ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Распространение света в оптических волокнах из "Оптические системы связи " Глава 4 посвящена описанию некоторых методов изготовления оптических волокон и кабелей из них. [c.33] Лучевое приближение представляет собой предельный случай, когда длина волны света А, стремится к нулю по сравнению с размерами среды распространения. При этом предполагают, что локально электромагнитное поле остается таким же, как и в плоской волне, а траектория луча становится перпендикулярной поверхностям равных фаз волны, т. е. поверхности ее волнового фронта. Как будет показано далее, оптические волокна могут иметь диаметры сердцевины вплоть до I мм или до нискольких микрометров. В некоторых наиболее распространенных типах волокон диаметр сердцевины составляет около 50 мкм. Можно считать, что при таких размерах волокон лучевое приближение достигает предела своей применимости. [c.33] 5 я 6 будет рассмотрено поведение волокон как диэлектрических волноводов для электромагнитных волн светового диапазона и будет показано, что для большинства типов волокна предположения, сделанные при волноводном подходе к распространению света и в волокне, эквивалентны таковым при лучевом приближении. Значительные различия имеют место только тогда, когда диаметр сердцевины волокна становится очень малым, как в случае одиомодового (моно-молового) волокна. Уровень теоретического рассмотрения материала, даваемого в гл. 5 и 6, безусловно существенно выше того, который приводится в остальной книге. Можно считать, что этот материал выходит за рамки собственно учебника и многие читатели могут опустить приводимые подробности теории. Другие читатели, напротив, могут найти изложение основ распространения электромагнитных волн и теории диэлектриков, приводимое в дайной главе, безусловно кратким. Этим читателям можно порекомендовать обратиться к тем многочисленным превосходным учебникам, которые специально посвящены этим вопросам. [c.33] Эффект волноводного распространения света в прозрачной диэлектрической среде, показатель преломления которой больше показателя преломления окружаюш,ей среды, был продемонстрирован Тиндаллом на примере водяной струи в 1870 г. во время чтения лекции в Королевском институте. [c.33] Если угол падения 0 0с (рис. 2.1, в), имеет место явление полного внутреннего отражения, ие сопровождающееся какими-либо потерями на границе раздела, т. е. 0 = в,. [c.34] ЛЛ —осевой луч, ВВ —луч, распространяющийся под критическим углом для поверхности nirtj луч СС входит в волокно иод углом больше критического и иоэтому не отражается, а вводится в оболочку. [c.34] Покажем сначала, что только часть света (пропорциональная (NAY), излучаемая малоразмерным диффузным источником, помещенным на оптической оси волокна вблизи его торца, может быть введена в волокно и, следовательно, будет в нем распространяться. [c.35] Вторая проблема связана с тем, что любой короткий световой импульс, введенный в волокно, состоит из ряда лучей, которые распространяются вдоль осй волокна и по траекториям, очень наклоненным к ией. На рис. 2.2 изображены два крайних луча, образующих конус входных лучей. В данном случае показатель преломления среды можно рассматривать как меру скорости распространения света v в этой среде, т. е. [c.37] Это уширение светового импульса при его распространении по волокну известно как межмодовая (многолучевая) временная дисперсия волокна. Для стеклянного волокна без оболочки формула (2.1.17) дает следующее значение этой дисперсии (Hi = 1,5 Пг = 1 с = 3-10 м/с) АТИ = 2,5-10-9 = 2,5 нс/м = 2,5 мкс/км. [c.37] В данном случае в волокне будет распространяться свет, падающий на торец волокна под всеми углами. [c.37] Вопросы взаимосвязи между временной дисперсией волокна АТ, шириной полосы частот Af, занимаемой сигналом, и максимальной скоростью передачи информации В будут рассмотрены в 2.4 и гл. 15. [c.38] Следовательно, можно сказать, что в рассматриваемом примере произведение полосы пропускания на расстояние для волокна равно приблизительно 16 МГц-км. [c.39] До сих пор рассматривали только такие лучи, которые проходят через ось волокна. Это так называемые меридиональные лучи. Обычно имеются также лучи, которые распространяются в волокне и не удовлетворяют этому условию они называются косыми лучами. Некоторые из косых лучей сохраняются в сердцевине волокна, даже если они распространяются под очень большими углами к его оси. На практике такие лучи быстро рассеиваются на изгибах и неоднородностях и покидают сердцевину, не внося, таким образом, заметного вклада во временную дисперсию. Однако строгий анализ этого явления сложен. [c.39] Вопрос о величине оптической мощности, которая может быть эффективно введена в волокно от протяженного источника, рассматривается в гл. 4. Определяемое формулой (2.1.20) произведение полосы пропускания на расстояние на практике оказывается существенно ниже реального. Из-за рассеяния в волокне большинство наклонных лучей испытывают большое затухание и при прохождении большого расстояния имеет место усреднение наклона траекторий, более близких к оси лучей. Происходящие при этом эффекты будут предметом рассмотрения в 6.6, а здесь отметим, что они приводят к уменьшению дисперсии и в результате в волокнах большой длины она увеличивается пропорционально корню квадратному из длины. Тем не менее дисперсия накладывает строгие ограничения на использование ступенчатых волокон, допуская их применение лишь в сравнительно коротких линиях связи со сравнительно неширокой полосой пропускания. Пример, приведенный в конце гл. 1, подтверждает это. Существует два типа волокон, в которых преодолен этот недостаток (рис. 2.5). Первое из них, так называемое градиентное волокно (рис. 2.5,г), было очень распространено на ранней стадии развития волоконной оптики, и оно будет рассмотрено чуть позже. Изображенное на рис. 2.5, д одномодовое волокно, вероятно, станет основным типом в будущем. Оно будет описано в 2.3 и гл. 5, где также отмечены и возможные преимущества волокна с У-профилем, изображенного на рис. 2.5, е. [c.39] Распространение света в градиентном волокне легко рассмотреть, однако строгое рассмотрение приводит к значительным математическим трудностям. Как видно из рис. 2.6, на котором изображено градиентное волокно, осевые лучи проходят через волокно кратчайшим путем, но они преодолевают участок с наибольшим значением показателя преломления, и следовательно, распространяются с наименьшей скорбстью. Наклонные лучи, наоборот, проходят по более длинным траекториям, однако большая часть их пути находится в среде с более низким показателем преломления, в силу чего они распространяются быстрее. Таким образом, можно представить себе, что при надлежащем выборе профиля показателя преломления все лучи, сходящиеся в одну точку, могут быть сфокусированы вновь, образовав периодическую последовательность точек фокуса вдоль волокна. Из принципа Ферма следует, что в таком случае аксиальные скорости лучей будут одинаковыми и, следовательно, временная дисперсия будет равна нулю. [c.41] На рис. 2.7 приведены траектории двух групп таких лучей при Гц = О н = 0. Все они не имеют дисперсии (не диспергируют). [c.42] Приведенное выше разложение профиля показателя преломления в ряд показывает, что параболический закон является первым приближением к требуемому, если принять А = (оса) /2. В случае косых лучей не существует такого закона изменения профиля показателя преломления, который бы устранил их взаимную дисперсию (независимо от места и угла ввода), а также дисперсию по отношению к меридиональным лучам. [c.43] Практические аспекты изготовления градиентных волокон будут рассмотрены в гл. 4, а в гл. 6 и приложении 3 вновь вернемся к волне вой и лучевой теориям распространения света в волокне. Покаже г, что при идеальном профиле показателя преломления межмодовая дисперсия может быть сделана менее 0,1 не/км. На практике не представляет труда получать хорошие градиентные волокна с величиной межмодовой дисперсии менее 1 нс/км. Однако при этом может оказаться полезной даже грубое изменение профиля показателя преломления. Например, временная дисперсия волокна со скачком показателя преломления, рассмотренного в виде примера в 2.1.2, может быть уменьшена с 34 по 10 нс/км и менее путем простого сглаживания изменения показателя преломления на границе сердцевины и оболочки. [c.43] Будем описывать электромагнитную волну частотой распространяющуюся через преломляющую среду вдоль оси г, в виде проекции амплитуды электрической составляющей поля на ось х, как действительной части Ех, т. е. [c.44] Ниже будет показано,что те же самые процессы, которые приводят к зависимости показателя преломления среды от частоты, вызывают также и затухание в среде электромагнитных волн. Таким образом, показатель преломления дисперсионной среды является комплексным и зависит от частоты. Указанные физические процессы легко рассмотреть на примере диэлектриков, однако количественный теоретический анализ для любой, даже простейшей среды становится неимоверно сложным. [c.45] Вернуться к основной статье