – дБм.
5. Напряжение смещения Есм (типовое значение – 5, для ЛФД – 25..50 В).
6. Диаметр чувствительной площадки: для ВОЛС в зависимости от скорости передачи dфп ≈ 10..200 мкм.
7. Максимально допустимое значение фототока: обычно не превосходит
-3
10 А.
8. Электрическая емкость: в зависимости от назначения фотодиода
СФД=0,5..10 пФ.
8.2 Конструкция детектора на основе кремниевого фотодиода
Кремниевые фотодиоды производятся по технологии, аналогичной технологии ИС в том, что они выращиваются на одной кремниевой пластине.
Кремниевый фотодиод, однако, требует кремний более высокой чистоты, так
как чистота определяет его удельное сопротивление. Чем выше степень очистки кремния, тем выше удельное сопротивление фотодиода.
На рис.8.3 показано поперечное сечение кремниевого фотодиода. Основным материалом является кремний n-типа. Существует также тонкий слой pтипа на фронтальной поверхности прибора. Его формирование осуществляется
97
путем тепловой диффузии или ионной имплантации соответствующего легирующего материала.
Маска
для диффузии
SiO2
p-активная зона
Пассивирующее антиотражающее
покрытие из нитрида кремния
Анод
p – n переход
Кремний n-типа
Диффузия n+ в контакт
с обратной стороны
Обедненный
слой
Металлизированный катод
Рис.8.3. Поперечное сечение кремниевого фотодиода.
Таким материалом обычно является бор. p-n переход является интерфейсом между слоем p-типа и кремнием n-типа. Существует небольшой металлический контакт, нанесенный на фронтальную поверхность фотодиода. Вся обратная сторона фотодиода покрыта металлом, используемым в качестве контакта. В привычных «диодных» терминах фронтальный контакт – это анод, а контакт с обратной стороны – катод. Активная область фотодиода покрывается либо нитридом кремния, диоксидом кремния, либо монооксидом кремния и служит антиотражающим покрытием. Толщина этого покрытия оптимизируется
под определенную полосу длин волн.
Фотодиодные переходы, по сравнению с обычными p-n переходами, необычны тем, что верхний слой p-типа очень тонок. Существует соотношение
между толщиной этого слоя и рабочей длиной волны, детектируемой прибором.
Кремний имеет обедненный слой электрических зарядов вблизи p-n перехода.
Прикладывая обратное напряжение смещения на такой переход, можно изменять глубину обедненного слоя. Говорят, что диод полностью обеднен, если
обедненный слой достиг обратной стороны диода. Обедненный слой особенно
важен для характеристик фотодиода благодаря тому, что он в большой степени
определяет чувствительность к световому излучению. Емкость p-n перехода зависит от толщины изменяемого обедненного слоя. Напряжение смещения
управляет толщиной этого слоя. С увеличением степени обеднения эта емкость
уменьшается до тех пор, пока не будет достигнуто состояние полного обеднения. На рис.8.4 показана зависимость емкости от напряжения смещения для диодов различной площади.
98
Рис.8.4. Зависимость емкости кремниевого фотодиода
от его площади и напряжения смещения
Пары электрон-дырка формируются, когда свет поглощается в активной
области. В ней электроны отделяются и проходят в область n-типа, а дырки – в
область p-типа. Это приводит к возникновению тока, генерируемого падающим
светом. Такая миграция электронов и дырок в области их предпочтения называется фотогальваническим эффектом.
Генерируемый ток, обычно определяемый как ток короткого замыкания,
линейно зависит от света, излучаемого на активную область. Этот ток может
изменяться в достаточно широком диапазоне, по крайней мере на 7 порядков.
Амплитуда такого тока обозначается как Isc. Он мало меняется под действием
температуры – меньше 0,2% на градус Цельсия для видимого света.
Определение полярности напряжения двух выводов фотодиода: анода и
катода основана на том, что существует малое прямое сопротивление (при положительном аноде) и большое обратное сопротивление (при отрицательном
аноде). Как правило, кремниевый диод имеет отрицательное смещение на активной области, которая является анодом, или положительное смещение на обратной стороне диода, которая является катодом. В условиях нулевого смещения и при фотогальваническом режиме работы генерируемый ток или напряжение соответствуют прямому включению диода. Следовательно, генерируемая
полярность противоположна той, что требуется в режиме смещения.
8.3 Обзор фотодиодных детекторов на основе InGaAs
На рис.8.5 приведена обобщенная схема PIN-фотодиода на основе
InGaAs. Этот тип диодов используется как фотодетектор для больших длин
волн (в диапазонах 1310 и 1550 нм).
Из рис.8.5 видно, что слои состоят из материала InP для р-слоя, материала
InGaAs для i-слоя и материала InP для n-слоя. Так как ширина запрещенной зоны для InP равна 1,35 эВ, InP прозрачен для света с длиной волны больше 0,92
мкм. В отличие от этого, ширина запрещенной зоны для i-слоя, состоящего из
материала InGaAs, равна 0,75 эВ. Эта величина соответствует длине волны отсечки 1650 нм. Следовательно, средний слой из материала InGaAs, поглощает
длины волн в области 1300-1600 нм. Это пример гетероструктурного фотодиода
99
(используемого в качестве детектора), который полностью устраняет его диффузную компоненту, так как фотоны поглощаются только в обедненном слое.
Этот тип PIN-диодов имеет очень хорошие характеристики во втором и третьем
окнах прозрачности. Так, можно ожидать от них значений чувствительности
отклика на уровне 0,6 – 0,9 А/Вт и квантовой эффективности на уровне 60 –
70%.
8.4 Лавинные фотодиоды (APD)
Фотодиод типа APD представляет из себя PIN-диод с усилением. На рис.
8.6 схематически представлено поперечное сечение типичной структуры APD.
Из рис.8.6 видно зону поглощения А и зону умножения М.
100 мкм
Ti/Au контакт
p+ – InGaAs (Zn)
1 мкм
n– – InGaAs (Zn)
4 мкм
n+ – InP буферный слой
n– – InP подложка
Контакт с обратной стороны
а
100 мкм
p
~3 мкм
~4 мкм
n
Контакт
InGaAs
n+ – InP буферный слой
n+ – InP подложка
Контакт
250 мкм
Вход светового потока
б
Рис.8.5. Обобщенная схема PIN-диодного детектора на основе InGaAs, (a) вход с
фронта; (б) вход с подложки (с тыла)
100
+ν
Верхний контакт
n-InGaAs
n-InP
+
p -InP буферный слой
Область поглощения
xl
Область усиления
p+-InP подложка
Антиотражающее
покрытие
Нижний (тыльный)
контакт
Рис.8.6. Схема поперечного сечения структуры APD
Поперек зоны А приложено электрическое поле Е, которое разделяет фотогенерируемые дырки и электроны и забрасывает один носитель в зону умножения. Эта зона М представляет собой область высокой электрической напряженности, способной обеспечить усиление внутреннему фототоку за счет ударной ионизации. Эта усилительная зона достаточно широка, чтобы обеспечить
полезное усиление М, порядка 100 (20 дБ) для кремниевых APD и 10 – 40 для
германиевых и InGaAs APD. Кроме того, способность данного поля к умножению носителей должна позволить достичь эффективного усиления и при
напряженности поля ниже напряжения пробоя для данного диода.
8.4.1 Рабочие параметры APD.
Благодаря своему внутреннему усилению фотоэлектрического сигнала,
APD отличается от PIN-фотодиодов, которые не имеют усиления. Ток выходного сигнала Is APD дается выражением:
Is=MR0(1)Ps,
(8.1)
где R0(1) – внутренняя чувствительность отклика APD при усилении М = 1 и
длине волны 1; М – усиление APD и Ps – падающая оптическая мощность.
Усиление М является функцией обратного напряжения VR на APD и меняется с уровнем приложенного напряжения смещения. Вид типичных кривых зависимости усиления от напряжения для кремниевого APD приведен на рис.8.7.
101
Рис.8.7. Типичные кривые усиление-напряжение для кремниевых APD
Спектральный шум является ключевым параметром при выборе APD. Как
и другие типы детекторов, APD обычно работает в одном из двух режимов: а)
детекторный шум ограничен при низких уровнях мощности или б) дробовой
шум фотонов ограничен при высоких уровнях мощности. APD работает с обратным смещением. Дробовой шум и ток утечки APD ограничивают чувствительность при низких уровнях светового потока. Этот случай отличается от
PIN-детектора тем, что ток утечки материала подложки IDB умножается на коэффициент усиления М, характерный для APD. В этом случае общий ток утечки ID равен:
ID=IDS+IDBM,
(8.2)
где IDS — ток утечки по поверхности.
Характеристики APD ухудшаются под действием избыточного коэффициента шума (F) по сравнению с PIN-диодами. Полный ток спектрального шума для APD, в условиях измерения темнового тока, определяется выражением
iN=[2q(IDS + IDBM2F)B]1/2,
(8.3)
где q — заряд электрона, а В - ширина полосы частот системы.
При более высоких уровнях сигнала, происходит переход к режиму ограниченного дробового шума фотонов, где чувствительность APD ограничена
дробовым шумом фотонов, вызванным током, генерируемым оптическим сигналом. Полный APD-шум iN(total) равен среднеквадратичному значению детекторного шума и сигнального дробового шума в присутствии светового излучения. Полный APD шум может быть оценен следующим выражением:
iN(total) = [2q (IDS + (IDBM2 + R0(1) М2Ps) F) В]1/2,
102
(8.4)
где F – коэффициент избыточного шума, В – ширина полосы частот системы, М
– коэффициент умножения, IDS – ток утечки по поверхности, IDB – ток утечки
материала подложки.
В отсутствии других источников шума, APD может обеспечить отношение сигнал/шум (SNR), которое в Fl/2 хуже, чем у PIN-детектора при той же
квантовой эффективности. В случае, когда внутреннее усиление APD увеличивает уровень сигнала без значительного увеличения общего шума системы,
APD может обеспечить лучшее общее отношение сигнал/шум системы, чем
PIN-детектор.
Показатель NEP не может быть использован как единственная мера характеристики детектора, скорее нужно использовать отношение SNR, вычисленное при определенной длине волны и полосе пропускания, для того чтобы
определить оптимальный тип детектора для заданных приложений. Нужно заметить, что оптимум SNR имеет место при таком значении M, при котором
полный шум детектора равен входному шуму усилителя или сопротивления
нагрузки. Для кремниевых APD показатель М изменяется в диапазоне от 100 до
1000, а для германиевых и InGaAs APD он изменяется от 30 до 40. Оптимальное
усиление зависит частично от коэффициента избыточного шума F детектора
APD.
8.4.2 Типы APD.
Фотодиоды, типа APD, изготавливаются для длин волн, лежащих в диапазоне от 300 до 1700 нм. Кремниевые APD могут быть использованы для длин
волн в диапазоне от 300 до 1100 нм, германиевые APD покрывают область 800
– 1600 нм, a InGaAs APD – область 900 – 1700 нм.
InGaAs APD существенно дороже, чем германиевые, и могут иметь значительно более низкий ток, демонстрировать расширенную до 1700 нм спектральную характеристику и обеспечивать расширенную в область высоких частот характеристику при той же активной области.
8.4.3 APD с разделением процессов поглощения и умножения (SAM APD).
Обычные APD имеют ряд недостатков. Для достижения лавинного умножения (с коэффициентом М) требуется достаточно сильные электрические поля. Ввиду узости запрещенной зоны (для InGaAs – 0,75 эВ), существует большой ток утечки за счет туннельного эффекта, наблюдаемого при электрических
полях, уровень которых ниже того, что требуется для достижения достаточного
коэффициента умножения в данном материале.
Для решения этих проблем была принята структура APD с разделением
процессов поглощения и умножения (SAM APD). При использовании этого
подхода, выполнение процессов поглощения и умножения осуществляется в
различных слоях APD. В этой структуре реализован также новый слой управления полем. Он состоит из умеренно легированного InP, для того чтобы поддержать низкий уровень электрического поля в слое поглощения InGaAs с одной стороны и высокий уровень электрического поля в слое умножения InP – с
другой. Это можно видеть на рис.8.6 и рис.8.8.
103
Рис.8.8. Схематическое представление механизма действия SAM APD
Более широкая запрещенная зона InP (1,35 эВ) обеспечивает умножение
без туннельного эффекта. Такие приборы работают на длинах волн выше 950
нм.
Структура SAM была использована практически во всех промышленно
выпускаемых APD, применяемых для длинных секций. Однако, если рассмотреть детали реализации APD (отвлекаясь от факта использования всеми производителями указанного решения), то окажется, что они существенно отличаются от производителя к производителю. В отличие от PIN-диода, APD типа InGaAs/InP существуют во многих вариантах.
Еще одной проблемой в этом типе APD является торцевой пробой. Ключевым моментом в ослаблении торцевого пробоя является снижение интенсивности электрического поля в районе торцов этих приборов. Существует множество подходов к решению этой проблемы. Среди них:
 снижение плотности легирования у краев переходов;
 управление полным профилем заряда в слое управления полем;
 управление профилем перехода.
Другой проблемой при проектировании высокоскоростных устройств (>
2,5 Гбит/с) является обеспечение достаточно широкой полосы пропускания.
Например, для операций на скорости 10 Мбит/с требуется ширина полосы как
минимум 7 – 8 ГГц, чтобы иметь возможность поддержать работу с большим
коэффициентом усиления. Максимальная чувствительность при этом обнаруживается при коэффициенте умножения М порядка 10. Этот коэффициент диктует иметь величину произведения коэффициента усиления на полосу пропускания на уровне 80 ГГц. Толщина эпитаксиального слоя и постоянная времени
RC не ограничивает требуемую ширину полосы в 8 ГГц. Если APD не является
элементом, ограничивающим ширину полосы в приемнике, то усиление оптимизируется по величине чувствительности (т.е. М ~ 10) и проектировщик может
выбрать компромиссное значение низкого усиления при высоком произведении
коэффициента усиления на полосу пропускания, в результате чего динамиче104
ский диапазон приемника будет улучшен. Приемники APD, спроектированные
таким образом, могут иметь чувствительность на уровне – 26 дБм при величине
BER равной 10–10. Эти приемники используют псевдоморфный GaAs транзистор с высокой подвижностью электронов (р-НЕМТ). Характеристики этого
приемника демонстрируют улучшение чувствительности на 5 – 6 дБ по сравнению с характеристиками аналогичного приемника на основе PIN-диода. На рис.
3.4.7 схематически представлен механизм действия SAM APD.
8.5 Оптические приемники
На рис.8.9 показаны различные компоненты оптоволоконного приемника,
где фотодиод (PIN-диод или APD) – только один из них.
АРУ
Оптический
сигнал,
передаваемый
по оптоволокну
Предусилитель
Усилитель
напряжения
Фильтр
Схема принятия
решений
Выходной
электрический
сигнал
Фотодиод
Восстановление
синхросигнала
Источник тока
смещения
а
Усилитель
Свет
RL
Ceq
Предусилитель
б
RL
Усилитель
Свет
Ceq
Предусилитель
в
Рис.8.9. (а) упрощенная блок-схема функционирования приемника, (б) упрощенная
электрическая модель с высоким входным импедансом, (в) трансимпедансный вход.
Предусилитель – другой ключевой элемент, который определяет характеристики приемника в целом. Выход сигнала, принятого фотодиодом, – это точка, где сигнал самый слабый и наиболее подвержен искажениям от действия
105
шума. Этот сигнал является входным для предусилителя. Роль предусилителя –
усилить сигнал для дальнейшей его обработки.
При проектировании предусилителя приходится идти на компромисс
между высокой скоростью и чувствительностью. Входное напряжение предусилителя может быть увеличено путем использования большого нагрузочного
сопротивления RL. В этом случае часто используется схема с высоким импедансом (рис.8.9(б)). Большое значение RL уменьшает тепловой шум и улучшает
чувствительность приемника. Однако такое решение имеет свой недостаток низкую полосу пропускания. Полоса частот приемника, как известно, определяется его самым низкочастотным компонентом. Если полоса частот схемы
приемника с высоким сопротивлением значительно меньше, чем требуется для
данной скорости передачи, то он не может быть использован. Для преодоления
этого недостатка, иногда используется схема выравнивания частотной характеристики (в сторону высоких частот). В этой схеме фильтр ослабляет низкочастотные составляющие больше, чем высокочастотные, что позволяет эффективно скорректировать (увеличить) полосу пропускания.
Там, где чувствительность не столь важна, можно уменьшить RL, чтобы
увеличить полосу пропускания. Такое решение носит название схемы с низким
импедансом.
На рис.8.9(в) показана схема с трансимпедансом. Это решение позволяет
получить большую полосу пропускания и высокую чувствительность. Здесь RL
расположен в цепи обратной связи инвертирующего усилителя. В этом случае
RL может быть достаточно большим, так как отрицательная обратная связь
уменьшает эффективный входной импеданс пропорционально усилению G такого усилителя. Полоса пропускания такой схемы увеличивается также в G раз,
по сравнению со схемой с высоким импедансом. Многие типы оптических приемников используют схему с трансимпедансом, благодаря ее большой ширине
полосы и высокой чувствительности. Однако и здесь есть определенные вопросы, связанные со стабильностью петли обратной связи.
Следующими компонентами такого приемника являются усилитель
напряжения с высоким коэффициентом усиления и низкочастотный фильтр.
Коэффициент усиления усилителя управляется автоматически, с помощью схемы АРУ, для ограничения изменения среднего значения относительно фиксированного уровня, вне зависимости от средней оптической мощности, падающей на приемник. Фильтр нижних частот формирует импульс напряжения.
Фильтр используется с целью уменьшения шума без внесения межсимвольных
искажений. Этот фильтр также определяет ширину полосы пропускания приемника.
Его полоса пропускания меньше, чем эквивалентная скорость передачи,
тогда как полоса пропускания других компонентов приемника проектируется
так, чтобы быть больше эквивалентной скорости передачи.
Последним компонентом на рис.8.9 является схема принятия решений.
Восстановленные сигналы таймера обеспечивают синхронизацию и побитное
таймирование. Схема принятия решения сравнивает выходное напряжение усилителя напряжения на выходе фильтра с пороговым уровнем и определяет, для
106
каждого битового интервала, является ли принятый сигнал двоичной 1 или 0.
Длительность битового интервала для формата NRZ равна 1/B, где В — скорость передачи. Например, сигнал формата NRZ 1 Мбит/с имеет длительность
битового интервала 1 мкс. Сигнал при скорости передачи в 1 Гбит/с имеет длительность 1 нс, а при скорости передачи в 10 Гбит/с – 0,1 нс или 100 пс.
Еще одна важная характеристика фотодиодного приемника – динамический диапазон. Допустим, что приемник спроектирован так, что оптимизированы чувствительность и ширина полосы. Один из таких приемников работает на
10 ГГц, имеет порог, для BER 10-10, порядка – 34,0 дБм. Его динамический диапазон – 26 дБ. Это значит, что любой принятый сигнал больше, чем – 8 дБм,
будет перегружать приемник. Проектировщик системы может подойти к решению этой ситуации просто. Он поставит аттенюатор, так чтобы принятый сигнал всегда укладывался в динамический диапазон приемника.
107
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
Рассмотренные в настоящем учебном пособии вопросы касаются непосредственно основ оптической рефлектометрии в ВС, основ построения рефлектометрических систем различного назначения, основ работы их функциональных узлов и блоков.
Применение оптической рефлектометрии в волоконно-оптических телекоммуникациях в настоящее время переживает революционный бум, обусловленный развитием и применением высоких технологий в опто-, микро- и наноэлектронике, высокопроизводительных методов мультиплексирования и демультиплексирования каналов передачи, использованием эффективного транспорта и протоколов.
Авторы надеются, что данное пособие позволит студентам получить достаточно высокий уровень знаний, чтобы, опираясь на него, перейти к самостоятельному изучению вопросов конкретных метрологических приложений в ВС.
В этом направлении авторами готовятся учебные пособия, посвященные детализации вопросов построения и применения временных и частотных рефлектометров, использующих рэлеевское и бриллюэновское рассеяния, компенсации
нелинейных явлений в ВС, а также использованию оптической рефлектометрии
для построения измерительных систем на базе распределенных комплексированных волоконно-оптических датчиках.
Для студентов заочной формы обучения следует напомнить, что контрольные вопросы для изучения сформулированы в заголовках разделов и подразделов данного пособия. Изучение данного пособия следует совмещать с
изучением литературных источников, приведенных в списке рекомендованной
литературы, а также методических указаний к лабораторным работам по курсам «Оптические направляющие среды и пассивные компоненты ВОЛС» и
«Метрология в оптических телекоммуникационных системах», разработанных
авторами.
108
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
1. Barnoski M.K., Jensen S.M. Fiber waveguides; a novel technique for investigating
at-tenuation characteristics // Appl. Opt. 1976. Vol. 15, P. 2112.
2. Personik S.D. Photon probe an optical-fiber time-domain reflectometer // Bell
Syst. Techn. J. 1977. Vol. 56, P. 355.
3. Барноски М.К., Персоник С.Д. Измерения в волоконной оптике // ТИИЭР.
1978. Т. 66. №4. С. 75.
4. Шикетанц Д. Теория измерений по методу обратного рассеяния в световодах
// Зарубежная радиоэлектроника. 1981. №6. С. 87
5. Григорьянц В.В., Чаморовский Ю.К. Исследование характеристик волоконных световодов методом обратного рассеяния // Радиоэлектроника. 1982.
№2. С. 79
6. Маурер Р.Д. Применение стеклянных волокон для оптических линий связи //
ТИИЭР. 1973. Т. 61. №4. С. 63
7. Песков С. Н., Барн А.И., Колпаков И.А. Эффект Бриллюэновского рассеяния
в оптических волокнах. http://www.konturm.ru
8. Контроль надежности оптических кабелей с помощью бриллюэновской рефлектометрии. // Фотон-Экспресс, 1998, № 14.
9. Песков С. Н., Барн А.И., Колпаков И.А. Рамановское рассеяние в оптических
волокнах. http://www.konturm.ru
109
10. J. Jasenek, Š. Hušek. The Measurement of the Optical Fiber Attenuation Coefficient by the Modified Back-Scattering Method // Proceedings of the Conference
on Optical Communications. 1986. P. 60 – 63
11. J. Jasenek, Š. Hušek. The Measurement of the Optical Fiber Attenuation Coefficient by the Modified Back-Scattering Method // Proceedings of the Conference
on Optical Communications. 1986. P. 60 – 63
12. Jasenek J. The theory and application of fiber optic sensors with spread parameters. http://www.eaeeie.org/theiere_bratislava/
13. S. Cova, A. Longoni, A. Andreoni, R. Cubeddu. A semiconductor detector for
measuring ultraweak fluorescence decays with 70 ps FWHM resolution // IEEE J.
Quant. Electron. 1983. Vol. QE-19. P. 630 – 634.
14. U. Glombitza and E. Brinkmeyer. Coherent Frequency-Domain Reflectometry for
Characterization of Single-Mode Integrated Optical waveguides // J. Lightwave
Technol. 1993. Vol. 11. P. 1377 – 1384.
15. O. Kamatani, K. Hotate. Optical Coherence Domain Reflectometry by Synthesis
of Coherence Function with Nonlinearity Compensation in Fequency Modulation
of a Laser Diode // J. Lightwave Tech. 1993. Vol. 11. P. 1854 – 1862.
16. F. Corsi, A. Galtarosa. Polarization Mode Dispersion Characterization of SingleMode Optical Fiber Using Backscattering Technique // IEEE J. Light. Technol.
1998. Vol. 16. P. 1832 – 1843.
17. Natanson O. G., Morozov O. G., Akhtiamov R. A., Gusev V. F. Development problems of frequency reflectometry for monitoring systems of optical fiber structures
//
18. Ватугин В.М., Вагин А.И. Волоконно-оптические системы в технике физического эксперимента // Приборы и техника эксперимента, 1989, №1, с. 7 – 36.
19. Taylor H.F. Bending effects in optical fibers // Journal of Lightwave Technology,
1984. Vol.2. P. 617 – 628.
20. Бутусов М. М., Тарасюк Ю. Ф., Урванцева Н. Л. Гидроакустические антенны
на волоконных световодах // Зарубежная радиоэлектроника. 1983. №5. С. 38
– 58.
110
21. Айбатов Д.Л. Исследование волоконно-оптических датчиков на скрученных
волокнах // Туполевские чтения: Международная молодежная научная конференция, посвященная 1000-летию города Казани, 10 – 11 ноября 2005 года: Материалы конференции. Том IV. Казань: Изд-во Казан. гос. техн. ун-та.
2005. С. 3 – 4.
22. Гринев А.Ю. Устройства управления излучением оптических квантовых генераторов / М.: МАИ. 1979. 64 с.
23. Tai H. Simple numerical simulation of strain measurement // Proc of SPIE. 2002.
24. Айбатов Д.Л., Ахтямов Р.А., Натансон О.Г., Морозов О.Г., Хасанов И.И.
Некогерентная двухчастотная рефлектометрия волоконно-оптических структур // Физика и технические приложения волновых процессов: Тезисы докладов IV Международной научно-технической конференции: Приложение
к журналй “Физика волновых процессов и радиотехнические системы”/ под.
ред В.А.Неганова, Г.П.Ярового. – Нижний Новгород, 2005. С. 263.
25. Айбатов Д.Л., Ахтямов Р.А., Гатауллин Л.И., Натансон О.Г., Морозов О.Г.
Двухчастотный метод контроля собственной частоты волоконно-оптической
решетки Брэгга // Физика и технические приложения волновых процессов:
Тезисы докладов IV Международной
научно-технической конференции:
Приложение к журналй “Физика волновых процессов и радиотехнические
системы”/ под. ред В.А.Неганова, Г.П.Ярового. – Нижний Новгород, 2005. С.
259.
26. Айбатов Д.Л., Калачева Е.А., Морозов О.Г., Натансон О.Г. Двухчастотный
анализ характеристик волоконно-оптических решеток Брэгга // Шестая
Международная научно-техническая конференция Проблемы техники и технологии телекоммуникаций Третья Международная научно-техническая
конференция Оптические технологии в телекоммуникациях 28 – 30 ноября
2005 года: Материалы конференции. Уфа: Редакционно-издательский комплекс УГАТУ. 2005. С. 268 – 270
111
27. Horiguchi T., Kurashima T., Izumita H., Furukawa S., Koyamada Y. Brillouin
optical time-domain reflectometry // IEICE Trans. Commun. 1983. Vol. E76-B. P.
382 – 390.
28. Thevenaz L., Facchini M., Fellay A., Robert P., Inaudi D., Dardel B. Monitoring
of large structure using distributed Brillouin fiber sensing // Proc. Of OFS-13.
1999.
29. Hotate K., Ong S. Distributed fiber Brillouin strain sensing by correlation-based
continuous-wave technique: cm-order spatial resolution and dynamic strain measurement // Proc. SPIE. 2002. Vol. 4920-51. P. 299 – 310.
30. Яковлев М.Я., Цуканов В.Н., Помелов А.В. Бриллюэновский оптический рефлектометр // Патент России № 2214584 от 20.10.2003 г. (G 01 M 11/02)
31. Айбатов Д.Л., Ахтямов Р.А., Натансон О.Г., Морозов О.Г., Шайхлисламов
Л.Д. Двухчастотный метод контроля частот Бриллюэновского сдвига // Физика и технические приложения волновых процессов: Тезисы докладов IV
Международной научно-технической конференции: Приложение к журналй
“Физика волновых процессов и радиотехнические системы”/ под. ред
В.А.Неганова, Г.П.Ярового. – Нижний Новгород, 2005. С. 260.
32. Айбатов Д.Л., Ильин Г.И., Морозов О.Г., Натансон О.Г. Двухчастотный детектор рамановского и бриллюэновского рассеяния // Шестая Международная научно-техническая конференция Проблемы техники и технологии телекоммуникаций Третья Международная научно-техническая конференция
Оптические технологии в телекоммуникациях 28 – 30 ноября 2005 года: Материалы конференции. Уфа: Редакционно-издательский комплекс УГАТУ.
2005. С. 270 – 272.
33. Лазерные измерительные системы / А.С. Батраков, М.М. Бутусов, Г.П. Гречка и др.; Под ред. Д.П. Лукьянова. М.: Радио и связь, 1981. 456 с.
34. Bastianini F., Matta F., Galatti N., Nanni A. Brillouin smart FRP material and a
strain data post processing software for structural health monitoring through laboratory testing and field application on a highway bridge // Proc. SPIE.
2005.5765. P. 600 – 611.
112
35. Horiguchi T., Tateda M. BOTDAA-nondestructive measurement of single-mode
optical fiber attenuation characteristics using Brillouin interaction: theory // J.
Lightwave Tech. 1989. Vol. 7. P. 1170 – 1176.
36. Horiuguchi T., Kurashima T., Tateda M. Distributed temperature sensing using
stimulated Brillouin scattering in optical silica fibers // Opt. Lett. 1990. Vol. 15. P.
1038 – 1040.
37. Bao X., Webb D.J., Jackson D.A. 22 km distributed temperature sensor using Brillouin gain in an optical fiber // Opt. Lett. 1993. Vol. 18. P. 552 – 554.
38. Bao X., Webb D.J., Jackson D.A. 32 km distributed temperature sensor based on
Brillouin loss in an optical fiber // Opt. Lett. 1993. Vol. 18. P. 1561 – 1563.
39. Скляров О.К. Волоконно-оптические сети и системы связи. – М.: СОЛОНПресс, 2004. – 272 с: ил.
40. Фриман Р. Волоконно-оптические системы связи, 2-е дополнительное издание. – М.: Техносфера, 2004. – 496 с.
41. Тетельбаум С.И., Гриневич Ю.Г. Экспериментальные исследования метода
оптимальной амплитудно-фазовой модуляции // Радиотехника. 1957. Т. 12.
№ 5. С. 57-64.
42. Тетельбаум С.И. Об одном методе повышения эффективности радиосвязи //
ЖТФ. 1939. Т. IX. Вып. 17. С. 32-38.
43. Застрогин Ю.Ф. Контроль параметров движения с использованием лазеров.
Методы и средства. М.: Машиностроение, 1981. 176 с.
44. Лазерные доплеровские измерители скорости / Ю.Г. Василенко, Ю.Н. Дубнищев, В.П. Коронкевич и др.; Отв. ред. Ю.Е. Нестерихин. Новосибирск:
Наука, 1975. 164 с.
45. Гоноровский И.С. Радиотехнические цепи и сигналы / Учебник для ВУЗов.
М.: Сов. радио. 1977. 608 с.
46. Харкевич А.А. Спектры и сигналы / М.: ГИРМЛ. 1962. 256 с.
47. Винницкий А.С. Модулированные фильтры и следящий прием ЧМ / М.: Сов.
радио. 1969. 548 с.
113
48. A 1338647 SU 4 G02F 1/03. Способ преобразования одночастотного когерентного излучения в двухчастотное / Ильин Г.И., Морозов О.Г. (Казан.
авиац. ин-т им. А.Н. Туполева). №3578456/31-25; Заявл. 13.04.83.
49. А 1 1477130 SU 4 G02F 1/03. Двухчастотный лазерный излучатель / Ильин
Г.И., Морозов О.Г., Польский Ю.Е. (Казан. авиац. ин-т им. А.Н. Туполева).
№4033402/31-25; Заявл. 03.03.86.
50. Морозов О.Г. Оценка предельных возможностей лазерных спектрометров
аэрозолей, построенных на основе модуляционных методов измерений / Казан. авиац. ин-т. Казань. 1986. 11 с. Деп. в ВИНИТИ 26.03.86, 2004-В86.
51. Мустель Е.Р., Парыгин В.Н. Методы модуляции и сканирования света. М.:
Наука. 1970. 295 с.
52. Модуляция и отклонение оптического излучения / Катыс Г.П., Кравцов Н.В.,
Чирков Л.Е., Коновалов С.И. М.: Наука. 1967. 176 с.
53. Пахомов И.И. и др. Рожков О.В., Рождествин В.Н. Оптико-электронные
квантовые приборы / Пахомов И.И., Рожков О.В., Рождествин В.Н. М.: Радио и связь. 1982. 456 с.
54. А 1 1466494 SU 4 G02F 1/03. Двухчастотный лазерный излучатель / Ильин
Г.И., Морозов О.Г., Польский Ю.Е. (Казан. авиац. ин-т им. А.Н. Туполева).
№3891454/31-25; Заявл. 29.04.85.
55. Морозов О.Г., Польский Ю.Е. Единое поле комплексированных волоконнооптических датчиков в системах контроля параметров безопасности скоростных транспортных средств // Вестник КГТУ. 1997. №1. С. 39 – 41.
56. http://gratings.fo.gpi.ru/index.php?page=20 Датчики температуры и деформации объектов на основе волоконных решеток показателя преломления.
57. Paez G., Strojnik M. Experimental results of ratio-based erbium-doped-silica temperature sensor // Opt. Eng. 2003. Vol. 42, P. 1805 – 1811.
58. Bloembergen N. Solid State Infrared Quantum Counters // Phys. Rev. Lett. 1959.
Vol. 2, P. 84 – 85.
114
59. Андрианов С.Н., Иванов В.П., Польский Ю.Е. Пороговая чувствительность
антистоксового преобразователя частоты // Письма в ЖТФ. 2004. Т.30. Вып.
14. С. 20 – 24.
60. Чуйкова Ю.П. Антистоксова люминесценция и новые возможности ее применения. – М.: Сов. радио, 1980. – 192 с.
61. Архипова Э.Л. и др. Визуализация полей излучения ИК лазеров при помощи
антистоксовых люминофоров // Краткие сообщения по физике. 1972. №9. С.
60 – 64.
62. Андрианов С.Н., Иванов В.П., Крайлюк А.Н., Польский Ю.Е. Устройство визуализации инфракрасного изображения // Патент России № 2263939 от
10.11.2005 г. (G02F2/02)
115
ОГЛАВЛЕНИЕ
ВВЕДЕНИЕ .............................................................................................................................3
ГЛАВА 1..................................................................................................................................5
1.1 Рэлеевское рассеяние в волоконных световодах .......................................................5
1.2 Бриллюэновское рассеяние в волоконных световодах .............................................8
1.3 Рамановское рассеяние в волоконных световодах ..................................................12
1.4 Эффект антистоксова излучения ...............................................................................15
ГЛАВА 2................................................................................................................................19
2.1 Рефлектометрия во временной области ....................................................................20
2.1.1 Рефлектометрия во временной области – традиционный подход. ..................20
2.1.2 Когерентная временная рефлектометрия. ..........................................................22
2.1.3 Корреляционная рефлектометрия с применением псевдослучайного сигнала.
..........................................................................................................................................23
2.1.4 Слабокорреляционная рефлектометрия..............................................................24
2.1.5 Рефлектометрия на основе счета фотонов..........................................................26
2.2 Рефлектометрия в частотной области .......................................................................28
2.2.1 Рефлектометрия с частотным сканированием. ..................................................28
2.2.2 Рефлектометрия с синтезом функции когерентности. ......................................30
2.3 Поляризационная рефлектометрия ...........................................................................31
2.4 Выводы по главе ..........................................................................................................32
ГЛАВА 3................................................................................................................................34
3.1 Временной когерентный симметричный рефлектометр .........................................34
3.2 Симметричный некогерентный рефлектометр ........................................................37
3.3 Симметричный рефлектометр с синтезом функции когерентности ......................39
3.4 Обсуждение результатов ............................................................................................41
ГЛАВА 4................................................................................................................................43
4.1 Изгибные потери в оптических волокнах .................................................................43
4.2 Искажения формы контура волоконной решетки Брэгга .......................................45
4.3 Симметричные методы контроля изгибных потерь в ВС и искажений контура
ВРБ ......................................................................................................................................49
4.3.1 Симметричное зондирование участков ВС с изгибными потерями ................49
4.3.2 Симметричное зондирование контура ВРБ ........................................................51
4.3.3 Мониторинг профиля контуров нескольких ВРБ в ВОЛП ...............................57
ГЛАВА 5................................................................................................................................59
5.1 Системы несимметричной бриллюэновской рефлектометрии...............................59
116
5.2 Симметричный бриллюэновский рефлектометр .....................................................61
5.2.1 Физические принципы работы системы с симметричным двухчастотным
гетеродинированием. .....................................................................................................62
5.2.2 Схема экспериментальной установки. ................................................................63
5.2.3 Выводы по разделу. ..............................................................................................65
5.3 Вопросы применения бриллюэновского рефлектометра ........................................65
5.3.1 Бриллюэновский датчик механического напряжения ВС. ...............................65
3.3.2 Бриллюэновский датчик температуры. ...............................................................66
ГЛАВА 6................................................................................................................................68
6.1 Лазерные диоды...........................................................................................................68
6.1.1 Многомодовые (MLM) лазеры, или лазеры с резонаторами Фабри-Перо. .....70
6.1.2 Одномодовые (SLM) лазеры. ...............................................................................71
6.1.3 Полупроводниковый лазер с распределенной обратной связью (DFB).....................71
6.1.4 DFB-лазеры с внешним модулятором.................................................................73
6.1.5 Лазер с вертикальной резонаторной полостью и излучающей поверхностью
(VCSEL). .........................................................................................................................75
ГЛАВА 7................................................................................................................................77
7.1 Амплитудно-фазовый метод преобразования одночастотного колебания в
симметричное двухчастотное ..........................................................................................78
7.2 Спектр выходного излучения амплитудно-фазовых электрооптических УФДЛИ
.............................................................................................................................................86
7.3 Влияния параметров преобразования частоты на спектральный состав излучения
на выходе АЭМ .................................................................................................................91
7.4 Реализация симметричного УФДЛИ .........................................................................93
ГЛАВА 8................................................................................................................................96
8.1 PIN-фотодиоды ............................................................................................................96
8.2 Конструкция детектора на основе кремниевого фотодиода ...................................97
8.3 Обзор фотодиодных детекторов на основе InGaAs .................................................99
8.4 Лавинные фотодиоды (APD) ....................................................................................100
8.4.1 Рабочие параметры APD. ...................................................................................101
8.4.2 Типы APD. ...........................................................................................................103
8.4.3 APD с разделением процессов поглощения и умножения (SAM APD). .................103
8.5 Оптические приемники.............................................................................................105
ЗАКЛЮЧЕНИЕ ..................................................................................................................108
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ ..................................................................................................109
117