Содержание к диссертации
Введение
1. Обзор литературы 15
1.1. Волоконные лазеры 15
1.2. Описание существующих волокон с большой эффективной площадью сечения поля моды 1.2.1. Низко-апертурные оптические волокна 18
1.2.2. Волокна с кирально связанными сердцевинами 20
1.2.3. Оптические волокна с каналами утечки. Фотонно-кристаллические волокна 22
1.2.4. Конусные переходы в оптических волокнах 25
1.2.5. Волокна с W-структурой профиля показателя преломления 27
1.3. Методы экспериментального исследования 29
1.3.1. Параметр качества оптического излучения М2 29
1.3.2. Метод S2 измерения модового состава оптического излучения 32
2. Исследование модельных конусных волокон с двойной оболочкой 35
2.1. Описание принципиального строение конусного волокна. Анализ распространения многомодового излучения по световедущей оболочке в геометрическом приближении 35
2.2. Уравнения связи мод. Анализ распространения излучения по сердцевине конусного волокна. Определение критерия адиабатического продольного геометрического профиля 39
2.3. Описание экспериментальных образцов пассивных конусных волокон 49
2.4. Экспериментальное исследование качества выходного излучения из пассивного конусного волокна 51
2.5. Экспериментальное исследование адиабатического расширения фундаментальной моды в конусном волокне 60
3. Многослойные W-световоды 72
3.1. Анализ модового состава волокон с W-профилем показателя преломления 3.2. Метод матриц передачи. Описание теоретической модели определения параметров направляемых и вытекающих мод W-волокон 74
3.3. Описание зависимостей характеристик распространения оптического излучения от параметров структуры W-профиля показателя преломления волокна 3.3.1. Исследование оптических свойств направляемых мод 79
3.3.2. Исследование оптических свойств вытекающих мод 81
3.4. Описание экспериментальных образцов пассивных волокон W-типа. Результа
ты компьютерного моделирования 85
3.4.1. Образец W-285 86
3.4.2. Образец W-355 88
3.4.3. Образец W-251 89
3.5. Интерпретация экспериментальных результатов и сравнительный анализ с теоретическими исследованиями многослойных волокон W-типа 90
3.5.1. Образец W-285 90
3.5.2. Образец W-355 96
3.5.3. Образец W-251 103
4. Исследования активных иттербиевых конусных волокон с двойной оболочкой 109
4.1. Поглощение оптической накачки внутри активных волокон 109
4.2. Модель распространения и генерации излучения внутри конусных волокон 112
4.3. Результаты моделирования процесса стационарной генерации в активных конусных волокнах с двойной оболочкой 117
4.4. Волоконный усилитель на основе конусного волокна с двойной оболочкой, легированного ионами иттербия 124
Заключение 132
Литература
- Низко-апертурные оптические волокна
- Волокна с W-структурой профиля показателя преломления
- Описание экспериментальных образцов пассивных конусных волокон
- Интерпретация экспериментальных результатов и сравнительный анализ с теоретическими исследованиями многослойных волокон W-типа
Низко-апертурные оптические волокна
Первый концепт лазера был представлен Теодором Майманом в 1960 г. с использованием кристалла искусственного рубина (оксид алюминия Al2O3 с небольшой примесью хрома Cr) [33], тем самым открыв необъятную область применения лазерного излучения. После по лучения первой объемной генерации лазерного излучения прошло немного времени, как в 1961 г. Элиас Снитцер [1,2] продемонстрировал первый волоконный лазер и его потенциальные преимущества. В качестве активного элемента использовался стеклянный волоконный световод, содержащий ионы неодима. В то время, однако, еще не существовало лазерных диодов, высококачественного оптического волокна и других волоконно-оптических элементов, в частности, волоконных брэгговских решеток, которые сейчас используются в эффективных волоконных лазерах. Из-за этого отличная идея Снитцера не была реализована. Тем не менее, бурное развитие волоконно-оптических линий связи в 1970-80-х гг., которое достигло максимума в конце прошлого века, привело к созданию элементной базы, необходимой для производства эффективных волоконных лазеров. В середине 60-х гг. были инициированы первые работы по созданию стеклянных волоконных световодов с низкими оптическими потерями [4]. Исследователи из Corning Glass в Соединенных Штатах первыми достигли желаемого результата в 1970 г. Они изготовили оптоволоконный световод с оптическими потерями менее 17 дБ/км [5,34]. Основой данного достижения являлась разработка технологии создания кварца с использованием высокочистого летучего четыреххлористого кремния в качестве исходного материала. Данная технология заключается в осаждении кремниевого порошка на подложку с одновременным плавлением порошка.
В 1970 г. группа Ж. И. Алферова в Советском Союзе и группа исследователей в Соединенных Штатах впервые получили непрерывную генерацию в полупроводниковых лазерах при комнатной температуре. Эти два достижения открыли реальные возможности для развития волоконно-оптических систем связи со скоростью передачи данных на несколько порядков выше, чем в системах радиосвязи. В результате волоконная оптика стала одним из наиболее динамично развивающихся направлений современной науки и техники. В дальнейшем технология получения оптических волокон с низкими потерями была разработана во многих странах, в частности, в России [7, 35], а также были исследованы оптические, нелинейно-оптические, генерационные, механические и дисперсионные свойства таких оптических волокон. Процесс исследование оптического волокна в Совестском союзе не отставал от заграничных исследоватлей, работы проводились на базе Института радиотехники и электроники РАН и Института общей физики РАН [36–48]. В том числе была разработана целая серия оптических волокон, такие как многомодовые волокна со ступенчатым профилем показателя преломления и одномодовые волокна с градиентным профилем показателя преломления, волокна с нулевой дисперсией в районе 1,5 мкм и дисперсией переменной по длине волокна. Оптические потери в таких световодах были уменьшены до предельного возможного значения менее 1 дБ/км в спектральном диапазоне от 1 до 1,7 мкм, а прочность оптических волокон превышала прочность стальной проволоки того же диаметра. Также выдающимся достижением в сфере волоконной оптики стало изготовление эрбиевого усилителя на длине волны 1,5 мкм для нужд телекоммуникации [49]. Данный успех послужил громадным толчком в окончательном установлении волоконно-оптических систем связи в качестве основных для высокоскоростной передачи информации и дальнейшем ее развитии.
Особо следует отметить разработку технологии записи в фоточувствительных световодах брэгговских решеток показателя преломления, используемых в качестве распределенных отражателей в волоконных лазерах [50]. А изготовление первых регулярных волокон, легированных ионами неодима, с двойной оболочкой в конце 80-х [51] позволило увеличить мощность волоконных лазеров до уровня 1 Вт [52, 53]. В таких волокнах излучение генерации распространялось по относительно тонкой сердцевине (по размерам сравнимой с сердцевиной регулярных одномодовых волокон), а излучение оптической накачки распространялось по световедущей оболочке. Прорыв, связанный с изобретением волокон с двойной оболочкой, сопровождался быстрым развитием диодов накачки, мощность которых в скором будущем достигла рубежа 100 Вт. Данные достижения легли в основу дальнейшего увеличения выходной мощности волоконных лазеров [54–59].
Однако дальнейшее развитие лазерных технологий, связанное с увеличением мощности оптического излучения, в скором времени оказалось невозможным, т.к. используемые в те времена диаметры одномодовых (одна поперечная мода) сердцевин волокон с двойной оболочкой накладывали значительное ограничение из-за возникновения нелинейных эффектов вследствие большой длины взаимодействия и высокой плотности мощности внутри сердцевины [60] . Данная проблема была решена изготовлением волокон с большим диаметром сердцевины, в дальнейшем названных волокнами с большой эффективной площадью моды [61,62]. Однако при разработке волокон с большой эффективной площадью моды возникли проблемы, связанные с ухудшением качества пучка при увеличении сердцевины волокна, увеличением чувствительности волокна к изгибам и т.д. Но несмотря на это, ряд таких волокон был успешно разработан [63–66], и в современном мире волокна с большой эффективной площадью моды легли в основу непрерывных и импульсных лазерных установок большой мощности и большой энергии с высоким качеством выходного излучения [66–71].
Одним из возможных решений увеличения эффективного размера поля моды при высоком качестве выходного излучения является уменьшение числовой апертуры (1.1) волокна со ступенчатым профилем показателя преломления, что позволяет уменьшить количество направляемых мод и компенсировать эффекты при увеличении размеров сердцевины.
При таком подходе существует несколько ограничений. Во-первых, при уменьшении разницы между показателями преломления сердцевины и оболочки наблюдается переход направляемых мод световода в вытекающие. Вследствие этого ухудшаются условия распространения оставшихся направляемых мод и их локализация. В таком случае даже небольшие отклонения от идеальности волокна могут повлечь значительное увеличение потерь направляемых мод. Во-вторых, введение изгиба в такие волокна приводит к нарушению профиля показателя преломления, и, соответственно, к ухудшению условий распространения. В-третьих, при использовании существующих технологий по изготовлению заготовок оптических волокон контролируемое изготовление очень маленьких разностей между коэффициентами преломления по порядку величины менее 10-5 является затруднительным. В свою очередь профиль коэффициентов преломления, полностью определяет влияние изгибов на характер распространения излучения в таком волокне, именно поэтому характерные значения составляют не менее Особые сложности возникают при изготовлении активных волокон, основываясь на таком подходе. Помимо того, что относительно большие концентрации активных ионов вызывают ухудшение люминесценции, легирование активными ионами обычно повышает показатель преломления сердцевины волокна и, как следствие, числовую апертуру. Именно поэтому при изготовлении активных низко-апертурных волокон ухудшается точность контроля уровня числовой апертуры.
Волокна с W-структурой профиля показателя преломления
. А при длине волокна более 40 см для любого геометрического профиля под данным расчета выполняется условие адиабатического расширение. Однако эти значения длин и углов являются нижней оценкой. Характерные углы раствора реальных образцов конусных волокон, рассматриваемых в данной работе, составляют 10-6 — 10-5 радиан, что на порядок меньше характерных углов полученных при численном моделировании. Соответственно, для таких продольных геометрических профилей заведомо можно ожидать одномодовый режим распространения излучения на выходе при условии возбуждения только фундаментальной моды на входе узкого конца.
Действительно, для больших значений радиуса сердцевины ( ) выражение (2.16) для мод сердцевины может быть преобразовано в асимптотическую форму [127]: соответствует нулю функции Бесселя 0( ) = 0 . Величина коэффициента связи мод определяет силу связи, а, соответственно, долю мощности, перешедшую из рассматриваемой моды (фундаментальной) в высшие. Из численного моделирования возможно определить значения коэффициента связи фундаментальной моды с высшими модами для любого указанного выше продольного геометрического профиля. Для длин конусного волокна на границе области адиабатичности (указанной на рис. 2.5) по порядку величины значения коэффициентов связи характеризуется следующими значениями \ v/1( )\ 0..6 102 м-1 для всех рассматриваемых продольных профилей. Как видно из (2.21) максимальный коэффициент связи для фиксированного продольного геометрического профиля соответствует максималь / ному значению отношения . Также видно, что при фиксированном / коэффици ент связи между модами уменьшается с ростом радиуса, то есть максимальный коэффициент связи достигается при минимальном значении радиуса сердцевины. При этом коэффициент связи принимает только действительные значения. Любой волновод можно считать строго одномодовым при условии возбуждения только фундаментальной моды на входе и равенства нулю всех коэффициентов связи Vfl = 0 м-1. Известно, что наиболее сильную связь испытывают моды с самыми близкими константами распространения, в данном случае для мод нулевого порядка это моды 01 и 02, или 01 и 11 для всех рассматриваемых мод. Однако, из (2.16) и (2.21) следует, что для конусного волокна, у которого практически по всей длине происходит изменение радиуса, выполняется условие / = 0 , а, следовательно, коэффициент V{1 = 0 для всех разрешенных распространяющихся мод.
Рассмотрим линейный продольный геометрический профиль конусного волокна, заданный по формуле (2.17). В таком волокне производная радиуса по координате является фиксированной величиной. Условие минимизации коэффициента связи \ 01\ 1 м-1 для выходных значений радиуса в данном случае позволяет определить характерные значения половины угла раствора конусного волокна / \a=a2 5 10-5. Для таких значений угла раствора длина конусного волокна при фиксированных значениях 1 и 2 принимает значения около 1 м. При этом расчет мощности, переносимой в модах конусного волокна, показывает, что на выходе конусного волокна с геометрическим профилями (2.17 — 2.20) и длиной 1 м любая рассматриваемая высшая мода конусного волокна переносит относительную долю мощности не более 10-4, что соответствует потерям фундаментальной моды менее 0,01 дБ. Соответственно, характерные значения коэффициентов связи Vil( ) = 0..101 м-1 для всех рассматриваемых продольных профилей. Данные параметры вполне удовлетворяют условию адиабатичности. Рассматриваемые в данном исследовании экспериментальные образцы конусного волокна имеют углы раствора около 10-6 — 10-5 радиан и длину более 1 м. Поэтому можно утверждать, что для рассматриваемых образцов условия адиабатического расширения выполняются, и высшие моды внутри конусного волокна возбуждаются с крайне низкой эффективностью. В конусном волокне присутствует взаимодействие мод оптического излучения, связанное с локальными изгибами волокна. Данная проблематика была теоретически и экспериментально рассмотрена в работах [128,129,163]. Локальные изгибы конусного волокна под заданным определенным углом рассматривались как последовательность цилиндрических сегментов со ступенчатым увеличением диаметра, при этом продольная ось каждого последующего сегмента повернута на угол в относительно предыдущего в сторону общего локального изгиба волокна. При этом угол поворота оси сегмента определяется как в = (/N, где ( - общий угол локального изгиба оптического волокна, N - количество сегментов в рассмотрении. Коэффициент связи мод в таком случае определяется соотношением [129]: поперечные составляющие модового поля на входе и выходе для цилиндрического сегмента с номером– цилиндрические функции Бесселя нулевого и первого порядка соответсвенно,– константа распространения моды для сегмента с номером и , – радиальная и азимутальная координата. В работах [128, 129] было показано, что величина связи мод становиться большой в конусных волокнах при локальных изгибах с радиусом в несколько миллиметров, 10%. В работе [163] также продемонстрировано, что величина данного эффекта достаточна для использования его для волоконных датчиков. Однако величина взаимодействия мод, вызванного изгибом волокна, напрямую зависит от профиля показателя преломления. Возникновение связи мод в реальных описываемых образцах конусных волокон при изгибах будет исследовна далее экспериментально.
Более того макро изгиб длинного адиабатического конусного волокна способен также внести значительные изменения во взаимодействие мод. В данном случае влияние макро изгиба с большим радиусом намотки может быть определенно суммированием малых влияний локальных изгибов с тем же радиусом по всей длине конусного волокна , т.е. коэффициент связи возникающий при локальном изгибе волокна и определяющийся по формуле (2.22). 2.3. Описание экспериментальных образцов пассивных конусных волокон Для экспериментального исследования связи мод внутри конусных оптических волокон были изготовлены опытные образцы. Для того, чтобы разделить эффекты влияющие на структуру светового пучка внутри оптического волокна и исследовать только эффекты, возникающие из-за специфического продольного геометрического профиля, экспериментальные образцы пассивных конусных волокон изготавливались без легирования. Профиль показателя преломления таких волокон является ступенчатым, и особое внимание при изготовлении уделялось однородности показателя преломления в сердцевине. Остальные параметры были максимально приближенными к параметрам активных конусных волокон с двойной оболочкой, в частности такие параметры как отношение площадей сердцевины и первой оболочки, коэффициент перетяжки, продольный геометрический профиль, диаметры сердцевины и т.д. Продольные геометрические профили образцов пассивных оптических конусных волокон изображены на рис. 2.6.
Описание экспериментальных образцов пассивных конусных волокон
Одним из важных аспектов в изучении характера распространения оптического излучения в конусных волокнах является экспериментальное подтверждение адиабатического расширения фундаментальной моды, распространяющейся по волокну. Действительно, для того, чтобы выходное излучение из широкой части конусного волокна имело одномодовую структуру, необходимо, чтобы на всем протяжении конусного волокна высшие моды не имели эффективного возбуждения. В этом случае фундаментальная мода распространяется по волокну без заметного уменьшения переносимой мощности. При распространении излучения от узкого конца конусного волокна в направлении широкого конца, фундаментальная мода расширяется. При этом характерные модовые размеры в случае распространения по конусному волокну определяются только лишь размерами сердцевины в каждом конкретном сечении конусного волокна. Если при возбуждении в узком конце конусного волокна фундаментальная мода имеет характерные размеры 7 мкм, то в широком участке ее размеры могут достигать более 50 мкм в диаметре. В случае адиабатического расширения мощность, переносимая фундаментальной модой, сохраняется и на выходе (если не принимать во внимание потери, связанные с рассеянием). Соответственно, при адиабатическом расширении лишь незначительная часть мощности переходит в высшие моды при их возбуждении на неоднородностях. В дальнейшем будем считать, что в исследуемых образцах связь мод ничтожно мала, как было показано выше.
Рассмотрим распространение излучения от широкой части конусного волокна в направлении узкой. Широкая часть конусного волокна является заведомо многомодовой, а конусный переход исполняет роль модового фильтра. Действительно, при уменьшении диаметра волокна по мере распространения излучения, высшие моды одна за другой перестают быть направляемыми и становятся вытекающими. Соответственно, мощность, переносимая высшими модами, полностью высвечивается через боковую поверхность. Количество мод, дошедших до торца узкой части конусного волокна, в этом случае полностью определяется диаметром сердцевины узкой части (профиль показателя преломления неизменен). Следовательно в случае строго одномодовой узкой части конусного волокна только фундаментальная мода не будет высвечиваться через боковую поверхность. Тогда при возбуждении в широкой части конусного волокна только лишь фундаментальной моды мощность на выходе оптического волокна будет равняться мощности на входе. И, напротив, при возбуждении на входе широкой части конусного волокна высших мод, мощность, переносимая ими, будет высвечена на конусном переходе, и на выходе из узкой части конусного волокна мощность будет меньше, чем на входе.
Исходя из всего выше сказанного, экспериментальное определение характера распространения и расширения фундаментальной моды оптического излучения возможно при использовании двойного конусного волокна, принципиальная схема которого изображена на рис. 2.19.
Двойное конусное волокно (рис. 2.19), представляет собой два типичных конусных волокна, описанных в параграфах 2.1., 2.3., не разъединенных в широкой части после вытяжки. В конусном волокне такой структуры первая часть (конусное расширение) является фактически исследуемой, в то время как вторая часть (конусное сужение) исполняет роль модового фильтра. Причем обе части (конусное расширение и сужение) являются идентичными конусными
Исследуемый образец двойного конусного волокна является активным волокном с двойной оболочкой, сердцевина которого легирована ионами иттербия. Продольный геометрический профиль двойного конусного волокна представлен на рис. 2.20. На данном графике отображены зависимости диаметров внешней оболочки и сердцевины конусного волокна от длины волокна. Диаметр сердцевины узкой части конусного волокна составляет 8 мкм,
Эксперимент по определению адиабатического расширения фундаментальной моды был построен по следующему принципу (схема эксперимента изображена на рис. 2.21). Двойное конусное волокно было вварено между двумя регулярными цилиндрическими одномодовы-ми волокнами, согласующимися по размеру сердцевины и модовому размеру с узкой частью конусного волокна. Далее от источника белого света излучение заводилось в одно из одномо-довых волокон, в то время как с другой стороны снимались оптические спектры прохождения системы.
На рис. 2.22 представлены спектры прохождения белого света двойного конусного волокна. Опорный спектр (спектр источника излучения) представляет собой спектр пропускания одномодового волокна без двойного конусного волокна. Затем для измерения оптических потерь на сварках в одномодовое волокно был вварен отрезок узкой одномодовой части двойного конусного волокна длиной 15 см. Как видно из рис. 2.22, потери на двух сварках конусного волокна с обычным одномодовым волокном составляют примерно 1 дБ в широком спектральном диапазоне.
В процессе экспериментального исследования будем считать, что внутри узкой части конусного волокна возбуждается только фундаментальная мода оптического излучения. На рис. 2.22 представлен спектр пропускания всего двойного конусного волокна, уложенного в кольцо с диаметром 28-39 см. Стоит заметить, что потери в исследуемом двойном конусном волокне составили величину не более 1 дБ на всей длине (за вычетом потерь на сварках). Данная величина соответствует значению потерь менее 0,07 дБ/м, что для активных кварцевых волокон является приемлемой величиной. Большие потери в коротковолновой области соответствуют пику поглощения ионов иттербия. На входе конусного волокна возбуждается только фундаментальная мода, а на выходе все высшие моды отфильтровываются конусным переходом и остается только фундаментальная мода излучения. Соответственно, исходя из полученных результатов можно с уверенностью утверждать, что полная величина всех потерь Рис. 2.22. Спектры пропускания конусного волокна и спектр источника белого света. фундаментальной моды излучения составляет менее 1 дБ. В эту величину включаются потери связанные с возбуждением высших мод при распространении (с переходом мощности от фундаментальной моды в высшие моды), а также потери вызванные рассеянием на неодно-родностях и примесях. Действительно из-за конусного сужения, все высшие моды, возбужденные в процессе распространения излучения, высвечиваются через боковую поверхность волокна в связи с тем, что они больше не являются разрешенными в данном волноводе. При этом измеренная величина потерь является существенно завышенным значением для оценки доли мощности, перешедшей в высшие моды, так как включает в себя еще потери, связанные с рассеянием и с поглощением активными ионами, составляющие значительную часть.
В процессе исследований была произведена серия экспериментов направленная на определение влияния изгибов конусного волокна в различных его частях. Далее при исследовании спектр свернутого всего конусного волокна (рис. 2.22) будем считать основным спектром пропускания системы в невозмущенном состоянии.
Методика эксперимента заключалась в том, что конусное волокно сгибалось в несколько витков с диаметром 5 см в узкой части на входе и конусном переходе со стороны входа (рис. 2.23), а также на конусном переходе и в узкой части на выходе (рис. 2.24) поочередно. Результаты эксперимента показали, что конусное волокно слабо чувствительно к изгибам. При этом конусный переход и широкая часть конусного волокна проявляют намного меньшую чувствительность к изгибу. Спектрам, приведенным на рис. 2.23 и рис. 2.24 характерно увеличение потерь в длинноволновой части при изгибе. Данный эффект хорошо изучен и является следствием наведенного макроизгиба. Стоить отметить, что изгибы с диаметром более 5 см конусного волокна со стороны входа не приводят к эффективному возбуждению высших мод. На спектрах (рис. 2.23 и рис. 2.24) отчетливо видно, что потери, наведенные изгибом, характерны только для длинноволновой области спектра. Однако при эффективном возбуждении высших мод потери должны были бы присутствовать в более широком спектральном диапазоне.
Интерпретация экспериментальных результатов и сравнительный анализ с теоретическими исследованиями многослойных волокон W-типа
Данное утверждение подтверждается спектром межмодовых задержек (рис. 3.15), полученным с помощью преобразования Фурье спектра пропускания волокна W-285, имеющего два характерных пика отвечающих за распространение двух мод. Согласно моделированию на длине волны 1280 нм возможно распространение только двух мод QI и Ц с малыми потерями на вытекание. Как можно заметить из спектра, в области больших длин волн амплитуда осцилляций становится существенно меньше, то есть характер распространения излучения по волокну приближается к одномодовому. Это еще раз подтверждается тем фактом что при увеличении длины волны потери мод на вытекание увеличиваются.
Параметр M2 на этой длине волны зависит от условий ввода и изменяется в диапазоне от 116 до 1 25 что соответствует маломодовому режиму распространения излучения по волокну.
Далее проводились исследования длинного (длина 2 5 м) образца волокна W-285 на длине волны 1280 нм. Спектр пропускания данного образца представлен на рис. 3.16. Из результатов компьютерного моделирования получено что потери на вытекание первой распространяюще-яся моды QI ( 10-4 дБ/м) значительно ниже, чем у второй ц ( = 0 13 дБ/м). Соответственно, на образцах волокна со значительной длиной мода п должна отфильтровываться что подтверждает спектр пропускания образца волокна W-285 длиной 2 5м (рис. 3.16).
Как видно из рис. 3.16, спектр прямого волокна практически не имеет модуляции, что соответствует почти строго одномодовому режиму распространения оптического излучения. При этом, при нарушении центрирования узла ввода оптического излучения в исследуемый образец (сердцевины исследуемого образца и доставочного волокна разведены на несколько мкм) возможно более эффективное возбуждение высшей моды, и, как следствие, значительное увеличение амплитуды модуляции спектра выходного излучения (рис. 3.16 черный спектр).
На рис.3.16 изображены спектры пропускания исследуемого образца с намоткой трех витков радиусами изгиба 7,5 см и 3,75 см. На данной длине волны характерные значения изгиб-ных потерь составляют 3,2 дБ/м при радиусе изгиба 7,5 см и 6,1 дБ/м при радиусе изгиба 3,75 см. При сравнении значений изгибных потерь на длинах волн 1060 нм и 1280 нм прослеживается факт, что при увеличении длины волны значение изгибных потерь растет.
Исследование поведения параметра M2 при введении изгиба в волокно показало, что для данного образца параметр M2 меняется в диапазоне от 1,05 для прямого отрезка волокна до 1,02 для образца с двумя витками диаметром 15 см. Данные значения параметра M2 соответствуют строго одномодовому режиму распространения излучения.
Далее исследовался короткий отрезок волокна W-285 на длине волны 1550 нм. Спектр пропускания образца волокна W-285 изображен на рис. 3.17. Спектр пропускания исследуемого волокна является гладким. Это говорит о том, что на длине волны 1550 нм по световоду распространяется одна мода (01), как и ожидалось, исходя из результатов компьютерного Рис. 3.16. Спектр пропускания образца W-285 длиной 2,5 м с засветкой от SLD диода с центральной длиной волны 1280 нм. Черный спектр – прямое волокно (настройка на максимальную глубину модуляции), зеленый спектр – прямое волокно (настройка на максимум сигнала), синий спектр – 3 витка с радиусом изгиба 7,5 см, красный спектр – 3 витка с радиусом изгиба моделирования, а высшие моды эффективно фильтруются. Кроме того факт одномодового режима распространения излучения подтверждается параметром M2, который в данном случае равен 1,01. Такое значение параметра качества пучка M2 соответствует строго одномодовому режиму распространения излучения по волокну.
На длине волны 1550 нм методом S2 был исследован длинный образец ( 2,5 м) волокна W-285. На рис. 3.18 изображены спектры пропускания исследуемого образца для максималь но прямого состояния и с одним, двумя и тремя витками радиусом изгиба 7,5 см. Как было
Спектр пропускания образца W-285 длиной 2,5 м с засветкой от SLD диода с центральной длиной волны 1550нм. Черный спектр – прямое волокно, зеленый спектр – 1 виток с радиусом изгиба 7,5 см, синий спектр – 2 витка с радиусом изгиба 7,5 см, красный спектр – 3 витка с радиусом изгиба 7,5 см. показано ранее из результатов компьютерного моделирования, на длине волны 1550 нм возможно распространение только одной моды оптического излучения. При этом данная мода имеет значительную величину потерь на вытекание = 0,014 дБ/м. Данный расчетный факт подтверждается экспериментально. Характерные значения изгибных потерь для исследуемого волокна на длине волны 1550 нм могут достигать весьма больших значений 6 дБ/м, что значительно усложняет возможность его использования.
Несмотря на то, что целью данного исследования является создание оптических волокон, работающих в одномодовом режиме, а по результатам численного моделирования в волокне W-355 ожидалось распространение большего количества мод, вся серия экспериментальных исследований была проведена с целью подтверждения тенденций, полученных в результате компьютерного моделирования.
Спектры пропускания на длине волны 1060 нм короткого (1,2 м) образца волокна W-355 показаны на рис. 3.19. Как видно из рис. 3.19, в спектре присутствует модуляция, характерная распространению относительно большого количества мод оптического излучения. На рис. 3.20 отображен спектр межмодовых задержек, полученный преобразованием Фурье Рис. 3.19. Спектр пропускания образца W-355 длиной 1,2 м с засветкой от SLD диода с центральной длиной волны 1060 нм. спектра пропускания исследуемого образца. В данном случае определение количества распространяющихся мод затруднено в связи с зашумленностью спектра межмодовых задержек. На спектре наблюдается более 10 пиков, соответствующих распространению нескольких мод оптического излучения. Для более детального анализа модового состава можно, например,
Быстрое преобразование Фурье спектра пропускания образца W-355 длиной 1,2 м на длине волны 1060 нм. воспользоваться методом корреляционных фильтров [167], но эта задача выходит за рамки данного исследования. В нашем случае достаточно констатировать факт того, что наблюда ется ярко выраженное распространение более 5 мод оптического излучения на длине волны 1060 нм. Более того из спектра пропускания образца (рис. 3.19) видно, что картина межмо-довых биений в длинноволновой области заметно упрощается, что соответствует фильтрации высших мод, наблюдаемых в коротковолновой области, так как световод W-355 поддерживает распространение только вытекающих мод. Параметр M2 выходного излучения из короткого ( 1,2 м) образца волокна W-355 варьируется в диапазоне 2,35 – 2,9, что находится в соответствии с результатами полученными методом S2.
Экспериментальное исследование методом S2 для длинного ( 3 м) образца волокна W-355 производилось в максимально прямом состоянии волокна и с введенным изгибом с радиусами 7,5 см и 3,75 см. На риc. 3.21 изображены спектры пропускания исследуемого образца на длине волны 1060 нм.
Из спектра пропускания (риc. 3.21) прямого длинного образца W-355 видно, что результаты аналогичны спектру пропускания короткого образца этого волокна. Модуляция спектра соответствует распространению относительно большого количества мод. Интересным результатом исследования в данном случае являются изгибные потери, которые возможно оценить как 1,6 дБ/м при радиусах изгибов 7,5 см и 5,5 дБ/м при радиусах изгибов 3,75 см. Данные потери выше по величине, чем измеренные для образца W-285 волокна потери при аналогичных изгибах. Это объясняется тем, что в исследуемом образце волокна W-355 на длине волны 1060 нм эффективней возбуждаются высшие моды, которые имеют более высокие расчетные значения потерь на вытекание и меньшую локализацию внутри сердцевины волокна, что приводит к увеличению изгибных потерь.
Далее производилось экспериментальное исследование короткого ( 1,2 м) образца W-355 на длине волны 1280 нм. На рис. 3.22 представлен спектр пропускания короткого отрезка волокна W-355 при засветке от SLD с центральной длиной волны 1280 нм. Исходя из полученного спектра (рис. 3.22), можно сделать вывод, что данная модуляция вызвана распространением нескольких мод оптического излучения
