FAKULTA ELEKTROTECHNIKY A KOMUNIKAČNÍCH TECHNOLOGIÍ VYSOKÉ UČENÍ TECHNICKÉ V BRNĚ OPTOELEKTRONIKA. Kapitola 3

FAKULTA ELEKTROTECHNIKY A KOMUNIKAČNÍCH TECHNOLOGIÍ VYSOKÉ UČENÍ TECHNICKÉ V BRNĚ

OPTOELEKTRONIKA Kapitola 3.

Obsah Obsah .........................................................................................................................................2 3 Prvky, signály a soustavy v optoelektronice...........................................................................4 3.1 Signály a soustavy ............................................................................................................................................4 3.1.1 Signály v optoelektronice..........................................................................................................................4 3.1.2 Klasifikace optoelektronických soustav....................................................................................................7 3.2 Přenosová média v optoelektronice ................................................................................................................10 3.2.2 Volné prostředí a atmosféra ....................................................................................................................11 3.2.3 Planární dielektrický vlnovod .................................................................................................................12 3.2.4 Páskový vlnovod.....................................................................................................................................15 3.2.5 Periodický vlnovod .................................................................................................................................18 3.2.6 Vláknový vlnovod...................................................................................................................................19 3.3 Optické zdroje optoelektronických soustav ....................................................................................................28 3.3.2 Elektroluminiscenční zdroje záření.........................................................................................................29 3.3.3 Polovodičové injekční lasery ..................................................................................................................35 3.3.4 Bezpřechodové lasery v optoelektronice.................................................................................................40 3.4 Modulátory optického záření, deflektory a přepínače.....................................................................................44 3.4.1 Jevy užívané při modulaci, deflexi, přepínání záření..............................................................................44 3.4.2 Fázové modulátory..................................................................................................................................47 3.4.3 Amplitudové a intenzitní modulátory .....................................................................................................50 3.4.4 Vychylovací soustavy .............................................................................................................................53 3.5 Detektory optického záření.............................................................................................................................58 3.5.2 Absorpce záření, fotoelektrický jev ........................................................................................................59 3.5.3 Fotoodpory..............................................................................................................................................61 3.5.4 Fotodiody ................................................................................................................................................62 3.5.5 Fototranzistor ..........................................................................................................................................67 3.5.6 Fotonásobiče ...........................................................................................................................................68 3.5.7 Tepelné detektory....................................................................................................................................68 3.6 Konstrukční prvky a principy .........................................................................................................................69 3.6.2 Integrovaní optika ...................................................................................................................................69 3.6.3 Vláknová optika ......................................................................................................................................72 3.6.4 Vazební prvky členů integrované a vláknové optiky ..............................................................................73 Doporučená literatura ...........................................................................................................................................80

Seznam obrázků .......................................................................................................................81 Seznam tabulek ........................................................................................................................85

OPTOELEKTRONIKA

3 Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Funkci elektromagnetických vln a interakce pohyblivých nosičů náboje s elektrickými a magnetickými poli při přenosu, zpracování, záznamu a zobrazení informace elektronickými způsoby přejímá v optoelektronice proud fotonů (fotonová vazba) a interakce záření s hmotným prostředím. Prvky a systémy charakteristické pro optoelektroniku pronikají do stále širší škály technických odvětví a vědních oborů, protože jevy založené na interakci fotonů s hmotou, stelně jako fotonová vazba, mají některé společné přednosti před klasickými způsoby přenosu a zpracování informace. Umožní především zvýšit rychlost zpracování a přenosu informace a realizovat perspektivní přechod od jednorozměrných k vícerozměrným signálům.

3.1 Signály a soustavy Optoelektronika v počátcích svého vývoje plnila především pomocné funkce v elektronických soustavách. Využívala se hlavně v zařízeních pro sběr dat a plnila signalizační a kontrolní funkce. Později začíná nahrazovat celé uzly v elektronických soustavách. Optický paprsek však byl též jen nástrojem pro zpracování či úpravu elektronických signálů. Při optickém přenosu a zpracování informace přebírá optické záření základní funkci v soustavě, funkci nositele informační zprávy. Získání, přenos, úprava či zpracování nesené informace pak v soustavě může být řešeno jak optickou tak elektronickou cestou. 3.1.1 Signály v optoelektronice Tak jako obecná elektronika, i optoelektronika pracuje s klasickými elektrickými signály, hlavně tam, kde plní pomocné a obslužné funkce v elektronických zařízeních. Pod pojmem signál rozumíme většinou jednoznačné přiřazení hodnot některé fyzikální veličiny E hodnotám jediného nezávislého proměnného parametru ´t v daném definičním oboru σ . Takto definovaná závislost může být nositelem informace tím vyšší, čím vyšší je počet možných neidentických funkcí E(t) definovaných nad oborem σ . Je-li nezávisle proměnnou veličinou t čas, pak závislost E(t) definovaná nad σ nese informaci I ve formě sériové informační zprávy. Označujeme ji jako jednorozměrný časový signál. Podle typů definičního oboru hodnot veličiny t rozlišujeme signály spojité, jejichž definičním oborem je obyčejně hustá podmnožina množiny R všech reálných čísel, a signály diskrétní, v nichž je veličina E definována nad vzájemně izolovanými oblastmi ϕ k podmnožiny R, přičemž se v rámci jedné oblasti ϕ k nemění informační hodnota E. Podle typů oboru funkčních hodnot veličiny E rozlišujeme signály analogové, a signály výškově kvantované. Zvláštním typem kvantovaných signálů jsou signály binární, nesoucí informaci pouze prostřednictvím dvou definovaných úrovní, veličiny E. Speciální případ diskrétních kvantovaných signálů tvoří signály digitální, kdy je informace přenášena v diskrétních časových okamžicích formou čísel vyjádřených v některé číselné soustavě (např. dvojkové) skupinou číslic, jejichž přenos je realizován kvantovaným (např. binárním) diskrétním signálem. V elektrických signálech je fyzikální veličinou nesoucí informační zprávu E(t) buď přímo některá elektrická obvodová veličina, např. proud, napětí, intenzita pole, či parametr některého pravidelného průběhu změn těchto obvodových veličin, např. amplituda harmonických kmitů, fáze či kmitočet harmonických kmitů:

U (t ) = A[E ′(t )]sin {ω [E ′′(t )] ⋅ t + ϕ [E ′′′(t )]}

(3 - 1)

šířka, výška či poloha pravidelně opakovaných impulsů. V prvém případě hovoříme o signálech přímých, v druhém pak o signálech modulovaných. Podle typu parametru nesoucího v modulovaných signálech informační zprávu rozeznáváme amplitudovou a úhlovou modulaci harmonického signálu, šířkovou, amplitudovou a polohovou impulsní modulaci a další. Typické pro rozvinuté optoelektronické soustavy je, že optické záření neplní jen pomocné a obslužné funkce při zpracování elektrických signálů. ale proud fotonů tak či onak přímo vystupuje jak nositel zpracovávané či přenášené informace. Optické záření jako zvláštní typ elektromagnetického

4

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice vlnění je možno, v závislosti na jeho některých vlastnostech, modulovat některým z typů harmonických i jiných modulací. Typy použitelných modulací ovlivňuje zejména koherentnost modulovaného záření. Optický signál tedy vzniká modulací optické nosné vlny informační zprávou E tvořící modulační signál. Pokud je modulační signál EP reprezentován klasickou funkční závislostí f(t) některé fyzikální veličiny na jediné nezávisle proměnné, na čase:

E p =ˆ f (t )

(3 - 2)

Získáváme modulací optického svazku jednorozměrný časový optický signál O[f(t)]. Optický svazek je však možno modulovat nejen v čase. Velmi krátká vlnová délka světla, velmi malá divergence optických vlnových polí a konečně zobrazovací a transformační vlastnosti čoček a dalších optických členů umožní modulovat optické svazky také prostorově. Modulační signál EP má pak charakter časově proměnného lineárního nebo plošného obrazu: E ′p =ˆ f (x, t );

E ′p′ =ˆ f (x, y , t )

(3 - 3)

Vlnoplocha nosné vlny je tedy modulována zobecněným vícerozměrným signálem f(x,t). Vzniká modulovaný lineární či plošný obrazový signál O[f(t)], O[f(x,y,t)]. Jednotlivé body vlnoplochy elektromagnetické vlny nesoucí signál f(x,t) se stávají držiteli v čase proměnné elementární prostorové informace. V technické praxi se využívá jak prostorově (plošně či lineárně) spojitých, tak prostorově diskretizovaných signálů, viz Obr. 3.1. Přenos a zpracování diskretizovaných obrazů odpovídá paralelnímu mnohakanálovému přenosu jednorozměrných časových signálů. Nezávislost modulace jednotlivých elementárních plošek obrazové vlnoplochy: O(x, t ) = I (k i q x , l j q y , t )

(3 - 4)

Kde: qx, qy jsou kroky kvantování souřadnic x a y určených zobecněnými celočíselnými souřadnicemi ki, lj je zabezpečena směrovými vlastnostmi šíření fotonů a vlastnostmi použité optické soustavy. Principiálně nelze zmenšovat velikost elementární plošky Sij pod hodnotu λ2 , vyjadřující velikost nejmenší možné plochy, kterou může soustředěně procházet energie fotonů daného záření. Minimální použitelná velikost nezávisle modulovatelné plošky bývá většinou mnohokrát větší vlivem rozlehlé prostorové impulsní odezvy použitého optického systému. Tento faktor působí zvláště nepříznivě u prostorové modulace nekoherentních nosných vln. Při přenosu a zpracování diskrétních obrazů omezí zmíněné jevy počet nezávislých kanálů a zvýší úroveň vzájemného rušení kanálů. Při přenosu a zpracování spojitých obrazů se vlivem omezeného minimálního rozměru nezávisle modulovatelné plošky zmenšuje rozlišovací schopnost. Příliš rozlehlá prostorová impulsní odezva optického systému pro Obr. 3.1 Vlnoplocha s prostorově namodulovaným plošně diskretizovaným a přenos či zpracování obrazu (viz kap. Chyba! Nenalezen zdroj odkazů.) způsobuje rozmazání prostorově namodulospojitým obrazovým signálem. vaného signálu. Možnost prostorové modulace optické vlny časově proměnným, prostorově spojitým či diskrétním obrazem neobyčejně zvýší informační kapacitu optických signálů vzhledem ke kapacitě jednorozměrných časových elektrických signálů. Jestliže bychom například chtěli přenést a digitálně zpracovat informaci zachycenou jako obraz na fotografii s rozlišením a gradací přibližně shodnou s jakostí obrazu přenášeného televizí, musíme rozdělit foto-

5

OPTOELEKTRONIKA grafii na matici 512 × 512 elementárních obrazových plošek (diskretizovat spojitý obraz) a signál každé z těchto plošek přenést jednou z 25 úrovní jasové stupnice (kvantovat analogový obra). Informační objem takového kvantovaného diskretizovaného obrazu je asi 2 23 bit =& 10 6 bit . Pro přenos a zpracování takového objemu informace klasickými elektronickými prostředky v co nejkratším čase potřebujeme velmi široké frekvenční pásmo přenosového kanálu a vysokou rychlost elementárních operací při zpracování. Špičková elektronická zařízení dosahují rychlosti digitálního přenosu 10Mbit/s, dokážou tedy digitálně přenést takový obraz za 0,1s. Nejvýkonnější počítače s dobou trvání vyšší operace (násobení) kratší než 10-6 s jsou schopny zpracovat tento obraz jednoduchým algoritmem až za 10s! Opticky lze takovýto obraz s daleko vyšší rozlišovací schopností bez principiálních obtíží přenášet paralelně jako celek, rychlostí blížící se rychlosti světla. Lze ho také paralelně zpracovávat některými i poměrně složitými integrálními transformacemi, fourierovsky ho filtrovat, kolineárně promítat či aplikovat na něj maticové operace, s dobou provedení jedné vyšší operace nad celým informačním obrazem odpovídající době průchodu nosné vlny transformační optickou soustavou, jež činí obvykle několik ns. Jak už bylo naznačeno, vlastnosti a typy optických signálů. stejně jako možnosti jejich přenosu a zpracování, závisí na druhu nosné vlny. Koherentní nosná vlna

Modulační časový signál EP je v tomto případě nesen kvazimonochromatickou elektromagnetickou vlnou optického kmitočtu, kterou lze v prvním přiblížení vyjádřit vlnovou funkcí: rr r r (3 - 5) E (x, y , z ) = E 0 (x, y ) ⋅ exp j ω 0 t − k r + ϕ

[(

Obr. 3.2 Koherentní nosná.

Obr. 3.3 Aproximace spektra koherentního zdroje.

Obr. 3.4 Nekoherentní nosná vlna.

6

)]

Je tedy možno spojitě či impulsně modulovat v čase jak r r amplitudu E0 vlny, intenzitu záření I = E ⋅ E ∗ , tak i fázi ϕ a kmitočet ω . V některých případech lze ovládat i polarizaci záření. Koherentní nosná má oproti předpokladu (3 - 5) nenulovou šířku čáry ∆ f . Velmi dobře ji lze považovat za ideálně monochromatickou vlnu (3 - 5) amplitudově modulovanou omezeným bílým šumem se spektrální hustotou výkonu N(f), viz Obr. 3.3. Takovou nosnou, jak plyne z teorie informace je možno amplitudově, intenzitně i úhlově modulovat signálem se spodním mezním kmitočtem f L > ∆ f bez nebezpečí, že se fluktuační změny nosné vlny budou podílet na zkreslení modulačního signálu. Pro horní mezní kmitočty fH modulačního signálu platí omezení běžná při amplitudové a úhlové modulaci, tedy 10 f H < f 0 pro amplitudovou a 10 f H β < f 0 pro úhlové modulace, β zde značí modulační index ∆ F f 0 . Pro laserové diody, které jsou častým zdrojem koherentního záření pro přenos, zpracování signálů. platí přibližně f 0 ≈ 1014 Hz , ∆ f ≈ 1010 Hz , čemuž odpovídá šířka pásma f H − f L = 1011 ÷ 1013 Hz . Tyto velmi široké teoretické mezní rozsahy jsou však značně zúženy praktickými omezeními, na nichž se podílí zejména konečná šířka pásma modulátorů, konečná doba odezvy optických zdrojů a šířka pásma přenosových prvků určená zejména jejich disperzními vlastnostmi. Uplatňuje se také vliv odezvy detektoru a nezanedbatelné jsou ani obtíže v elektrickém zpracování pře-

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice nášeného širokopásmového signálu před modulací a po detekci. Nekoherentní nosná vlna Modulační časový signál Ep je zde nesen vlnou s širokým spektrem kmitočtů, kterou lze považovat za úzkopásmový šum, viz Obr. 3.4. Takovou vlnu je možno spojitě či impulsivně modulovat pouze intenzitně, při tom horní mezní kmitočet fH modulačního signálu musí splňovat jedinou podmínku f H > ∆ f . Pro elektroluminiscenční diody, v nichž přibližně platí f 0 ≈ 1014 Hz , ∆ f ≈ 5 ⋅ 1011 Hz leží teoretická mez modulační frekvence f H ≈ ∆ f 100 ≈ 5 ⋅ 10 9 Hz . Teoretická šířka modulačního pásma je dále značně omezena zejména modulovatelností zdrojů a disperzemi přenosových prvků. Nekoherentní nosná vlna je vhodná zejména k časovým impulsním modulacím všeho druhu, neboť známý tvar impulsu zkreslený při přenosu a zpracování modulovaného signálu se dá obnovit nezávisle na šířce čáry nosné vlny. 3.1.2 Klasifikace optoelektronických soustav

Optoelektronické prvky a soustavy určené pro plnění specifických úkolů v elektronických systémech realizujících požadované operace a informačními zprávami jsou často klasifikovány podle funkce, kterou v těchto informačních systémech zastávají. Protože optoelektronika stále intenzivněji proniká do všech oblastí informatiky, do oblasti sběru, zpracování, přenosu i uchování informace, lze optoelektronické prvky a soustavy principiálně členit do čtyř velkých skupin. Jsou to: → optoelektronické prvky a soustavy pro snímání neelektrických veličin → optoelektronické soustavy pro přenos informace → optoelektronické soustavy pro zpracování informace → optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace Soustavy pro snímání neelektrických veličin Jsou určeny pro generaci optických či elektrických zobecněných časových jedno i vícerozměrných signálů snímáním stavu či časových změn nejrůznějších fyzikálních veličin nebo vlastností jevů a objektů. Pro tyto soustavy je charakteristické, že při generaci informace o sledovaných veličinách či vlastnostech, bez ohledu na typ jevů při interakci fotonů s hmotným prostředím. Principiální blokové schéma činnosti optoelektronických prvků a soustav pro snímání neelektrických veličin je na Obr. 3.5. Generaci informace o hodnotách neelektrických veličin a o neelektrických vlastnostech jevů a objektů optoelektronickou cestou lze dále rozdělit podle typu snímací veličiny a podle typu nositele informaObr. 3.5 Princip optoelektronická generace informace. ce (výstupního signálu) na tři způsoby. V případě opticko-elektrické generace bývá zdrojem informace průběh či změny optických vlastností objektů a prostředí (index lomu, činitel odrazu, koeficient absorpce) či přímo změny polních vlastností optického paprsku (intenzita záření, fáze, kmitočet, poloha), které odpovídají průběhu či změnám sledované vlastnosti. Snímacím faktorem bývá světelný paprsek, elektrický signál. Příkladem tohoto typu generace informace jsou snímače polohy, snímače obrazu vakuového i polovodičového typu, optoelektronické vyhledávací a lokační soustavy. Při opticko-optické generaci informace je opět zdrojem informace změna optických vlastností objektu či změna polních vlastností záření. Jako snímací prvek zde vystupuje světelný paprsek, nositelem informace na výstupu je změna polních vlastností světelného paprsku. Příkladem mohou být soustavy pro holografickou interferometrii, interferenční snímače rychlosti, soustavy pro holografickou mikroskopii a akustickou holografii, záření pro noční vidění a termovizi, optické vláknové senzory.

7

OPTOELEKTRONIKA Elektricko-optická generace informace je charakteristická tím, že zdroj informace je zde v elektrické podobě, tvoří jej změny elektrických obvodových veličin. Snímačem informace bývá světelný paprsek, elektrický paprsek či elektrická obvodová veličina. Nositelem informace je pak optický signál. Soustavy pro přenos informace Blokově lze systém přenosu informace optickou cestou znázornit dle Obr. 3.6, kde f (x , t ) , f ′(x , t ) – elektrické veze jedno či vícerozměrných signálů, N (x , t ) – jedno či vícerozměrný rušivý signál superponovaný na užitečnou složku. Ve vysílači je informační zpráva f (x , t ) modulována na nosnou optickou vlnu, Obr. 3.6 Blokové schéma optoelektronického přenosového systému. vzniká optický signál, který je přenášen transmisním prostředím, kde je ovlivňován poruchami a šumem. Po příchodu k přijímači je signál demodulován a získávána co nejvěrnější kopie přenášené zprávy. Vysílač optického signálu je tvořen elektrooptickým signálovým nebo obrazovým měničem E → O , přijímač pak měničem O → E . Vzájemná vazba těchto bloků je zajišťována proudem fotonů, elektromagnetickou vlnou optického kmitočtu, jejíž některý parametr je nositelem optického signálu O(x,t). Tato vazba, tzv. fotonová vazba, svými charakteristickými vlastnostmi dosahuje řady předností oproti galvanické či klasické elektromagnetické vazbě: → fotony jako nositelé informace jsou elektricky neutrální, při pohybu nevyzařují rušivá pole a vzájemně na sebe nepůsobí. Proto v podstatě neexistuje přeslech mezi optickými kanály v kabelu, → necitlivost k jakémukoliv druhu elektromagnetického rušení, → velmi krátká délka vlny zaručuje možnost jednoduché konstrukce dostatečně směrových soustav, → optický kontakt je možný bez galvanického spoje, je jím možno uskutečnit přenos informací mezi místy a velmi vysokým rozdílem potenciálu, → velmi vysoký kmitočet ν ≈ 1014 Hz zajišťuje při šířce pásma rovné 1 % kmitočtu nosné přenos signálů v oblasti 0 ÷ 1012 Hz , umožňuje navíc přenášet řadu modulovaných nosných ve frekvenčním ( barevném) multiplexu, → velmi malé ztráty energie v současných přenosových prostředích, z toho plynoucí velké překlenutelné vzdálenosti na optických přenosových trasách, → vysoká výkonová přetížitelnost, → velká spolehlivost, odolnost proti stárnutí a chemickým vlivům. → Tyto vlastnost předurčují použití optoelektronických komunikačních systémů téměř ve všech druzích služeb pro přenos informace.

Obr. 3.7 Přenosový řetězec optoelektronické signálové a obrazové soustavy.

Podle povahy zpracovávaného a přenášeného signálu lze rozlišit optoelektronické přenosové soustavy signálového a obrazového typu. První z nich realizují optický přenos jednorozměrných časových signálů, druhé jsou svou odlišnou stavbou i vlastnostmi určené pro přenos v čase proměnných analogových či digitálních spojitých či diskretizovaných, lineárních či plošných obrazů. Konstrukčním

8

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice uspořádáním a vnitřní strukturou jednotlivých bloků z Obr. 3.6 jsou si obrazové i signálové soustavy příbuzné. Vnitřní blokovou strukturu optoelektronického přenosového řetězce ukazuje Obr. 3.7. Vzájemně se tyto soustavy liší především provedením klíčových členů přenosového řetězce – modulátoru a detektoru, často se liší i typem přenosového média. Soustavy pro zpracování informace Jsou to zařízení, která optickou cestou realizují některé početní či logické operace nad jedním nebo několika vstupními jedno či vícerozměrnými signály. Blokové schéma těchto soustav ukazuje Obr. 3.8. V soustavách určených ke zpracování jednorozměrných signálů 0[f(t)] zastává klíčovou funkci tzv. signálový procesor. V některých případech zastává tento prvek integrovaně i funkce generátoru nosné vlny, Obr. 3.8 Bloková struktura soustav pro optoelektronické zpracomodulátoru a detektoru záření. Signávání informace. lové procesory jsou většinou specializovány na realizaci logických operací nad binárními signály. Obrazové procesory, hlavní článek soustav realizujících početní operace s vícerozměrnými signály, se vyznačují možností paralelního zpracování informace. Vývojem se v technice obrazových procesorů vyčlenily, pro své specifické konstrukce i užití, koherentní optické procesory (KOP) a nekoherentní optické obrazové soustavy. KOP jsou určeny k realizaci složitých integrálních transformací nad analogovými spojitými prostorovými signály, nekoherentní soustavy většinou plní funkce maticových či logických operátorů definovaných nad množinou digitálních diskrétních prostorových signálů. Soustavy pro záznam a zobrazení informace Obr. 3.9 Soustava pro optický záznam modulovaným optickým paprskem . ―— zápis, -----čtení.

Obr. 3.10 Soustava pro kombinovaný optickoelektrický záznam. ―— zápis, -----čtení.

Optoelektronické soustavy pro záznam informace slouží především jako perspektivní paměťové systémy v konstrukcích samočinných počítačů a periferních zařízení. Jsou tedy určeny pro optický záznam elektrických digitálních signálů. Elektrický signál nesoucí zaznamenávanou informaci Xi i v těchto soustavách buď přímo modeluje optický svazek , který je signálem Ai adresovaně vychylován a interaguje se záznamovým mediem, viz Obr. 3.9, nebo vybudí interakci nemodulovaného adresovacího svazku s látkou v místě záznamu, viz Obr. 3.10. Informace Xi se tak

9

OPTOELEKTRONIKA na dané adrese zaznamená formou změn optických vlastností záznamového media. V případě diskrétního přímého záznamu lze každému informačními bitu zapisované informace přiřadit diskrétní plošku či element objemu nesoucí informační hodnotu tohoto bitu. Pro rozložený záznam je typické, že informační hodnota každého bitu je zaznamenána na velké ploše či ve velkém objemu záznamového materiálu, společně s noha dalšími informačními bity. Každý bod záznamové oblasti tedy obsahuje zlomek informace o informační hodnotě každého z velké skupiny zaznamenaných bitů. Nejrozšířenějším typem přímého záznamu je záznam modulovaným adresovacím paprskem na rotující optický disk, rozložený záznam je reprezentován především holografickým záznamem. Zobrazovací soustavy jsou určeny k vizualizaci analogové nebo digitální informace nesené elektrickými signály. Jejich podstatou jsou různé typy E → O signálových nebo obrazových měničů. Digitální informace je zobrazována většinou znakovými indikátory, umožňujícími sestavit jistou malou množinu obrazců pomocí kombinace segmentů či bodů s měnitelnými optickými vlastnostmi. Analogová informace je zobrazována polohou, jsem, nebo i barvou bodů jednorozměrného nebo dvojrozměrného indikačního pole. K zobrazení analogové informace jsou konstruovány analogové jednorozměrné stupnice a dvojrozměrné obrazové panely. Do skupiny optoelektronických zobrazovacích soustav patří také laserové projekční soustavy a laserové či elektrografické tiskárny.

3.2 Přenosová média v optoelektronice Jedním z často užívaných hledisek pro třídění optoelektronických přenosových členů je hledisko užitého přenosového média. Rozlišujeme pak: → přenos s šířením vlny ve volném prostředí → přenos s planární optikou → přenos s vláknovými vlnovody Vlastnosti každého přenosového média ovlivňují konstrukci dalších prvků přenosového členu či sdělovací soustavy, zejména zdrojů modulátorů a detektorů. Každé optické prostředí je vzhledem k působení na přenášený signál charakterizováno dvěma veličinami. První z nich je činitel útlumu b, definován jako:

P 1 b = 10 log 2 , l P1 Kde:

[dB

km]

(3 - 6)

l je délka přenosové trasy, P2,P1 – výkony optického signálu na začátku a konci trasy.

Jednotlivá přenosová prostředí se vyznačují specifickými průběhy závislosti činitele b na vlnové délce použitého záření. Z velikosti činitele útlumu, výkonu zdroje Pz a citlivosti detektoru pro daný odstup signálu k šumu Pd lze vypočítat tzv. překlenutelnou vzdálenost spoje Lp:  P  P L p = 10 log10 z − 10 log10 d  b  Pref Pref  

Kde:

kde Pref - referenční výkon Pref = 1 mW , Pzr = 10 log10

Pz – srovnatelný výkon zdroje [dBm – decibel miliwatt], Pref

Pdr = 10 log10

Pd Pref

- srovnatelný příkon detektoru [dBm].

Druhou důležitou vlastností přenosového prostředí je disperze D:

10

(3 - 7)

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

D=

∆ tg l

=

1 , dv g

[s

km]

Kde:

` ∆ tg

dvg

je úplný diferenciál grupové rychlosti šíření.

(3 - 8)

je úplná diference skupinového zpoždění,

Disperzi lze reprodukovat jako časové rozšíření úzkého osamoceného impulsu záření šířícího se přenosovým prostředím jednotkové délky. Zahrnuje závislost indexu lomu prostředí na vlnové délce užitého záření a další jevy charakteristické pro šíření elektromagnetického záření vlnovody. disperze, spolu s rychlostí impulsní odezvy modulátoru a detektoru, určuje šířku pásma optického přenosového kanálu. 3.2.2 Volné prostředí a atmosféra

Volným prostředím se elektromagnetická vlna šíří formou rozbíhavých nebo sbíhavých Gaussových svazků. Divergence svazků způsobuje výrazný pokles hustoty energie záření se vzdáleností od zdroje. Tento jev způsobuje základní a jediný mechanismus útlumu optického signálu na optoelektronické trase volným prostředím. V atmosféře jsou přenosové parametry trasy oproti přenosu volným prostředím zhoršovány působením dodatečných útlumů a disperzí. Tyto útlumy a disperze jsou způsobeny absorpcí a rozptylem záření v atmosféře a turbulentními fluktuacemi optické hustoty atmosféry. Pokles hustoty výkonu záření způsobený atmosférickými vlivy je možno popsat vztahem: S = S 0 exp (− δ z ) Kde:

δ = ρ + σ +τ ρ σ τ

(3 - 9) je činitel útlumu, je molekulární absorpce, je rozptyl na pevných částicích, je rozptyl na turbulencích.

Molekulární absorpce Je způsobena zejména absorpčními čarami molekul vody, CO2 a ozonu O3. Ostatní plynu pohlcují mnohem méně. Útlum proste přímo úměrně s růstem koncentrace těchto tří složek v atmosféře. Koncentrace CO2 má v nadmořské výšce 300 m střední hodnotu 0,01% hmotnosti vzduchu. V průmyslových oblastech však koncentrace CO2 dosahuje až stonásobku tohoto průměru. Hustota vodních par je velmi silně proměnná s časem a polohou, pohybuje se mezi 10 ÷ 1% hmotnosti vzduchu. Koncentrace ozonu roste s nadmořskou výškou, svého maxima, 10% hmotnosti vzduchu, dosahuje ve výšce 30 km. Typickou absorpční křivku atmosféry ukazuje Obr. 3.11. V pásmu λ = 0,4 ÷ 0,7 µm je molekulární absorpce zanedbatelná, je možno počítat s hodnotami ρ = 1 ÷ 10 dB km , v pásmu λ = 0,7 ÷ 25 µm je mnoho pásů silné absorpce i průzračných Obr. 3.11 Spektrum atmosférické absorpce. oken např. kolem 5 µm , 8 µm , 11 µm , 18 µm s hodnotami absorpce kolem 10 dB km , v pásmu nad 25 µm se souvislejší propustné zóny nevyskytují, útlum roste k hodnotám 100 ÷ 1000 dB km . Rozptyl na pevných částicích Způsobují ho kapičky vody, prachové částice i větší molekuly plynu, svými rozměry malé nebo srovnatelné s délkou vlny záření. Ztráty jimi způsobené klesají podle Rayleighova zákona rozptylu úměrně

11

OPTOELEKTRONIKA čtvrté mocnině délky vlny. Typická hodnota útlumu pro λ = 0,6 µm je σ = 1 dB km . Při mlze s viditelností pod 10 m však může dosáhnout až 300 dB km .

Atmosférické turbulence Vlivem soustavného mísení teplých a chladných mas vzduchu dochází v atmosféře k náhodným fluktuacím indexu lomu, které mohou na šířící se svazek elektromagnetických vln působit několika druhy interakce v závislosti na poměru velikosti turbulentní poruchy Lt a průměru svazku 2w. Při 2w << Lt , viz Obr. 3.12a, způsobí gradient indexu lomu turbulence ohyb paprsků a tím úhlovou odchylku šíření svazku od původního směru, což může mít za následek úplné přerušení přenosového kanálu. Při 2w ≈ Lt , viz Obr. 3.12, se turbulence chová jako optická čočka, která obvykle způsobí zvětšení úhlu divergence svazku, aniž by změnila jeho směr šíření. Nemívá pro přenos kritické následky, podílí se na stochastickém rušení náhodnými změnami útlumu a fázového zpoždění. Konečně při 2w >> Lt jsou jednotlivé paprsky svazku turbulentně odkláněny do různých směrů a turbulence vyvolá intenzivní rozptyl svazku Obr. 3.12c. To sice způsobí značný útlum v přenosu na přímou viditelnost, na druhé straně to umožní realizovat poměrně účinné spojení mimo oblast přímé viditelnosti. Turbulentní útvary jsou v atmosféře značně nestálé. Časové změny poměrů v atmosféře způsobují silné kolísání amplitudy a fluktuace fáze koherentní vlny. Přenos atmosférou je bez využití speciálních prostředků vystaven mnoha rušivým vlivům, proto se používá převážně jen na krátké vzdálenosti a v těch případech, kdy připouštíme zvýšení úrovně poruch.

Obr. 3.12

Typy atmosférických turbulencí.

3.2.3 Planární dielektrický vlnovod

Z Fressnelových vztahů pro chování elektromagnetické vlny na rovinném rozhraní dvou prostředí s různou optickou hustotou víme, že při průchodu vlny z prostředí opticky hustšího do řidšího s úhlem dopadu α m Chyba! Nenalezen zdroj odkazů.Chyba! Nenalezen zdroj odkazů. dochází k úplnému odrazu TE i TM vlny. Koeficienty odrazu rTE , r TM nabývají komplexních hodnot s modulem rovným jedné a fází ϕ TE , ϕ TM danou vztahy Chyba! Nenalezen zdroj odkazů.). Koeficienty tTE , tTM mají též komplexní hodnoty, popisují vznik exponenciální vlny tunelující podél rozhraní. Zkoumáme-li plošnou nesymetrickou třívrstvou strukturu dle Obr. 3.13, lze podle Obr. 3.13 Planární nesymetrická třívrstvá struktura. úhlu dopadu rovinné vlny rozeznat tři typy šíření. Je-li sin θ < n3 n2 , jde o zářivý prostorový mod, vlna je lámána rozhraními a z velké části prochází napříč strukturou, viz Obr. 3.14a. Platí-li pro úhel dopadu n1 n2 > sin θ ≥ n3 n2 , nastává na rozhraní prostředí 3 a 2 úplný odraz, rovinná vlna přicházející z podložky se po lomu a úplném odrazu vrací zpět do prostředí z něhož vyšla. Jde o šíření vlny tzv. zářivým modem podložky, viz Obr. 3.14b. Je-li splněna podmínka:

n1 n2 < sin θ > n3 n2

12

(3 - 10)

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Nastává při šíření vln strukturou úplný odraz na obou rozhraních, vlna je vázána ve vlnovodné vrstvě a její vedena. Šíření světla tohoto typu tvoří tzv. vedené mody, viz Obr. 3.14c. Platí-li rovnost v některé z relací (3 - 10), vzniká na příslušném rozhraní exponenciální vlna s hloubkou vniku l v → ∞ , energie se šíří podél rozhraní s malým útlumem na dlouhé vzdálenosti. Jde o tzv. tunelový mod. Zářivé vidy, které většinou vedení světla strukturou doprovázejí, způsobují únik energie z vrstvy a jsou jedním z mechanismů útlumu v dielektrických vlnovodech. Rozložení elektrické a magnetické intenzity elektromagnetického pole jednotlivých vidů v prostoru a čase lze získat integrací Maxwellových diferenciálních rovnic pro dané okrajové podmínky, při nichž platí, že tečné složky elektrické a magnetické intenzity se na rozhraní dvou dielektrických prostředí musí měnit spojitě. Exaktní řešení je většinou obtížné a je nutno sahat buď k podstatným zjednodušením nebo k numerické analýze problému. Vystačíme proto s popisem plynoucím z pohledu geometrické optiky. Vedený vid šířící se podél vlnovodné struktury nemůže pro daný kmitočet záření nabývat libovolných úhlů dopadu θ 1 , viz Obr. 3.14c a Obr. 3.15. Struktura elektromagnetického pole vzniká interferencí vzájemně podélně posunutých elementárních rovinných vln před a po dvojnásobném úplném odrazu na rozhraních vrstev vlnovodu. Platí, že Obr. 3.14 Typy šíření vln v třívrstvé struktuře; a) výsledná struktura pole musí být invariantní vzhlezářivý prostorový mod, b) mod podložky, c) vedený dem k souřadnici z. Prakticky to znamená, že je mod. nezbytné, aby rovinná vlna po úplném odrazu v bodech B a C, viz Obr. 3.15, přišla do oblasti CD ve fázi s vlnoplochami původní rovinné vlny. V oblasti AB se tedy šíří rovinná vlna jejíž část se v bodě B odráží. Při totálním odrazu je odražená vlna fázově zpožděna o úhel 2ϕ B , prochází drahou

BC , jíž odpovídá fázové zpoždění k 2 BC . V bodě C získá vlna opět po totální reflexi fázový úhel 2ϕ C . Vzhledem k té části vlnoplochy, která ještě není podrobena úplnému odrazu, se dvojím odrazem Podmínka fázového synchronismu v oblasti CD nabývá tvaru zpozdí o dráhu CC ′ .

(

)

k 2 CC ′ + BC + 2ϕ B + 2ϕ C = −2mπ , kde: m je přirozené a k 2 =

ω c

n2 je konstanta šíření.

Jednoduchou úpravou získáme:

k 2 2h cosθ 1 − 2ϕ B − 2ϕ C = 2mπ

(3 - 11)

13

OPTOELEKTRONIKA Získáváme transcendentní rovnici, jejímž řešením je pro každé přirozené m závislost úhlu θ 1 dopadu vlny na kmitočtu záření. Je to tzv. rovnice vlastních hodnot vlnovodu, která pro každý kmitočet určuje možné vidové spektrum vln šířících se popisovanou strukturou. Řešení této rovnice je obtížné, neboť úhel θ 1 vystupuje jako neznámá také ve výrazech pro ϕ B a ϕ C . Vycházíme-li z představy šikmých odrážejících se vln při šíření vedeného modu, lze podélnou fázovou konstantu šíření β vyjádřit jako:

Obr. 3.15 Fázový synchronismus při šíření vedeného modu.

(3 - 12)

β = k sin θ 1 Substitucí θ 1 = arcsin β k 2 do (3 - 11) dostáváme tzv. disperzní rovnice vlnovodu:

k 2 2h 1 −

β2 k 22

− 2ϕ B (β ) − 2ϕ C (β ) = 2mπ

(3 - 13)

Soubor všech řešení β m disperzní rovnice určuje konstanty šíření všech existujících vedených modů v závislosti na kmitočtu záření, rozměrech a materiálu vlnovodu. Je zřejmé, že konstanta šíření vedených vidů se může měnit v rozmezí kn1 < β m < kn2 . Mimo tuto regulární oblast nabývá konstanta šíření i komplexních hodnot. Tento případ je charakteristický pro zářivé prostorové mody, které se vlnovodem šíří jen na krátké vzdálenosti prostřednictvím mechanismů částečné reflexe. Energie prostorových vidů je intenzivně vyzařována mimo vlnovod. ImaObr. 3.16 Diagram kmitočtové distribuce TE vidů ginární složka β numericky popisuje v planárním vlnovodu. pokles amplitudy těchto vidů. Mez oddělující zářivé mody od vedených tvoří dva tunelující vidy. Jsou charakteristické tím, že se šíří vlnovodnou vrstvou s úhlem odrazu θ 1 , jež je na jednom rozhraní právě na mezi podmínky totální reflexe. Pole v nich silně proniká do oblasti přilehlé k vlnovodné vrstvě avšak energie se šíří jen podél osy z. Vzhledem k tomu, že fázové úhly ϕ B , ϕ C zpoždění vln při totální reflexi na rozhraních jsou rozdílné pro TE a TM vlny, jsou řešením disperzní rovnice dvě soustavy závislostí konstant šíření na kmitočtu, určující distribuci souboru vidů TE a souboru vidů TM. Definujeme-li normovanou konstantu šíření B, efektivní index lomu vrstvy N, normovaný kmitočet V a stupeň nesymetrie vlnovodné struktury α : B = (N 2 − n12 ) (n 22 − n12 ), V = hk 0 n − n , 2 2

Kde:

14

2 1

N = β k0 ,

α = (n − n

X = n12 − n12 , k 0 = 2π λ0 h je tloušťka vrstvy.

2 1

2 3

)X

(3 - 14)

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Lze pro vedené vidy vrstvy nalézt diagram B = f (V ) , který je řešením disperzní rovnice struktury. Diagram B = f (V ) na Obr. 3.16 platí pro vidy TE. Je-li rozdíl X < 0,01 , pak diagram platí téměř přesně i pro TM vidy. Pro α = 0 dostáváme symetrický planární vlnovod. Z modového diagramu vidíme, že pro dané rozměry a Obr. 3.17 Struktura příčného elektrického a magnetického pole tří materiály vrstev lze nalézt takový nejnižších TE a TM vidů; a) TO0, TM0, b) TE1, TM1 c) TE2, TM2. úhlový kmitočet ω , kdy se energie může vlnovodem šířit pouze jediným TE a jediným TM videm. Oblast kmitočtů splňující tuto podmínku nazýváme pásmem jednovidovosti. V symetrickém vlnovodu lze tyto základní vidy vybudit i při kmitočtech záření jdoucích k nule, zatímco v nesymetrickém vlnovodu existuje vždy mezní frekvence, pod níž již není nikdy splněna podmínka pro vznik vedených vidů. Příčné rozložení pole jednotlivých vidů vlnovodu lze zjistit řešením Maxwellových rovnic a inr r r tegrací vlnové rovnice pro Poytingův vektor Π = E × H . Rozložení intenzit pole pro tři nejnižší TE a TM mody ukazuje Obr. 3.17. Z teorie přitom vyplývá, že jak TE tak TM mody tvoří soubory příčně ortogonálních struktur pole. Systémy využívající k přenosu signálu planární vlnovody pracují obvykle s délkou trasy řádově 10-1m, proto je nepodstatné zabývat se jak útlumem tak disperzními vlastnostmi těchto přenosových prvků, neboť jde většinou o hodnoty zcela zanedbatelné. 3.2.4 Páskový vlnovod

Vzniká bočním ohraničením struktury planárního vlnovodu. Některé z možných struktur páskových vlnovodů ukazuje Obr. 3.18. Elektromagnetická vlna Obr. 3.18 Typy páskových vlnovodů; a) pohroužený, b) nanesený, c) se nemůže šířit v rovině (yz) skrytý pásek. bez omezení, viz Obr. 3.19 Náhradou plošné vrstvy v planárním vlnovodu relativně úzkým páskem šířky s se dosahuje soustředění energie vlny do malého prostoru. Vlastní vlny (mody) planární struktury při šíření páskem dopadají na boční rozhraní páskového vlnovodu kde dochází k jejich totálnímu odrazu. Vzájemná interference odražených a prostorově posunutých neodražených složek modů planárního vlnovodu vyvolává vznik tzv. páskových modů. U nich však již nelze hovořit o vlnách TE či TM. Při šikmém šíření těchto vln ohraničeným prostorem a při jejich vzájemné interferenci vytváří původně ryze transverzální vlna i tečnou složku intenzity ke směru šíření. V závislosti na tom, vychází-li mod pásku z TE nebo TM vidu vrstvy šířícího se totálními odrazy ve směru delší hrany struktury, hovoříme o HE či EH videch šíření v páskovém vlnovodu. Pro vlnu šířící se úplnými odrazy od dvou vzájemně kolmých dvojic paralelních rovinných rozhraní dielektrických materiálů lze sestavit dvě podmínky fázového synchronismu vlny absolvující totální reflexi na všech stěnách vlnovodu s vlnoplochou neodražené vlny. Obr. 3.19 Šíření planárních modů páskovou strukturou. Hodnoty fázového zpoždění planární vlna TE a TM při bočním totálním odrazu jsou však určeny složitějšími výrazy a závisí jak na

15

OPTOELEKTRONIKA typu tak na řadu daného planárního vidu. Zjednodušeně však přesto můžeme systém rovnic vlastních vln zapsat ve tvaru:

k 2 2h cosθ 1 − 2ϕ B − 2ϕ C = 2mπ β 2 s cosθ 2 − 2ϕ B′ − 2ϕ C′ = 2nπ

(3 - 15)

Definujeme-li normovanou konstantu šíření B', efektivní index lomu pásku N' a normovaný kmitočet V' vztahy:

B ′ = (N ′ 2 − n12 ) (n22 − n12 ),

N ′ = N sin θ 2 = n2 sin θ 1 sin θ 2 ,

Obr. 3.20 Závislost zobecněné konstanty šíření na zobecněném kmitočtu, a) pro pohroužený, b) pro skrytý pásek, při n2-n1<< n2, α→0.

V ′ = k 0 s ⋅ n22 − n12

(3 - 16)

Zjišťujeme, že podmínka současné platnosti obou rovnic (3 - 15) přináší nejen závislost B′ na V ′ pro jednotlivá celá m a n , ale, že tato veličina závisí také na koeficientu nesymetrie α a na poměru s h . Z grafu závislosti B′(V ′) pro pohroužený a skrytý pásek, viz Obr. 3.20, lze pro daný kmitočet a šířku pásku V ′ = f (ω , s ) , pro daný poměr s h a konstantu nesymetrie zjistit spektrum možných vidů šíření elektromagnetické vlny páskovým vlnovodem a nalézt i jejich podélné vlnové konstanty šíření β . Při daném s, h a ni existuje obor kmitočtů, kdy v pásku vzniká jediný HE1 a EH vid. Tato skutečnost je významná pro přenos signálu. Každý vyšší mod má totiž při daném kmitočtu jinou konstantu šíření β , a tedy i jinou fázovou a grupovou rychlost. Šíří-li se strukturou světelný impuls, jehož energie je rozložena do několika vidů ( tedy při mnohovidovém přenosu), dochází ke zkreslení tvaru a rozšíření impulsu. Jevy způsobené rozptylem rychlosti šíření vidů jsou nazývány tzv. vidovou disperzí. Pro jednomodový přenos vidová disperze ztrácí vliv na přenášený signál. Šíření vlny v základních tzv. dominantních videch HE00, EH00 od nejnižších zobecněných kmitočtů umožňuje pouze symetrická struktura skrytého pásku. Skrytý pásek tak umožňuje konstrukci vlnovodů s rozměry s, h ≈ λ0 , ve kterých bude zaručena jednomodovost šíření energie pro velký rozsah kmitočtů. Příklad rozložení elektrické intenzity elektromagnetického pole v příčném průřezu páskového vlnovodu pro několik základních vidů HEm,n, EHmn ukazuje Obr. 3.21. Profilový páskový vlnovod

Obr. 3.21 Příčné rozložení elektrické intenzity několika základních HE a EH vidů v páskovém vlnovodu.

16

Konstrukcí tzv. profilového páskového vlnovodu lze dále podstatně rozšířit pásmo jednovidovosti skrytého pásku. V symetrickém planárním vlnovodu s šířkou hw i h3 , viz Obr. 3.22, se může energie šířit základním dominantním videm TE0, TM0 od nejnižších kmitočtů.

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Vlivem nestejného efektivního indexu lomu Nef ve vrstvách s různou šířkou dochází na rozhraní těchto vrstev k částečné či k totální reflexi daného vidu. Po dosažení kritického úhlu úplného odrazu θ 2 proniká odražený mod, podobně jako při totální reflexi rovinné vlny, hluboko do tenčí vrstvy, ale šíří se podél rozhraní. Předpokladem existence takového odrazu je, že při daném kmitočtu musí daný vid splňovat podmínky šíření jak ve vrstvě tloušťky hw, tak i ve vrstvě tloušťky h3. Po mnohonásobné totální reflexi základních modů TE0, TM0 od rozhraní planárních vlnovodů vznikají ve struktuře páskové mody EH či HE. Jak je vidět z modových diagramů pro planární vlnovod tloušťky hw a h3 ukázaných na Obr. 3.23, v kmitočtové oblasti a, kde se ve vrstvě hw již může vybudit vyšší vid TE1, může v užší vrstvě ještě existovat pouze vid základní. Rozhraní planárních vlnovodů nevykazuje vlastnosti potřebné k odrazu vyššího modu, a mod se vrstvou nebude šířit. Podmínky pro šíření tohoto vidu budou Obr. 3.22 Šíření planárních modů v profilovém vlnovodu. splněny až ve kmitočtovém pásmu b na Obr. 3.23. Nevýhodou páskových vlnovodů je vysoký útlum vyšších modů. Útlum základního dominantního vidu je malý, na geometrických nehomogenitách pásku však dochází k transformaci tohoto modu do modů vyšších, které jsou silně tlumeny a vyzařovány z vlnovodu. Tím dochází k celkovým ztrátám šířící se energie. Délka přenosu energie páskovým vlnovodem je tak omezena na vzdálenosti nejvýše desítek cm. Profilová struktura však vykazuje minimální vidovou konverzi, a tím i minimální citlivost přenosových parametrů (zejména útlumu) na přesnosti a fluktuacích geometrických rozměrů vlnovodu. Proto ji lze využít ke vláknové konstrukci pro přenos na velké vzdálenosti. Vláknový profilový vlnovod z homogenního SiO2 čistoty n x ≈ 10 ppb , dle Obr. 3.23, naplněný vhodnou opticky bezeztrátovou kapalinou s indexem lomu n2 ≈ 1,4 (imerzní kapalina s indexem lomu blízkým indexu lomu taveného křemene se využívá také pro další rozšíření pásma jednovidovosti) je vhodný k jednomodovému přenosu optického signálu na velmi dlouhé vzdálenosti s činitelem útlumu na vlnové délce záření DHS GaAlAs-GaAs injekčního laseru λ ≈ 0,85 µm menším než b = 0,4 dB km . Doposud příliš komplikovaná technologie přípravy profilového vlákna brání rozšíření technických aplikací tohoto přenosového prvku. Na závadu je též velmi nízká hodnota numerické apertury, NA = 0,15 (viz dále), a zejména doposud neuspokojivé dosažené parametry byť i velmi náročných konstrukcí rozebíratelných či pevných spojů Obr. 3.23 Pásmo jednovidovosti a vláknová kontěchto vláken. strukce profilového vlnovodu.

17

OPTOELEKTRONIKA 3.2.5 Periodický vlnovod

Je tvořen strukturou, která má ve směru podél šíření vln vytvořen periodicky se opakující profil optické struktury materiálu vlnovodné vrstvy nebo profil prostorového uspořádání rozhraní,viz Obr. 3.24. Z teorie šíření vln v periodických strukturách vyplývá, že v nehomogenitách vlnovodu dochází k vybuzení složky dielektrické polarizace s prostorově modulovanou amplitudou. Vidy šířící se vlnovodem mající podíl na vybuzení jistého průběhu amplitudy této polarizace jsou mezi sebou vázány a může mezi nimi docházet k vzájemnému předávání elektromagnetické energie. Šíření elektromagnetické vlny v nehomogenní periodické struktuře popisuje vlnová rovnice: r r r r r r ∂ 2 E (r , t ) ∂ 2 P(r , t ) 2 (3 - 17) ∇ E (r , t ) = µ ε 0 +µ ∂t 2 ∂t 2 r r Kde polarizace P(r , t ) je dána: r r r r r r (3 - 18) P(r , t ) = P (r , t ) + P (r , t ) 0

r P0 r PP

Kde:

P

je polarizace homogenního vlnovodu, je polarizace v periodické struktuře.

Při předpokládaném tvaru pro rozložení intenzity elektrického pole tvořeného existující vidovou strukturou ve vlnovodu: r r 1 E y (r , t ) = ∑ Am ( z ) ⋅ E ym (x ) ⋅ exp[ jω t − β m z ] + k .s. 2m Kde:

(3 - 19)

Am(z) je longitudiálně proměnná složka amplitudy elektrické intenzity m-tého vidu způsobená přenosem energie mezi vázanými vidy.

Řešením vlnové rovnice pro periodický vlnovod (3 - 17) zjišťujeme, že vzájemná energetická vazba mezi dvěma mody nastává jen tehdy, je-li splněna podmínka vzájemného fázového synchronismu vázaných modů. Pro fázovou konstantu šíření vzájemně vázaných vidů (budícího a buzeného) musí platit:

Re β m = ± Re β s

(3 - 20)

Stejně tak je nezbytné, aby existovala v průběhu prostorově modulované amplitudy polarizace Pp složka s prostorovým kmitočtem odpovídajícím periodě vázaných modů ve vlnovodu, aby bylo tedy splněno:

βm = Kde: l

Obr. 3.24

18

lπ Λ

(3 - 21) je přirozené.

Periodický vlnovod.

Obr. 3.25 Přenos energie mezi vstřícnými vidy a mezi vedeným a zářivým videm v periodickém vlnovodu.

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Využijeme-li znalosti, že příčná rozložení pole (TM) a TE modů v planárním vlnovodu tvoří dva ortogonální systémy funkcí, zjišťujeme, že energetická vazba nastává jen pro mody stejného typu a stejného řádu. Neuvažujeme-li vazbu se zářivými mody, lze říci, že účinnou energetickou vazbu budou vykazovat jen totožné mody procházející vlnovodem s opačným směrem šíření. Vlnovod pak simuluje funkci selektivního reflektoru. Jindy je zase možné dosáhnout synchronismu mezi jedním z vedených vidů, zářivým videm zvoleného úhlu θ 1 a periodickým profilem vlnovodu. V tom případě je možno vyvázat elektromagnetickou energii ven z vlnovodu, nebo naopak, přivedením prostorové vlny pod vhodným úhlem dopadu vybudit ve vlnovodu vedený mod zvoleného typu. 3.2.6 Vláknový vlnovod

I když jsou např. profilové vlnovody principiálně vhodné k přenosu signálů na velké vzdálenosti, existují optické vlnovody vhodné k přenosu signálů ve tvaru vláken vytažených většinou z křemenných, chalkogenních či halogenidových skel, popřípadě z některých krystalických polovodičů nebo z polymerů. Jsou charakteristické svou rotačně symetrickou strukturou a větším indexem lomu materiálu v okolí osy symetrie ve srovnání s indexem lomu materiálu v okolí povrchu vlákna. Přenosové prvky z takových vláken mají při mnohem jednodušší výrobě stejně dobré vlastnosti jako profilová vlákna, mnohdy dosahují i lepších přenosových parametrů. Vynikají zejména možností dosáhnout dobré energetické vazby záření ze zdroje a snadnou přípravou kvalitních vláknových spojek. Dvouvrstvé vlákno Je tvořeno jádrem z čistého transparentního materiálu s vyšším indexem lomu, které je obklopeno obalem z materiálu s nižším indexem lomu. Vedení světla je opět zprostředkováno úplnými odrazy na rozhraní opticky hustšího a opticky řidšího materiálu. Jev vedení světla odrazem na rozhraní vykazuje také prosté homogenní skleněné vlákno ve volném prostředí. Exponenciální složka elektromagnetického pole vnikající při totálním odrazu vln do řidšího prostředí ( zde vzduch ) však může při přiblížení jakéhokoliv předmětu způsobovat útlum vedených vln. Proto je opticky čisté jádro vlákna obklopeno bezeztrátovým pláštěm s nižším indexem lomu, viz Obr. 3.26. Taková vlákna jsou označována jako stepindexová, bývají vyráběna technologií sklo-sklo (SCS) nebo technologií sklo-polymer (PCS). Z hlediska typu šíření může vláknový vlnovod vést čtyři druhy vln, prostorovou vlnu, vlnu obalu, vlnu jádra a tunelovou vlnu, viz Obr. 3.26.

Obr. 3.26 Způsoby šíření optického záření dvojvrstvým vláknem; 1) prostorová vlna, 2) vlna obalu,3) vlna jádra, 4) radiální mod, 5) spirálové mody.

Pro přenos signálu jsou důležité jen vidy vlny jádra. Mezní úhel ϕ a , při němž se vstupující paprsek bude šířit jako jádrová vlna je základní veličinou potřebnou pro volbu způsobu navázání zářivé energie do vlákna. Jeho velikost se udává formou tzv. numerické apertury vlákna:

NA = sin ϕ a = (n12 − n22 )

12

(3 - 22)

19

OPTOELEKTRONIKA Prostorová vlna je při šíření energie vláknem charakteristická spojitým spektrem vidů. Na vedení energie vláknem se podílí jen zlomek její amplitudy setrvávající v objemu vlákna vlivem částečných odrazů na rozhraní jádro-obal a obal-plášť. Většina energie je vyzářena do okolí. Podél vlákna se tato vlna šíří jen na vzdálenosti několikanásobku průměru jádra. Vlna obalu se vláknem šíří prostřednictvím totálního odrazu na rozhraní obal-plášť a působením částečného odrazu na rozhraní jádro-obal. Podmínka šíření této vlny je značně komplikovaná, vlna má složitou modovou strukturu i tvar elektromagnetického pole v příčném řezu jednotlivých vidů. Exponenciální pole vnikající při úplné, odrazu na rozhraní materiálů s n1 a n2 do pláště je příčinou útlumu vlny obalu. Většina modů této vlny má navíc výrazně odlišnou konstantu šíření od konstanty šíření modů vlny jádra, a podílí se tedy na disperzním zkreslení vedeného signálu. Je to parazitní vlna, při přenoObr. 3.27 Vidový diagram dvouvrstvého vlák- su se ji nedaří zcela vyloučit. Vzniká jednak nesprávným buzením vlákna, jednak transformací modů jádra nového vlnovodu. na nehomogenitách. Vlny jádra se šíří, jak vidět z Obr. 3.26, pomocí několikanásobného úplného odrazu od rozhraní jádro-obal. Pro nejjednodušší případ dvojnásobného odrazu u příčných modů je konstanta šíření β určena rovnicí vlastních hodnot podobnou vztahu platnému pro planární vlnovod:

k1 2a cosθ − 2ϕ B − 2ϕ C = 2mπ

(3 - 23)

Pro vícenásobný odraz ve dvou kolmých směrech vychází z analogie k páskovému vlnovodu soubor vidů EH µν a HE µν . Protože se jedná o kruhovou symetrii, nelze hovořit o dominantní polarizaci vytvořující vlny. Z tohoto důvodu většinou modovou strukturu popisujeme pomocí tvaru rozložení příčné složky intenzity elektrického pole. Rovnice vlastních hodnot pak stanovují podmínku pro radiální chod paprsku jádrem (radiální modové číslo m - udává počet změn polarity intenzity pole podél poloměru jádra) a pro spirálový chod paprsku (cyklické modové číslo 1 – vyjadřuje počet změn polarity intenzity pole modu v rozsahu 0 ÷ π úhlu válcových souřadnic). Příslušný mod pak značíme EP1m a je lineární kombinací modů EH, HE. Definujeme-li:

[

]

B = (β 2 − k12 ) k 02 (n12 − n22 ) 2πa 2 12 V= ⋅ (n1 − n22 )

(3 - 24)

λ

Obr. 3.28 Struktura příčného pole elektrické intenzity několika základních vidů.

20

je řešením rovnice vlastních vln vidový diagram viz Obr. 3.27. Pro malá V = f (ω , a ) se vláknem může šířit pouze základní mod EP01. Kmitočtová oblast jednomodovosti vlákna je tím větší, čím menší je průměr jádra a. Ze struktury rozložení elektrické intenzity pro několik základních modů ukázané na Obr. 3.28 je zřejmé, že se vláknem mohou šířit, vedle vidů, u nichž nelze stanovit jediný směr polarizace, i vidy, u nichž lze jednoduchým způsobem směr polarizace definovat, a které polarizaci při přenosu zachovávají. takovéto vidy

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice jsou označovány jako vidy lineárně polarizované, LPmn, mohou vznikat superpozicí dvou či několika základních vidů EPlm. V některých případech může být přenos informace prostřednictvím LP vidů výhodnější než přenos vidy nepolarizovanými. Z vidového diagramu je zřejmé, že libovolný vid vybuzený zářením s kmitočtem měnícím se v jistém rozsahu vykazuje závislost rychlosti šíření na kmitočtu. Změna fáze záření daného modu při průchodu vláknem délky l: ∆ϕ = β ⋅ l =

ω vf

(3 - 25)

l

i časové zpoždění získané při průchodu vlny vláknem:

τ=

∆ϕ

(3 - 26)

ω

nemusí být s kmitočtem konstantní, vzniká pak fázové zkreslení, které se nepříznivě projeví zejména v impulsním provozu. Zkreslení způsobené jen tímto mechanismem, tj. závislostí skupinového zpoždění každého modu na kmitočtu,je označováno jako vlnovodová disperze. Skupinové zpoždění:

τD =

d∆ϕ dβ =l⋅ dω dω

(3 - 27)

udává, jak se vlákno chová pro skupinu vln blízkých kmitočtů. Je-li τ D v daném rozsahu konstantní, pak nedochází k fázovému zkreslení. Skupinové zpoždění vztažené na jednotku délky vlákna:

τ GL =

τD l

=

dβ dω

(3 - 28)

lze vyjádřit pomocí veličin B a V: 1

d (VB ) 

τ GL = n2 + (n1 − n2 ) c dV 

(3 - 29)

V pásmu jednovidovosti lze dle Obr. 3.29 najít oblast minimálního zkreslení skupinovým zpožděním. V pásmu mnohamodovosti vykazuje stepindexové vlákno diferenci zpoždění nejpomalejšího a nejrychlejšího vidu při jednom kmitočtu. Tento rozdíl určuje vidovou disperzi vlákna: ∆τ GL =&

1 (n1 − n2 ) c

(3 - 30)

Vztah (3 - 30) vychází z poznatku, že se vláknem šíří vždy omezený počet modů. Vyšší mody se šíří Obr. 3.29 Průběh skupinového zpoždění jednotlivláknem s vyšším úhlem dopadu na rozhraní. Úhel vých vidů stepindexového vlákna. dopadu na rozhraní je však omezen hodnotou mezního úhlu dopadu θ M . Celkový počet vedených vidů NV daný součtem tunelujících vidů NT a vidů jádra NJ je pro zvolenou frekvenci záření dán: NV = N T + N J , N J =

v2 , 2

NT =

2πn1 v2 , v=a sin θ M 2 2 tg θ M λ0

(3 - 31)

21

OPTOELEKTRONIKA Gradientní vlákno

Obr. 3.30 álu.

Ohyb záření v nehomogenním materi-

Vlákno s plynule proměnným příčným profilem indexu lomu mívá při přenosu signálu v mnohovidové oblasti mnohem lepší přenosové parametry než vlákna stepindexová. V prostředí, kde existuje nenulový gradient indexu lomu, je možno pozorovat ohyb elektromagnetických vln. Aby došlo v takovém prostředí k úplnému odrazu vlny dopadající pod úhlem ϑ , musí být splněna podmínka: (3 - 32)

nk = n1 sin ϑ

Vytvoříme-li tedy vlákno s plynule proměnnou hodnotou indexu lomu materiálu v radiálním směru s indexem lomu n1, viz Obr. 3.31, v ose vlákna a n1 − ∆ n na povrchu vlákna, mohou se jím pomocí ohybu šířit všechny vlny protínající osu vlákna pod úhlem menším než:  n1 − ∆n    n1 

ϑ = arcsin 

(3 - 33)

Takové vlny označujeme jako vlny profilu. Kromě nich se vláknem budou šířit i tzv. vlny pláště, v nichž se kromě ohybu na šíření podílí i totální reflexe na rozhraní vlákno-plášť. Vlny pláště, podobně jako u stepindexového vlákna jsou silně tlumeny vytékající exponenciální složkou v plášti. Třetím druhem vlny v gradientním vláknu je vlna prostorová. Způsobuje vyzařování energie mimo objem vlákna, na šíření se podílí jen částečnými odrazy na rozhraní vlákno-plášť. Rovnice vlastních vidů gradientního vláknového vlnovodu má shodný tvar jako rovnice pro stepindexové vlákno, kvalitativně shodný je i diagram distribuce modů B(V). Také příčné rozložení elektrické intenzity pro profilové mody se kvalitativně neliší od struktury pole jádrových modů dvouvrstvého vlákna.

Obr. 3.31 Gradientní vlákno; 1) vlny profilu, 2) vlny pláště, 3) prostorová vlna, 4) profil 1/cosh²r, 5) exponenciální profil, 6) parabolický profil indexu lomu.

Obr. 3.32 Dráha vyššího radiálního a osového modu v gradientním vláknu.

22

Snahou při konstrukci gradientního vláknového vlnovodu je zejména omezit vidovou disperzi, dosáhnout toho, aby vyšší mody šířící se vlnovodem pod úhlem θ blízkým k meznímu úhlu θ M měly pokud možno shodnou konstantu šíření β s osovými mody u nichž θ → 0 . Z tohoto požadavku vzešlo mnoho druhů profilů indexu lomu, jejichž chování vzhledem k přenosu signálu má své výhody i nevýhody. Exponenciální profil indexu lomu vykazuje minimální vidovou disperzi pro všechny spirálové mody. Příčné

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice vidy jsou však působením singularity v profilu indexu lomu v ose vlákna transformovány do vyšších radiálních i spirálových modů, mezi nimi i do modů pláště a prostorových vln, které pak vedenému záření odebírají energii. Profil 1 cosh 2 r má velmi příznivý průběh vlnovodné disperze pro nejnižší příčné mody. Mívá však značně nízký úhel vstupu paprsků ( malou numerickou aperturu) a velmi slabě vede spirálové mody, které se často transformují do modů pláště. Největším kladem je extrémně nízká hodnota vidové disperze: ∆τ GL = n1 ∆2 (6 c )

(3 - 34)

způsobená mimo jiné nízkým celkovým počtem modů profilu při dané frekvenci. Parabolický profil indexu lomu má nejlepší vlastnosti pokud se týče rozdílů skupinového zpoždění pro nejnižší a nejvyšší vidy. Jeho vlastnosti jsou v celém vidovém spektru rovnocenné. V obecném mocninném profilu indexu lomu s průběhem:

[

n = n1 ⋅ 1 − 2∆(r a )

u

]

(3 - 35)

je počet vidů: NV =

u k 0 n1 a 2 ∆ u+2

(3 - 36)

Nejnižších hodnot rozptylu časových zpoždění vidů: ∆τ GL = n1 ∆2 (8 c )

(3 - 37)

je dosahováno při hodnotě u = 2(1 − ∆ ) . V praxi vidíme, že již při u = 6 se zmenší rozptyl dob zpoždění 2 × oproti stepindexovému vláknu při u = 3 se rozptyl zmenší 5 × , pro profil přesně parabolický u = 2 je hodnota rozptylu pro ∆ = 0,1 asi 20 × nižší: ∆τ GL = n1 ∆2 (2 c )

(3 - 38)

Při nejoptimálnějším mocninném profilu u = 2(1 − ∆ ) je rozptyl zpoždění asi 80 × nižší než v odpovídajícím dvouvrstvém vláknu. Numerická apertura, a tedy účinnost vazby zdroje na vlákno, závisí u všech indexových profilů zejména na hodnotě ∆ : NA =

(n

2 1

− nk2 ) = n1 1 − ∆2

(3 - 39)

Disperze ve vláknech Způsobuje zkreslení signálu podél přenosové trasy. Vlnovodová disperze je způsobená závislostí skupinového zpoždění daného modu na kmitočtu. Se změnou kmitočtu se mění v dané struktuře tvar podélného pole daného modu, neboť pro měnící se ω vyhoví podmínce šíření jiný úhel dopadu θ M . Uplatní se zejména v jednomodovém přenosu jako fázové zkreslení signálu. Udává se rozdílem dob šíření záření daného modu s vlnovou délkou λ0 a λ0 + dλ na dráze 1km. Z diagramu závislosti konstanty šíření B daného na zobecněném kmitočtu V ji lze zjistit ve vztahu:

23

OPTOELEKTRONIKA

DW =

1 2 d 2B V 2πc dV 2

[s

km ⋅ nm]

(3 - 40)

,

Vidová disperze je způsobená rozptylem konstant šíření různých vidů při jednom kmitočtu. Uplatní se vždy při mnohamodovém přenosu. Spolu s vlnovodovou disperzí a materiálovou disperzí se projeví zejména při impulsovém provozu rozšířením přenášených impulsů. Impuls délky T > ∆τ GL l je Obr. 3.33 Rozšíření impulsu disperzí. přenosem zkreslen dle Obr. 3.33. Zářivá energie světelného impulsu je přenášena jednotlivými energetickými dávkami nezávisle prostřednictvím řady modů s různou konstantou šíření. Po průchodu vláknem délky l přichází elementární "modové" impulsy navzájem časově posunuté, po jejich superpozici vzniká rozšířený impuls. Vidová disperze se udává rozšířením impulsu při mnohamodovém jednofrekvenčním přenosu na 1 km délky vlákna. Je známo, že skupina radiálních vidů má pro daný kmitočet málo proměnnou hodnotu fázové rychlosti, podobně i skupina spirálových modů. Vidovou disperzi lze tedy stanovit jako rozdíl grupových rychlostí nejrychlejšího radiálního a nejpomalejšího spirálového modu. Vidovou disperzi lze také potlačit vyloučením některé z těchto dvou skupin vidů. Materiálová disperze je způsobena změnou skupinového zpoždění vycházející ze změny rychlosti šíření daného modu s frekvencí. Od vlnovodové disperze se liší původem, vzniká závislostí indexu lomu materiálů jádra a obalu na frekvenci, n = n(ω ) . Udává se v hodnotách časového rozptylu šíření daného modu na 1 km délky vlákna a 1 nm šířky spektrální čáry Du [s km ⋅ nm]. Profilová disperze je způsobena závislostí profilu indexu lomu na vlnové délce záření a z toho plynoucí závislosti rychlosti šíření vlny na kmitočtu. Projevuje se rozdílně u různých modů šíření. Prochází-li vláknem záření s vlnovou délkou λ0 a λ0 + ∆λ , způsobí vlnovodová disperze časové zpoždění vlny s vyšší vlnovou délkou. Naproti tomu materiálová disperze zpomalí vlnu s kratší délkou vlny. U každého materiálu tedy lze nalézt kmitočtovou oblast, kdy se stejné hodnoty materiálové a vlnovodové disperze vzájemně Obr. 3.35 Graf závislosti útlumu barevným rozptylem na kompenzují. Závislost popisující průběh vlnové délce záření. rozdílu hodnot materiálové a vlnovodové disperze se nazývá vlnová disperze a má v oblasti kompenzace výrazné minimum, jehož poloha závisí na materiálu vlnovodu. U křemenného skla lze oblast minima vlnové disperze pozorovat v okolí vlnové délky λ = 1,3 µm , viz Obr. 3.34. Obr. 3.34 Průběh vlnovodové materiálové a vlnové disperze u SiO2 vláken.

24

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Optické ztráty Způsobují pokles intenzity pole daného vidu ve vlnovodu. Jsou vyvolány především absorpcí záření částicemi materiálu a příměsí, rozptylem na nehomogenitách , barevným rozptylem materiálu a nedokonalým odrazem na rozhraní jádro-obal. Podle místa vzniku je lze dělit na ztráty vnitřním útlumem (absorpce na nečistotách, rozptyl na nehomogenitách, barevný rozptyl Comptonův, Stokesův, Rayleighův) a ztráty způsobené povrchovým útlumem (absorpce na povrchových stavech a nečistotách, rozptyl na geometrických fluktuacích rozhraní, nedokonalý odraz na rozhraní, útlum exponenciální vlnou).

Obr. 3.36

Útlum absorpcí na nečistotách.

Obr. 3.37 Křivka závislosti celkového útlumu v základním materiálu na vlnové délce záření.

Útlum barevným rozptylem na částicích základního materiálu je principiálně neodstranitelnou vlastností všech opticky čistých látek, ať amorfní či krystalické struktury. Comptonův rozptyl vychází ze změny frekvence fotonů při jejich pružných srážkách s elektrony v obalu atomů. Rayleighův rozptyl způsobují absorpční a emisní přechody v elektronovém spektru atomů, Stokesův rozptyl vzniká foton fononovou interakcí v mikrokrystalcích materiálu. Svou úrovní je barevný rozptyl charakteristický pro každý druh základního materiálu, tvoří minimální možnou hranici celkovému útlumu, jeho hodnota závisí na λ−4 , viz Obr. 3.35. Absorpce na nečistotách tvoří další důležitý mechanismus útlumu. Způsobují ho jednak široké absorpční pásy

iontů některých kovů a zejména rezonanční píky absorpce radikálů OH- . Druh skla Hodnota min. Poloha min. Poloha min. Charakteristické křivky útlumu útlumu disperze útlumu na iontech kovů a ra[dB/km] [µm] [µm] dikálech OH ukazuje Obr. 3.36. Křivka charakterizující SiO2 0,2 1,5 1,3 útlum optické vlny absorpcí chalkogenní 0,1 4 ÷5 5 v základním materiálu roste se fluoridová 0,001 3 1,6 čtvercem vlnové délky záření. -3 -4 ZnCl2 10 ÷ 10 3,5 ÷ 10 10 Pro každý materiál tedy existuje oblast kmitočtů, kdy lze předpokládat minimální útlum způsobený absorpcí a barevným rozptylem v základním materiálu, viz Tab. 3.1. V křemenných vláknech je minimum útlumu absorpcí a rozptylem situováno v oblasti 1,5 µm , viz Obr. 3.37. Tab. 3.1. Charakteristické hodnoty minima útlumu a disperze pro perspektivní druhy skel.

Geometrické a materiálové nehomogenity, popř. pnutí materiálu, způsobují transformaci modů a převod energie z vedených modů do modů obalu či do evanescentních zářivých modů, které odvádějí energii z jádra vlnovodu a značně tlumí přenos. Exponenciální vlna za rozhraním jádro-obal vznikající při úplném odrazu se také podílí na útlumu jednak pohlcením v obalu, jednak vyzařováním energie z vlákna při jeho ohybu.

25

OPTOELEKTRONIKA Materiály, výroba a druhy vláken Při volbě materiálu vlákna je snahou získat kompozici, která vykazuje malé optické ztráty a malou disperzi. Je žádoucí, aby vlnová délka minima křivky závislosti optických ztrát na frekvenci odpovídala vlnová délce minima křivky vlnové disperze. Kysličniková skla, zejména silikátová a germanátová, vykazují dobré útlumové vlastnosti v pásmech vlnových délek 0,85, 1,3 a 1,5 µm , v oblasti vlnových délek 1,3 µm mají obvykle situováno minimum křivky disperze. Pro hlubší infračervenou oblast jsou vhodná chalkogenní skla, zejména na bázi selenidů a teluridů, s optimálními vlastnostmi v oblasti vlnových délek 4 ÷ 5 µm . V pásmu 3 ÷ 10 µm vykazují velmi malý útlum halogenní skla na bázi ZnCl2 či ZnF2. V tomto pásmu se též uplatní monokrystalické materiály na bázi halogenidů stříbra a cesia i polykrystalické germanium. Vláknové vlnovody ze složkových skel, polykrystalických či monokrystalických materiálů je možno vyrábět jen metodou tažení z dvojitého kelímku a dvojí taveniny viz Obr. 3.38. U ní však nelze zaručit definovanou radiální změnu indexu lomu. Tato metoda je určena jen pro přípravu stepindexových vláken. Nelze u ní navíc dosáhnout vysoké čistoty materiálu neboť zde není možno vyloučit difúzi ze stěn kelímku a pronikání vzdušObr. 3.38 Tažení vláken; a/ metodou dvojitého né vlhkosti do základního materiálu. kelímku, b/ metodou předformy. Dokonalejší metodou je tažení vláken z předformy. klíčovou operací je při ní výroba předformy, tyče složené z mnoha vrstev základního materiálu s definovanou změnou indexu lomu. K výrobě předformy bylo vyvinuto několik postupů, z nejpoužívanějších uveďme metodu MCVD (modifikovaná chemická depozice z plynné fáze) a metodu VAD (axiální depozice z plynné fáze), viz Obr. 3.39. Tyčka vytvořená z procesu MCVD či VAD usazováním zplodin chemické reakce, při níž vznikají sklotvorné kysličníky, se zahřátím nad teplotu tání "konsoliduje" do skelné fáze. Vzniká hotová předforma. Celkový proces tažení vlákna pak zahrnuje několik vzájemně navazujících operací. Je to vlastní tažení vlákna z předformy nebo dvojitého kelímku, nanesení primární ochrany z plastu (u vláken PCS tvoří opticky aktivní obal), její vytvrzení, nanesení a vytvrzení sekundární ochrany. Optické vlákno se tedy ihned po vytažení Obr. 3.39 Příprava předformy;a/ metodou MCVD, pokrývá tenkou vrstvou opticky pasivního (či opb/ metodou VAD, c/ konsolidace předformy. ticky aktivního – PCS vlákno) polymeru, který zamezí snižování mechanické pevnosti vlákna vlivem styku s atmosférou. Sekundární ochrana je z materiálu s nižším modulem pružnosti, zachytí tudíž mechanická napětí při tahu. Může být volena jako těsná, volná popř. i s mezivrstvou. Následují obalové vrstvy umožňující omezit pnutí ve vláknu při ohybu a chránící vlákno před mechanickým

26

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice poškozením a vlivy prostředí. V současné době jsou vyráběny a užívány vlákna SiO2, určená pro přenos v oblasti λ = 0,85 a 1,3 µm . Ve stádiu aplikovaného výzkumu je využití křemenného vlákna v pásmu 1,5 µm , v oblasti minima útlumu vláken z čistého křemene, viz Obr. 3.40. Základní výzkum sleduje výrobu vláken z chalkogenních a halogenních skel pro vzdálenější infračervené oblasti. Podle charakteristických vlastností a Obr. 3.40 Typická spektrální závislost materiálového způsobu použití třídíme vláknové světlovoútlum křemenných vláken. dy do několika základních skupin. Vedle vláken celoskleněných existují vlákna s křemenným jádrem a aktivním obalem z polymeru. Jejich útlum je v pásmu 0,86 µm kolem 15 dB/km, nízký index lomu obalu dovoluje získat vysokou numerickou aperturu NA ≤ 0,4 . Naproti tomu však mají značnou vidovou disperzi D =& 25 ns km . Konstruují se jako mnohomodová s průměrem jádra a ≥ 100 µm (Obr. 3.41a). Celoskleněná vlákna jsou konstruována v několika provedeních. Jednomodové vlákno (Obr. 3.41b) může dosahovat útlumů na hranici materiálové absorpce a rozptylu b = 0,2 dB km u SiO2 vláken při λ = 1,5 µm . Vlnová disperze

Obr. 3.41

Typy vláknových vlnovodů.

27

OPTOELEKTRONIKA je též velmi nízká, DV = 1ns km v okolí λ = 1,3 µm . Numerická apertura bývá u tohoto vlákna nízká, NA = 0,15 . Stepindexová mnohomodová vlákna (Obr. 3.41c) dosahují hodnoty NA = 0,2 ÷ 0,3 . Jejich útlum nebývá nižší než 1,5 dB/km, disperze se pohybuje kolem 15 ns/km. Výrazně nižší disperzi pro mnohovidový přenos dosahuje gradientní vláknový vlnovod (Obr. 3.41e) D = 5 ns km , útlum mívá kolem 1 dB/km. Svou konstrukcí i vlastnostmi jsou velmi zajímavé vlnovody z Obr. 3.41d, f. V prvním případě jde o jednomodové stepindexové vlákno určené k přenosu rotačně symetrického vidu HP11 s širokým pásmem jednomodovosti a s velmi nízkou hodnotou útlumu i disperze b = 0,2 dB km , D = 0,1 ns km . Poslední konstrukcí je tzv. profilový vláknový vlnovod, který ve značně širokém pásmu jednomodovosti pro základní mod EP01 dosahuje útlumu až 0,2 dB/km a disperze D = 0,1 ns km .

3.3 Optické zdroje optoelektronických soustav Konstrukce optoelektronických soustav přenosu a zpracování informace závisí většinou na užitém zdroji optické nosné vlny. V podstatě lze rozlišit: → soustavy s elektroluminiscenčními zdroji → soustavy s injekčními lasery → soustavy s ostatními druhy laserů Specifikujme nyní základní vlastnosti optických zdrojů, které v řadě případů určují meze možností celé optoelektronické trasy a ovlivňují volbu dalších prvků soustavy. Spektrum generovaného záření je určeno zejména průběhem závislosti spektrální hustoty optického výkonu P0 (λ ) na vlnové délce záření, důležitou veličinou vztahující se k tomuto průběhu je šířka spektrální čáry ∆λ a střední vlnová délka λ0 . Ke spektru optického zdroje se vztahuje ještě daný údaj o koherenční délce či koherenčním času zdroje vycházející z šířky spektrální čáry ∆f emitovaného záření. Optický výkon je další důležitou veličinou, značíme ho P0 , udává celkovou vyzářenou energii zdroje r za jednotku času. Okamžitý výkon zdroje je dán integrálem časového průběhu intenzity světla I po uzavřené ploše obklopující měřený zdroj: r r (3 - 41) P(t ) = ∫ I ⋅ ds Střední výkon P0 zdroje v čase T (pro periodické průběhy P(t ) se volí T = 1 f 0 ) je dán integrálem:

P0 =

1T ∫ P(t )dt T0

(3 - 42)

K optickému výkonu se vztahuje hodnota vnější energetické účinnosti zdroje η významná zejména při práci s vyššími výkony. Směrová charakteristika zdroje je dána závislostí zdroje na směrovém úhlu vlnového vektoru záření, udává ji průběh normované plošné hustoty výkonu zdroje na kulové ploše jednotkového poloměru se středem v geometrickém středu plochy zdroje. Znázorňuje se jako závislost normované intenzity světla na směrových úhlech průvodiče bodu měření vedeného ze středu zdroje. Podle velikosti poloměru měřící kulové plochy vzhledem k rozměrům plochy zdroje rozlišujeme směrovou charakteristiku blízkého pole, která lépe postihuje nehomogenity rozložení intenzity záření na plošce zdroje, směrová charakteristika vzdáleného pole pak vypovídá zejména o směrových vlastnostech emise energie zdrojem chovajícím se jako bodový zářič. Analýza obou těchto charakteristik současně dává poznatek o prostorové koherentnosti zdroje záření.

28

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Modulovatelnost zdroje popisuje schopnost zdroje v jistých mezích lineárně ovládat intenzitu, amplitudu, fázi či kmitočet výstupního záření změnou některé budící veličiny. 3.3.2 Elektroluminiscenční zdroje záření

Obr. 3.42 Elektroluminiscenční kondenzátor; 1) kovová elektroda, 2) izolační vrstva, 3) luminofor, 4) transparentní elektroda, 5) skleněná podložka.

Jsou to součástky využívající vlastností přechodu PN i jevů v homogenním materiálu přímozónového i nepřímozónového polovodiče. Jsou založeny na buzení elektroluminiscence intrizickou metodou či injekcí minorů z přechodu. Generují s účinností od 0,1 % do 15 % nekoherentní záření s dominantní vlnovou délkou λ = 0,45 ÷ 1,3 µm a výkony v rozmezí 0,1 ÷ 5 mW . Pro dosažení zadaných parametrů prvku je využíváno celé řady struktur a technologií. Proti elektroluminiscenčním součástkám s přechodem – elektroluminiscenčním diodám, které prochází v posledních letech intenzivním rozvojem ve výzkumu i výrobě, jsou poněkud na okraji zájmu bezpřechodové zdroje s vlastním buzením.

Elektroluminiscenční kondenzátor Je tvořen strukturou z Obr. 3.42. Záření vzniká působením střídavého elektrického pole s frekvencí f = 100 ÷ 10 000 Hz dostatečné intenzity na práškovou, krystalickou či sublimovanou vrstvu přímozónového polovodičového luminoforu. Elektrická intenzita vyvolá v zrnech či mikrokrystalech luminoforu pohyb a lavinové násobení volných nosičů náboje, čímž dojde intrizickou metodou k narušení termodynamické rovnováhy a ke vzniku rekombinačních procesů doprovázených emisí světla. Nejdůležitějšími látkami používanými ve funkci luminoforů jsou binární a ternární polovodiče A''BVI, jako ZnS, ZnSe, ZnSxSe1-x, ZnCdxS1-x, ZnTe, CdSe, HgSe, CdTe a HgTE. Největší šířku pásma má polovodič ZnS, WG = 3,7 eV . Aktivovaný izoelektronovými centry Mn, Al, Cl, Cu emituje záření od oblasti modré barvy λ B = 450 nm do červenooranžové λ R = 600 nm s šířkou spektrální čáry kolem 50 ÷ 100 nm , viz Obr. 3.43. Jde tedy o nekoherentní širokopásmový zdroj se spektrem záření závislým jednak na použitém aktivátoru, jednak na frekvenci a intenzitě budícího pole. Izolační vrstva plní u tohoto prvku ochrannou funkci, neboť velmi tenké a poměrně nehomogenní sublimované vrstvy luminoforu jsou náchylné na zničení elektrickým průrazem. Životnost sublimovaných vrstev je 10 3 ÷ 10 4 h . Nutnost střídavého buzení má za následek existenci poměrně dlouhé časové konstanty přechodové odezvy prvku, která se pohybuje kolem 10 −3 − 10 −4 s . Rozměry zrn materiáObr. 3.43 Spektrum záření luminoforu ZnS lu luminoforu určují rozlišovací schopnost součástv závislosti na aktivátoru, frekvenci a intenzitě ky, optické parametry, účinnost i životnost. Sublibudícího pole, 1) Cu, Cl, 200Hz, 7V, 2) Cu, Cl, mované polykrystaly mají rozměr zrn 0,1 – 1 nm. 2kHz, 7V, 3) Cu, Cl, 2kHz, 14V, 4) Mn, 1kHz, S účinností kolem 1% dosahují výkonu P % 5mW z 25V. plochy 1 cm². Jejich výhodou je možnost vytvářet velkoplošné zářivé panely.

Elektroluminiscenční diody Tyto součástky využívají pro buzení elektroluminiscence injekci minoritních nosičů v PN přechodu, vlnových délek 0,45 ÷ 1,6 m . V jejich konstrukcích se využívá nejčastěji binárních a ternárních slouče-

29

OPTOELEKTRONIKA

Obr. 3.44 Konstrukce homostrukturních elektroluminiscenčních diod, a) difúzně epitaxní, b) hemisférická, c) planárně difúzní.

nin přímozónových i nepřímozónových materiálů AIII BV, jako GaAs, GaP, GaN, InP, GaAsxP1-x, GaxAl1-xAs. Některé struktury elektroluminiscenčních diod ukazují Obr. 3.43, Obr. 3.44, Obr. 3.45. Difúzně epitaxní konstrukce elektroluminiscenční diody s homopřechodem, viz Obr. 3.44a, využívá pro zvýšení úrovně optického výstupu velmi tenké difúzní vrstvy p a nízké absorpce v podložce n typu. Záření zde vzniká v aktivní oblasti vrstvy p těsně přiléhající k přechodu. Fotony směřující z aktivní vrstvy do polovodiče typu n prochází téměř bez útlumu k ohmickému kontaktu, kde se odráží a zpětným průchodem strukturou přispívá k výstupnímu zářivému toku. Silně absorbující, a proto velmi tenká vrstva p, je vytvořena difúzí akceptorů do epitaxní vrstvy n+. Skoková změna indexu lomu mezi výstupním okénkem tvořeným p polovodičem a pouzdřící hmotou způsobuje ztráty výstupního optického výkonu vlivem totální i částečné reflexe světla na rozhraní. Tento efekt je potlačen některými speciálními strukturami. Hemisférická konstrukce, viz Obr. 3.44b, vzniká, je-li podložka čipu diody tvarována do podoby polokoule se středem v geometrickém středu aktivní vrstvy. Na rozhraní polovodič-volné prostředí dopadají fotony vždy pod úhlem blízkým kolmému dopadu, což eliminuje vliv reflexí. Vzhledem k tomu, že dráha fotonů v základním polovodiči je poměrně dlouhá, musí být podložka této diody připravena z polovodiče typu n. Do něho je pak leptáním a depozicí SiO2 vytvořen izolační kanál a difúzí tenká vrstva p. Kulová plocha na podložce je vytvořena selektivním plazmatickým leptáním. U této konstrukce nelze počítat s příspěvkem zářivého toku procházejícího vrstvou p k ohmickému kontaktu, neboť toto záření je zde účinně tlumeno objemem polovodiče p. Podobnými vlastnostmi, technologií výroby,avšak mnohem jednodušší přípravou se vyznačuje planárně difúzní konstrukce, viz Obr. 3.44c. Tam, kde to materiálové možnosti dovolují, je ke snížení absorpce okrajových vrstev a k přesnému exaktnímu vymezení zóny rekombinace vhodné využit jednoduché nebo dvojité heterostruktury přechodu. Přechod je pak tvořen materiály a nestejnou šířkou zakázaného pásu. Podobně jako u injekčních laserů je u heterostrukturního přechodu dosahováno velmi hluboké poruchy rovnovážného stavu v obsazení pásů. Potenciální bariéry na styku materiálů s nestejnou šířkou zakázaného pásu ostře vymezí zónu rekombinace a zamezí průchodu konvekčních složek proudu. V úzké oblasti rekombinace, kde koeficient vnitřního kvantového výtěžku η k = 0,9 , získáváme velmi účinnou přeměnu elektrické energie na energii optickou. Dvojitě heterostrukturní (DHS) diody jsou konstruovány jak pro vyzařování z plochy přechodu, tak i jako hranově zářící. Burrusova DHS dioda, viz Obr. 3.45a, patří do první skupiny. Rekombinační záření v ní vzniká ve vrstvě p-GaAs, kde injekce minorů z otevřeného přechodu n-GaAlAs-p-GaAs způsobuje prudký vzrůst koncentrace nadbytečných nositelů. Aktivní vrstva GaAs je obklopena vrstvami s širším zakázaným pásem, která jsou pro vznikající záření opticky transparentní. Část vznikajících fotonů se šíří ve směru kolmém k ploše aktivní zóny napříč nepohlcující vrstvou n-GaAlAs a opouští strukturu jako výstupní záření. Část emitovaných fotonů se šíří podél aktivní vrstvy tvořící planární vlnovod a dopadá na plochu izolačního prstence vzniklého depozicí SiO2 do vyleptaného kanálu.

30

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Plocha prstence je skloněna k ose vrstvy pod úhlem 45º. Na ní se fotony odrážejí směrem k optického okénku. Jimi vytvořené záření se účinně podílí na zvýšení celkového optického výkonu stejně, jako záření emitované z aktivní vrstvy směrem ke kladné elektrodě. Po průchodu tenkými vrst vami p-GaAlA a p+-GaAs se toto záření, byť částečně zeslabeno, odráží od metalického kontaktu a vrací se zpět skrze strukturu diody do oblasti optického okénka. Odleptáním základní vrstvy n– GaAs je vytvořena možnost velmi účinné přímé vazby čela diody s optickým vláknem.

Obr. 3.45 Konstrukce plošně vyzařující elektroluminiscenční DHS diody; a) Burrusova dioda, b) planárně epitaxní dioda.

Obr. 3.46 Konstrukce DHS elektroluminiscenčních diod vyzařujících hranou; a) rotačně symetrická struktura, b) páskové provedení

Planárně epitaxní dioda , viz Obr. 3.45b, má podobnou strukturu jako Burrusova konstrukce. Využívá také opticky transparentní vrstvy n-GaAlAs jako výstupního okénka. Zvýšení proudové hustoty v aktivní vrstvě doprovázené poklesem doby života minorů a zvýšením kvantového výtěžku se zde dosahuje omezením kvantového výtěžku se zde dosahuje omezením činné plochy přechodu pomocí vložené izolační mezivrstvy n-GaAs umístěné do bezprostřední blízkosti aktivní vrstvy. Protože dvojitá heterostruktura vytváří v planárním provedení skokový reliéf indexu lomu s maximem hodnoty indexu v aktivně p-GaAs a minimem v přilehlých vrstvách GaAgAs, chová se DHS jako planární vlnovod. Při tloušťkách aktivní vrstvy s = 1 µm je tento vlnovod v blízkosti pásma jednomodovosti. Značná část generovaného záření se tedy šíří podél planární struktury aktivní vrstvou ve formě vznikajících TE a TM vidů. Tento jev využívají a zdůrazňují speciální konstrukce DHS diody vyzařující hranou. Jsou při tom známé struktury rotačně symetrické. u nichž se kromě vysokého vnitřního kvantového výtěžku dosahuje velmi nízkých ztrát výstupního záření malým útlumem v aktivní vrstvě kompenzovaným srovnatelnou intenzitou stimulovaných rekombinací. Vysoká vnější účinnost i možnost získání široké směrové charakteristiky předurčuje tyto diody ( viz Obr. 3.46a) k použití jako intenzivní signální zdroje světla.

Páskové provedení DHS diody, viz Obr. 3.46b, je vhodné k dosažení účinné čelní vazby na vláknový vlnovod. DHS diody v páskovém provedení se stranově omezenou plochou aktivní vrstvy a tenkou rekombinační zónou mohou při nevelkých proudech v propustném směru dosahovat proudových hustot, které zajišťují vznik inverze v obsazení vodivostního pásu aktivní vrstvy. Je-li navíc aktivní vrstva z materiálu o dostatečně hluboké degeneraci, může v ní být splněna podmínka pro vznik stimulované emise. Potom se pásková geometrie kromě vysoké účinnosti přeměny elektrické energie na optickou vyznačuje poměrně krátkou dobou života minoritních nosičů způsobenou významným příspěvkem stimulované rekombinace. To v konečném důsledku výrazně zlepší impulsní vlastnosti diody. Směrová charakteristika diody bude ovlivněna poměrně ma-

31

OPTOELEKTRONIKA lou čelní zářivou plochou. I když jde o zdroj prostorově nekoherentní, bude směrová charakteristika páskových LED užší než charakteristika plošně emitujících zdrojů. Směrové charakteristiky LED jsou dány především tvarem a velikostí plošky emitující světlo, prostorovou koherencí zdroje a závisí na optických elementech podílejících se na zpracování výstupního svazku záření. Plošně emitující LED se v podstatě chová jako nekoherentní izotropní plošný kosinový zářič, jehož směrová funkce intenzity je popsána závislostí: I (ϑ ) = I 0 cos m ϑ

(3 - 43) Kde: Konstanta m je závislá na konstrukčním uspořádání diody, pohybuje se v rozmezí m ∈ 1;6 . Tvar vyzařovací charakteristiky i hodnota celkového výstupního výkonu je u takových diod podstatně ovlivněna částečnými a totálními odrazy záření na přechodu polovodič (index lomu n2 ≈ 3 ) - volné prostředí (index lomu n0 ≈ 1 ). K omezení těchto jevů se tam, kde je to možné, využívá zapouzdření čipu diody zalitím do opticky čisté imerzní pryskyřice s indexem lomu n1 = n0 n2 , čímž se potlačí odrazy na styku materiálů n2 - n1 a n1 - n0 . Vhodně tvarovaným čelem pouzdra se navíc umožní přizpůsobit výstupní svazek zadaným požadavkům. Zalévací pryskyřice může mít také disperzní povahu, takže lze z čipu LED malých rozměrů získat velkoplošný zdroj světla. Rotačně symetrické provedení DHS hranově zářící diody využívá k úpravě výstupního záření odrazu od úseče parabolického zrcadla. Některé plošně emitující konstrukce využívají odrazu od zadního čela diody tvořeného metalickým přívodem tvaru duté sférické plochy, viz Obr. 3.47.

Páskové diody vyzařující hranou nemají většinou vyzařovací charakteristiku rotačně symetrickou jako plošně emitující prvky. Exponent m kosinové funkce směrové charakteristiky je úměrný převrácené hodnotě příčného rozměru emitující 1 plošky m ≈ . Poloviční úhel svírající Obr. 3.47 Směrová charakteristika a provedení LED; a) d plošně emitující dioda jako kosinový zářič, b) optické ošetření hlavní lalok vyzařovací charakteristiky α výstupního svazku LED, c) provedení vazby páskové DHS na udává velikost numerické apertury zdroje vlákno. NA = sin α , parametr, který je důležitý pro volbu způsobu a provedení vazby s dalšími optoelektronickými prvky. Pokud se průběh směrové charakteristiky značně liší od kosinové funkce, bývá NA stanovena z úhlu průvodiče směrové vyzařovací charakteristiky v polárních souřadnicích, v jehož směru intenzita záření hlavního laloku poklesne pod hodnotu 0,1 maximální úrovně.

32

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Každý z popsaných typů luminiscenčních diod se vyznačuje především charakteristickým průběhem závislosti optického výstupního výkonu na proudu diodou. Z něho je vidět, že v lineární části charakteristiky je možno změnou proudu docílit odpovídající změnu intenzity světla. LED jsou tedy přímo modulovatelné zdroje. Oblast nasycení výstupního výkonu vzniká zaplňováním rekombinačních center a lokálním ohřevem způsobujícím degradaci inverze v aktivní zóně. Homostrukturní diody je možno přímo modulovat do kmitočtů f = 50 MHz , doba života minoritních nosičů nebývá menší než 10-8s. Konstrukce diod se zvýšenou proudovou hustotou či dokonce diod dosahujících práh vzniku stimulované emise vykazují pronikavé snížení doby života minoritních nosičů a tím i podstatné zlepšení modulovatelnosti zdroje. Doby odezvy takových součástek klesnou z původních 20 ÷ 50 ns na 1 ÷ 2 ns v závislosti na hodnotách proudové hustoty. To přispěje k podstatnému rozšíření kmitočtového pásma vlastní modulace diody až na 500MHz. Elektroluminiscenční diody z GaAs. Homostrukturní diody s přímým mezipásovým přechodem emitují záření s vlnovou délkou měnící se podle typu a koncentrace donorů a akceptorů v infračervené oblasti kolem 0,9 µm . Hodnoty koncentrace příměsí v GaAs jsou obvykle za mezí degenerace, Fermiho energetická hladina u těchto silně dopovaných polovodičů tedy probíhá uvnitř vodivostního nebo valenčního pásu. V polovodiči typu n se s růstem koncentrace donorů zaplňuje vodivostní pás a maximum energetické hustoty obsazených stavů se posouvá k vyšším energiím. Proto se snižuje dominantní vlnová délka emisního spektra. V typu p se naopak s růstem koncentrace příměsí výrazně posouvá horní mez valenčního pásu k akceptorové hladině a stejně se posouvá i maximum energetické hustoty obsazených stavů. S růstem koncentrace dopantů tedy v polovodiči p roste dominantní vlnová délka emisního spektra. PN přechod lze připravit např. jednoduchou difúzí zinku tvořícího akceptor do ntypu epitaxní vrstvy obsahující donory selenu. U takového přechodu lze dosáhnout účinnosti elektrické energie v optickou η = 2% . Použitím epitaxních metod s amfoterní příměsí Si (na místě galia tvoří donor, na místě arsenu akceptor) lze dosáhnout vnitřního kvantového výtěžku η k = 50% a vnější účinnost η = 32% . Obr. 3.48 Wattampérová charakteristika LED. Doby života minorů jsou v přímozónovém GaAs krátké, relaxační konstanta vysoká. Náběžné hrany při buzení pravoúhlými proudovými impulsy mají délku 10ns u difúzních a 200ns u epitaxních diod. Luminoforem s dvoufotonovým buzením lze emitované infračervené záření transformovat do viditelné oblasti. Účinnost se však sníží na 1%.

Obr. 3.49 Spektrum elektroluminiscence GaP dotovaného dusíkem a komplexy Zn-O.

Elektroluminiscenční diody z GaP. Zářivá rekombinace u nepřímozónového GaP je zprostředkována většinou excitonovou rekombinací na izoelektronových centrech tvořených ponejvíce atomy dusíku. Známé jsou též zářivé rekombinace na mělkých donorech Sn, Si. Rekombinace excitonu vázaného k dusíku dává záření v oblasti zelené barvy λG = 55 µm s vnější účinností η = 1% , neboť rozpad excitonu probíhá vlivem termických kmitů mříže většinou nezářivě. Velmi účinná je však rekombinace na páru donorakceptor tvořeném zde komplexy Zn-O, popř. Cd-O. Spektrum emitovaného záření je charakteristické širokým pásem v oblasti okraje viditelného záření s maximem při λ R = 690 nm , viz Obr.

33

OPTOELEKTRONIKA 3.49. Vnější účinnost této rekombinace se pohybuje až kolem η = 15% . Koncentrace párů Zn-O je však v GaP omezena, proto při vyšších proudových hustotách dochází k výrazné saturaci emise. doba života minorů je asi o dva řády delší než v GaAs, τ = 10 −7 s , časová konstanta přechodové odezvy je kolem 0,5 µs . Současným zabudováním dusíku do typu n a kyslíku do typu p vrstvy přechodu lze připravit diody zářící žlutě či oranžově. Transparentní podložka z GaP bez rekombinačních center dovoluje využít zpětného odrazu emitovaného záření od metalického kontaktu ve tvaru sférického zrcátka,což až o 100% zvýší výstupní optický výkon. Elektroluminiscenční diody z GaAs1-xPx. Pro x < 0,5 má tato ternární sloučenina přímý přechod mezi pásy. Změnou zastoupení arsenu a fosforu ve sloučenině lze plynule měnit šířku zakázaného pásu od 1,4 eV pro GaAs do 2,35 eV pro GaP. Nejvyšší účinnost zářivých mechanismů vykazuje rekombinace excitonu na atomech dusíku (pro x > 0,8 ) a rekombinace páru elektron-díra na nejbližších a vedlejších sousedech N (N-N1 a N-N3 pro x < 0,8 ), viz Obr. 3.50. Užívá se technologie epitaxního růstu z podložky GaAs nebo GaP. Výhodou této technologie je možnost postupné změny koncentračního Obr. 3.50 Epitaxní struktura GaAs1-xPx diody a její elektroprofilu vrstev tak, aby ve vrstvě emitující luminiscenční spektrum. na p – n přechodu záření byla koncentrace příměsí z hlediska účinnosti a zadaného spektra záření optimální. Pro hodnoty x > 0,4 je výhodné volit podložku z GaP a ke zvýšení účinnosti využít již zmíněného odrazu záření od zadního čela čipu. Elektroluminiscenční diody z SiC. Šířka zakázaného pásu je pro různé krystalové modifikace tohoto materiálu proměnná od 2,3 eV do 4,15 eV. Obtíže se separací krystalových modifikací a kontrolou radiačních center vedou k potížím při přípravě, SiC může být zdrojem světla v širokém rozsahu od červené do modré barvy. Nepřímozónová modifikace 6H s difúzním přechodem a WG = 3 eV září žlutooranžově a modifikace 4H s difúzním přechodem a WG = 3,2 eV září žlutě. Výhodou je především dlouhý poločas života součástek t P = 10 6 hod . Elektroluminiscenční diody z GaN. GaN je polovodič s přímými přechody a WG = 3,36 eV s rekombinačním zářením v oblasti zelené a modré barvy. Je homeopolární,luminiscence je u něho buzena tunelováním v propustně pólované struktuře M-I-S popř. lavinovým násobením v závěrném pólování této struktury. Bylo dosaženo účinnosti 1% pro zelené světlo s λ B = 510 nm , modré světlo s energií přechodu 2,9V, λ B = 430 nm je získáváno s účinností 0,05 ÷ 0,4% .

Obr. 3.51 Přechodové odezvy DHS diod, 1) GaAlAs-GaAs, 2) GaAlAs-GaAlAs.

34

Elektroluminiscenční diody z GaxAl1-xAs. Tento polovodič je pro hodnoty x > 0,6 přímozónový s málo se měnící mřížkovou konstantou. Snadno se tedy připravuje epitaxí jak v homostrukturním tak i v DHS provedení v širokém rozsahu kompozičního činitele x . Diody zářící ve viditelné oblasti jsou připravovány z nepřímozónového materiálu pro x = 0,3 dotovaného hlubokým akceptorem Zn tvořícím současně rekombinační centra zářivým přechodům zóna-term. Maximum intenzity získáváme při λ R = 675 nm s účinností 1,3 %. Při x = 0,4 získáváme infračervené diody s maximem záření na vlnové délce λ IR = 770 nm s vysokou účinností 13,5 %.

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Konstruují se obvykle jako DHS GaAlAs-GaAlAs v páskovém provedení či v provedení Burrusovy diody. Velmi rozšířené jsou také DHS struktury GaAlAs-GaAs zářící v oblasti 0,85 µm , které jsou pro svou rychlou přechodovou odezvu, viz Obr. 3.51, používány pro přenos informace v datových systémech. Elektroluminiscenční diody z GaInAsP. Je to materiál s přímým přechodem mezi pásy. Vhodným výběrem koncentrace jednotlivých složek je možno dosáhnout přizpůsobení mřížkové konstanty tohoto kvaternárního tuhého roztoku se sloučeninou InP a realizovat DHS s šířkou zakázaného pásu aktivní vrstvy proměnnou v mezích 0,75 ÷ 1,35 eV schopnou účinné generace záření v oblasti vlnových délek 0,95 ÷ 1,6 µm s vnější účinností η = 10% . Generace záření těmito diodami je zajímavá zejména z toho důvodu, že v jejich vlnovém oboru leží minimum ztrát i minimum disperze křemenných vláknových vlnovodů. 3.3.3 Polovodičové injekční lasery

Obr. 3.52 3.2).

DHS injekční laser (viz Tab.

Využívají jev koherentního zesilování světla pomocí stimulované emise záření v otevřeném PN přechodu degenerovaného polovodiče. Stimulovaná emise zde vzniká na úkor spontánní emise a absorpce při inverzním obsazení valenčního a vodivostního pásu injekcí minorů z přechodu. Polovodičové injekční lasery generují koherentní záření s účinností až 65 %, s vlnovými délkami 0,80 ÷ 1,6 µm , s kontinuálním výkonem 0,1 ÷ 10 mW a s impulsními výkony 10 ÷ 100 W . Jsou, pro potřebu kontinuálního provozu při pokojové teplotě, konstruovány většinou jako diody s dvojitou heterostrukturou. Předmětem živého zájmu základního výzkumu jsou struktury zajišťující jednomodovost výstupního záření, impulsní provoz s ultrakrátkými impulsy a struktury s extrémně dlouhou životností. Řada prací je zaměřena na přípravu integrovaných struktur zdroj-modulátor-vlnovod.

Tab. 3.2. DHS injekční laser.

Číslo vrstvy 1 2

3 4 5 6 7 8 -

Funkce

podložka epitaxní mezivrstva opticky izolační opticky aktivní opticky izolační kontaktní elektricky izolační ohmický kontakt -

Tloušťka [µm] 100 2

Materiál

Materiál

n-GaAs n-GaAs

ν-InP n.InP

nGaAlAs p-GaAs

n-InP

p-InP

1 cca 0,5

pGaAlAs p-GaAs SiO2

cca 0,1

Au / Sn

1,0 ÷ 5 0,1 ÷ 1 1,0 ÷ 5

rozsah vlno0,7 vých délek [µm] 0,95

π-InGaAsP

p-InGaAsP In2O : SnO2 AuZnNi/AuSnNi ÷

0,95 ÷ 1,6

35

OPTOELEKTRONIKA Heterostrukturní laserová dioda Typickou a nejrozšířenější konstrukcí DHS injekčního laseru je planárně epitaxní pásková struktura, viz Obr. 3.52 a Tab. 3.2. V této struktuře tvoří tenká aktivní vrstva obklopená vrstvami s nižším indexem lomu páskový vlnovod. Vyleštěná čela čipu tvoří polopropustná zrcadla FP rezonátoru. Při generaci záření se v tomto rezonátoru vybudí obvykle mnoho podélných, příčných a laterálních vidů TEMmnq°. Počet vidů určitého typu je přitom úměrný odpovídajícímu rozměru rezonátoru. Snižováním tloušťky aktivní vrstvy d pod hodnotu λ 2 je tedy možno velmi účinně paralyzovat všechny vyšší příčné vidy. V rezonátoru pak vzniká jen systém podélných a laterálních vidů, které pak formují spektrum emitovaného záření a ovlivňují i W-A charakteristiku diody, viz Obr. 3.53. Důsledkem existence vyšších laterálních vidů je nehomogenní struktura pole v rezonátoru ve směru šířky aktivní vrstvy w a deformace směObr. 3.53 W-A charakteristika a emisní spektrum rové vyzařovací charakteristiky, viz Obr. 3.54. DHS laseru. Vyšší podélné vidy lze potlačit použitím konstrukce rezonátoru s rozloženou zpětnou vazbou či Braggovým zrcadlem, viz Obr. 3.55, čímž dosáhneme kmitočtově ostře selektivní přenos energie z přímé do zpětné vlny rezonátoru. Na periodické struktuře aktivního vlnovodu dochází totiž k přenosu energie mezi přímou a zpětnou vlnou jen tehdy, když platí Λ = m λ 2 . Bude-li Λ dostatečně blízké λ , lze dosáhnout natolik velký odstup sousedních rezonančních kmitočtů, že podmínku pro nasazení oscilací v rezonátoru bude splňovat jediný podélný vid. Efektivní činitel konverze energie mezi přímou a zpětnou vlnou může dosahovat hodnot až 0,8 bez ohledu na kvalitu čel páskové struktury. Vhodnou volbou tvaru periodické struktury lze vyvolat i konverzi vedené vlny do vlny zářivé Obr. 3.54 Vznik vyšších laterálních modů a jejich opouštějící objem vlnovodu pod určitým úhlem. vliv na vyzařovací charakteristiku páskové struktury. Toho lze využít při vyvázání optické vlny z objemu rezonátoru. Vzhledem ke skutečnosti, že šířkou páskového vlnovodu lze omezit počet laterálních vidů, jejichž vznik v heterostruktuře snižuje koherenci záření, zhoršuje monochromatičnost, působí rozšíření směrové vyzařovací charakteristiky a v neposlední řadě deformuje W-A charakteristiku, směřoval vývoj LD ke zužování aktivní plochy páskového vlnovodu. Jednou z cest zúžení aktivní plochy emisní vrstvy je např. zmenšování šířky metalického páskového kontaktu či znevodivění postranních oblastí aktivní plochy pásku protonovým bombardováním, viz Obr. 3.56a s cílem soustředit generaci záření do co nejmenšího objemu a vytvořit z aktivní vrstvy úzký jednomodový páskový vlnovod. To vedlo ke zvyšování proudových hustot v celé struktuře čipu a k nadměrnému zahřívání rekombinační zóny i přilehObr. 3.55 Laserová dioda; a/ s rozloženou lých oblastí a k problémům s odvodem tepla. Vlnozpětnou vazbou, b/ s Braggovým reflektorem. vodné vlastnosti páskové struktury se v laterálním

36

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice směru při tom změnily jen málo. Výrazným pokrokem byly konstrukce s profilovým vlnovodem v aktivní vrstvě, viz Obr. 3.56b. Vycházely z poznatku, že v planárním vlnovodu existuje pro šíření daného modu výrazná závislost jeho fázové rychlosti, a tedy efektivního indexu lomu, na tloušťce vrstvy, a také, že zde existuje spodní mezní kmitočet šíření vyšších modů opět silně závislý na tloušťce vrstvy. Mod vrstvy, pro něhož je splněna podmínka šíření ve vrstvě s šířkou d1 i d2 se na jejich rozhraní odráží a vytvoří tak páskový vid. Pro vyšší planární mody nebývá splněna podmínka šíření v tenké vrstvě d2, což zajistí jednomodovost v příčném směru i při vyšších d1. V laterálním směru je jednomodovost zajištěna malým rozměrem w a velkým mezním úhlem totálního odrazu na rozhraní vrstev s tloušťkou d1a d2. Energie základního vidu TEM002, který jediný se ve struktuře může šířit, zasahuje vlivem exponenciální vlny, vznikající při totální reflexi, hluboko do vrstvy d2. I v oblasti d2 tedy emitované fotony přispívají k zesílení základního modu. Jednomodovosti v laterálním směru lze také doObr. 3.56 Jednomodové konstrukce LD; a) sáhnout strukturou s tzv. vnořenou aktivní vrstvou, viz pásková, b) profilová. Obr. 3.57, kdy je aktivní vrstva p – GaAs z boku obklopena materiálem s nižším indexem lomu GaAlAs a tvoří vlnovod o tloušťce 0,5 µm a šířce 1 µm , v němž je pro kmitočty emisního spektra možno vybudit jen základní vid. V přilehlých vrstvách je veden proud větší plochou, takže vysoká hodnota proudové hustoty je soustředěna jen do aktivní vrstvy. Vhodnou volbou tvaru periodické struktury lze vyvolat i konverzi vedené vlny do vlny zářivé opouštějící objem vlnovodu pod určitým úhlem. Toho lze využít při vyvázání optické vlny z objemu rezonátoru. Vzhledem ke skutečnosti, že šířkou páskového vlnovodu lze omezit počet laterálních vidů, jejichž vznik v heterostruktuře snižuje koherenci záření, zhoršuje monochromatičnost, působí rozšíření směrové vyzařovací charakteristiky a v neposlední řadě deformuje W-A charakteristiku, směřoval vývoj LD ke zužování aktivní plochy páskového vlnovodu. Jednou z cest zúžení aktivní plochy emisní vrstvy je např. zmenšování šířky metalického páskového kontaktu či znevodivění postranních oblastí aktivní plochy pásku protonovým bombardováním, viz Obr. 3.56a s cílem soustředit generaci záření do co nejmenšího objemu a vytvořit z aktivní vrstvy úzký jednomodový páskový vlnovod. To vedlo ke zvyšování proudových hustot v celé struktuře čipu a k nadměrnému zahřívání rekombinační zóny i přilehlých oblastí a k problémům s odvodem tepla. Vlnovodné vlastnosti páskové struktury se v laterálním směru při tom změnily jen málo. Výrazným pokrokem byly konstrukce s profilovým vlnovodem v aktivní vrstvě, viz Obr. 3.56b. Vycházely z poznatku, že v planárním vlnovodu existuje pro šíření daného modu výrazná závislost jeho fázové rychlosti, a tedy efektivního indexu lomu, na tloušťce vrstvy, a také, že zde existuje spodní mezní kmitočet šíření vyšších modů opět silně závislý

Obr. 3.57

LD s vnořenou aktivní vrstvou.

Obr. 3.58

Konstrukce jednomodové LD.

37

OPTOELEKTRONIKA na tloušťce vrstvy. Mod vrstvy, pro něhož je splněna podmínka šíření ve vrstvě s šířkou d1 i d2 se na jejich rozhraní odráží a vytvoří tak páskový vid. Pro vyšší planární mody nebývá splněna podmínka šíření v tenké vrstvě d2, což zajistí jednomodovost v příčném směru i při vyšších d1. V laterálním směru je jednomodovost zajištěna malým rozměrem w a velkým mezním úhlem totálního odrazu na rozhraní vrstev s tloušťkou d1a d2. Energie základního vidu TEM002, který jediný se ve struktuře může šířit, zasahuje vlivem exponenciální vlny, vznikající při totální reflexi, hluboko do vrstvy d2. I v oblasti d2 tedy emitované fotony přispívají k zesílení základního modu. Jednomodovosti v laterálním směru lze také dosáhnout strukturou s tzv. vnořenou aktivní vrstvou, viz Obr. 3.57, kdy je aktivní vrstva p – GaAs z boku obklopena materiálem s nižším indexem lomu GaAlAs a tvoří vlnovod o tloušťce 0,5 µm a šířce 1 µm , v němž je pro kmitočty emisního spektra možno vybudit jen základní vid. V přilehlých vrstvách je veden proud větší plochou, takže vysoká hodnota proudové hustoty je soustředěna jen do aktivní vrstvy. U takových diod bylo dosaženo poklesu prahového proudu až na 15mA. Jednomodový laser generující na základním příčném laterálním vidu i na jediném podélném vidu, který využívá vnořené aktivní vrstvy ve tvaru periodicky deformovaného vlnovodu jako prvku realizujícího současně zpětnou vazbu i vyvázání energie z rezonátoru je znázorněn na Obr. 3.58. Jeho optické parametry jsou téměř srovnatelné se stejně výkonnými YAG: Nd lasery, při účinnosti konverze elektrické energie v optickou η = 65% a výkonu na základním modu TEM 00 q P0 = 10 mW .

Obr. 3.59 LD.

Přechodová charakteristika jednomodové

Vzhledem k tomu, že účinná stimulovaná emise podstatně zkrátí skutečnou dobu života minoritních nositelů, lze u kvalitních LD očekávat zkracování doby přechodové odezvy pod 1ns, viz Obr. 3.59. To umožňuje použít LD jako přímo modulované zdroje pro dálkový přenos v telekomunikačních optoelektronických systémech. Zákmity na přechodové charakteristice s kmitočtem kolem 5Ghz způsobené setrvačnými

Obr. 3.60 Konstrukce LD s vnějšími rezonátory; a) s dispersními čočkami 1, b) s mezním úhlem odrazu, c) s difrakční mřížkou 2, d) s interferenčním zrcadlem 3, e) s vazbou dvou diod.

38

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice jevy při pohybu volných nosičů omezují nejvyšší modulační kmitočet, naproti tomu však umožňují konstruovat LD se synchronizmem podélných modů dosaženým vhodně tvarovanou periodickou strukturou v aktivní zóně. Laserové diody se synchronizovanou modovou strukturou záření mohou generovat sérii velmi krátkých impulsů nebo speciální periodické průběhy intenzity světla s velmi vysokým opakovacím kmitočtem. V některých případech vedou zvláště silné požadavky na monochromatičnost záření, na tvar výstupního paprsku nebo na další snížení prahové hustoty proudu k použití speciálních typů vnějších rezonátorů se selektivními vlastnostmi, viz Obr. 3.60. V konstrukci z Obr. 3.60a je použito rezonátoru s disperzními čočkami, jejichž optická mohutnost D je funkcí λ . Na Obr. 3.60b je čip LD upraven tak, že lomová plocha je vedena pod úhlem blízkým úhlu úplného odrazu s difúzním povrchem. Záření vycházející z tohoto čela čipu se láme pod úhlem závislým na vlnové délce λ . Přeladitelný rezonátor je možné konstruovat jak s difrakční mřížkou, viz Obr. 3.60c, tak i s interferenčním dielektrickým zrcadlem. Konstrukce a, b umožní snížit pološířku spektrální čáry na několik desetin nm. V páskové struktuře LD se přitom vybudí jen takové laterální a longitudiální vidy, které mají shodný kmitočet s nastavenou frekvencí splňující podmínku vytvoření stojaté vlny v rezonátoru. Frekvence generovaného záření závisí především na prvcích rezonátoru a není tedy ovlivňována např. teplotou čipu. Přeladitelné rezonátory c a d umožňují v relativně širokém pásu kmitočtů daném hloubkou inverze ve vodivostním i valenčním pásu vybrat velmi úzkou spektrální čáru, na níž je splněna podmínka zpětné vazby a vybudit na ní monochromatické koherentní záření. Zvýšení výkonu laseru lze dosáhnout vazbou dvou i více diod vnější optickou soustavou dle Obr. 3.60e, aniž by došlo k rozšíření spektrální čáry. V oblasti prahu laserové generace produkuje LD spontánně emitované fotony, které jsou při průchodu páskovou strukturou částečně zesíleny stimulovanými přechody. Generace takového málo koherentního záření je označována jako superluminiscence. Šířka spektra superluminiscence se blíží spektrální čáře spontánní emise a i při malé spektrální Obr. 3.61 DHS superluminiscenční dioda. hustotě výkonu mže při superluminiscenci LD vyzařovat značný výkon.

Superluminiscenční dioda Je zdrojem částečně koherentního záření vzniklého spontánní emisí zesílenou stimulovanými přechody. Vzniká např. porušením zpětné vazby ve Fabry – Perotově rezonátoru laserové diody. Využívá se tam, kde je žádoucí vysoká vnější účinnost laserové diody rychlá přechodová odezva a kde je třeba co nejvyšší úhrnný výstupní výkon v celém spektru emitovaného záření. Aktivní prostředí je podobně jako u LD tvořeno páskovým vlnovodem, který je na jednom konci uzavřen kvalitním reflektorem. Z druhého konce vlnovodu je záření bez odrazu odebíráno do vnějšího prostředí. V případě, že délka aktivního vlnovodu je dostatečně velká, dojde při zesilování spontánně Obr. 3.62 Emisní spektrum LED, LD, SLD. emitovaných fotonů šířících se vlnovodem po určité délce dráhy ke spuštění většiny možných stimulovaných přechodů a záření již není dále zesilováno. Nastává tzv. nasycení zesílení. Leštění jednoho z čel struktury už v tomto případě nepřinese znatelné zvýšení výstupního optického výkonu, neboť zvyšování intenzity světla ve vlnovodu s nasyceným zesílením vede jen k zvyšování absorpce. Nejstabilnější práce a nejvyšší účinnost se do-

39

OPTOELEKTRONIKA sahuje ve strukturách s délkou aktivní vrstvy právě potřebnou k dosažení nasyceného zesílení. Jako superluminiscenční dioda s optimální účinností může pracovat dvojitá heterostruktura z Obr. 3.61. Délka aktivní zóny je zde omezena zkrácením metalického pískového kontaktu. Z čelní strany čipu diody je záření emitováno do prostoru s úhly divergence odpovídajícími převráceným hodnotám rozměrů pásku v daném směru. Na opačném konci aktivní vrstvy se záření částečně odráží vlivem několikaprocentního poklesu indexu lomu pásku způsobeného výrazným poklesem proudové hustoty, záření procházející tímto rozhraním je v části vlnovodu s nulovou proudovou hustotou silně tlumeno. Taková superluminiscenční dioda dosahuje při proudových hustotách v aktivní zóně i = 10 3 A cm 2 v impulsním režimu výkonu 100mW, v kontinuálním provozu je dosahováno výkonu 20mW. Srovnání typických emisních spekter LD, LED a superluminiscenční diody ukazuje Obr. 3.62. Typická šířka spektrální čáry SLED je ∆ λ = 8 nm . 3.3.4 Bezpřechodové lasery v optoelektronice

S rostoucími nároky na šířku pásma přenášených a zpracovávaných signálů a s přechodem os jednorozměrného zpracování informace k vícerozměrnému rostou nároky na monochromatičnost zdrojů světla. Ani jednomodové injekční lasery obvykle nemohou zajistit šířku spektrální čáry pod 0,1 nm a koherenční délku přesahující několik desítek mm. I když polovodičové zdroje ve velké míře splňují většinu požadavků pro přenos a pracování signálu, existují aplikace, kde se nelze obejít bez opticky či výbojem čerpaných laserů s velkými výkony a vysokou koherentní délkou. Tyto zdroje kromě uvedených předností mají většinou velmi malou divergenci svazku, což je Obr. 3.64 Pevnolátkový laser; a) s válcovou čerpací dutinou, b) s elipsoidní důležité pro vazbu čerpací dutinou. s ostatními elementy řetězce. Nevýhodou, kromě materiálových obtíží, je nutnost použití samostatného vnějšího modulátoru. Obr. 3.63 Rubínový laser; a) energetické spektrum Cr3+, b) spektrální čára spontánní emise, c) spektrum záření rtuťové výbojky a absorpční spektrum rubínu.

40

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Pevnolátkové lasery Rubínový laser. Nejrozšířenějším aktivním médiem a prvním materiálem, na němž byla pozorována stimulovaná emise světla, je krystal rubínu Al203 : Cr3+. Typická koncentrace aktivních iontů Cr3+ zabudovaných jako příměs do krystalu Al203 je 0,05% váhových, tedy si 8.1019 atomů/cm³. Z hlediska možných energetických stavů optického elektronu iontů chromu v mříži Al203 tvoří ionty Cr3+ tříhladinové mikrosystémy se čtyřnásobně degenerovanou základní úrovní, dvojnásobně degenerovanou metastabilní hladinou 2 s dobou života stavů τ = 3 ⋅ 10 −3 s a dvěma širokými absorpčními pásy 3 viz Obr. 3.63. Absorpční přechody W31 mohou velmi účinně pohlcovat fotony záření rtuťové výbojky, která má téměř ideální přizpůsobení spektrální hustoty výkonu spektrální křivce absorpce mezi hladinami 1 a 3. Silným čerpáním ochuzená základní hladina 1 v nasycení s pásy 3 vytvoří inverzi vzhledem k obsazení metastabilní hladiny 2, jejíž populace je přeplňována rychlými relaxacemi stavů v absorpčních pásech. Pracovní přechod mezi hladinou 1 a 2 září na vlnové délce 0,6943 µm . Záření laseru je obvykle buzeno intenzivním výbojem rtuťové výbojky umístěné spolu s výbrusem krystalu v odrazné dutině elipsoidního či válcového tvaru, viz Obr. 3.64. Výbrus je opatřen dielektrickými nebo kovovými zrcadly nanesenými na čelech tyčky, v některých případech je užito vnějšího FP rezonátoru. Vnitřní kvantová účinnost zářivých procesů je E 21 Obr. 3.65 Modulace kvality rezonátoru; a) = 0,6 . Kvantovyjádřena poměrem energií η k = E 31 rotujících klínem, b) elektrooptickým přepínačem,1 – zrcadla, 2 – krystal, 3 – výbojka, 4 – polarizátor, 5 – Kerrova buňka.

vý výtěžek procesu je určen četností fotonů budícího záření účastných na užitečné stimulované emisi vztažený k celkové četnosti budících n21 =& 0,001 . fotonů ηV = nc Celková účinnost záření η = η kηV je tedy menší než desetina procenta. Rubínový laser lze používat k výrobě velmi krátkých impulsů délek t = 1 µs ÷ 10 ns s energií 0,1 ÷ 100 J , tj. s výkony 10W ÷ 10 kW . Impuls čerpací výbojky má obvykle délku trvání několik µs . V laserech s extrémně krátkými a výkonnými impulsy se pro zkrácení záblesku používá modulace kvality rezonátoru. Některé ze způsobů modulace jakosti rezonátoru ukazuje Obr. 3.65. V prvním z nich je pro ovládání kvality užito rotujícího reflexního klínu, který zaručí nasazení oscilací jen tehdy, bude-li jeho rovina symetrie rovnoběžná s osou rezonátoObr. 3.66 YAG laser; a) energetické spektrum Nd3+, b) příklady ru. V druhém případě se využívá absorpčního spektra neodymu v různých krystalových mřížích. Kerrovy buňky, která působením

41

OPTOELEKTRONIKA elektrické intenzity překlápí rovinu polarizace světla o 90°. Toto záření je pak pohlcováno rovnoběžně orientovanými polarizátory. Neodymový laser. Materiálem s širokým uplatněním v laserové technice je ytrium hlinitý granát dotovaný ionty neodymu Y3Al5O12: Nd3+ (YAG). Ionty neodymu tvoří svým spektrem hladin optického elektronu čtyřhladinový energetický systém s velmi širokým absorpčním pásem 4, viz Obr. 3.66. Metastabilní hladina 3 má poměrně dlouhou dobu života τ = 0,85 ⋅ 10 −4 s . Široký absorpční pás s extrémně krátkou dobou života vzbuzených stavů zaručí dobrou účinnost čerpání při použití většiny konvenčních zdrojů. Výkonné impulsní lasery používají xenonové výbojky.Ionty Nd3+ excitované čerpáním do absorpčního pásu okamžitě relaxují a zaplňují metastabilní hladinu 3. Hladina 2 je účinně depopulována relaxacemi na hladinu 1 a čerpáním do pásu 4. Dochází tak ke hluboké inverzi mezi hladinami 3 a 2. Tím se na kmitočtu ω 3 2 (vlnová délka λ3 2 = 1,06 µm ) v materiálu získává vysoký zesilovací činitel α = 100 dB cm , což je asi 70 × více než u rubínu. Účinnost buzení a velikost zesílení je ovlivňována maximální dosažitelnou koncentrací aktivních iontů, kdy je ještě zaručena vzájemná energetická nezávislost aktivních částic. Při porušení této nezávislosti přílišným přiblížením iontů dochází k rozšiřování energetických hladin a k poklesu doby života vzbuzených stavů na metastabilní hladině. U YAG dochází ke zmíněnému jevu až při koncentraci 1020 at/cm³, což přispěje ke zvýšení kvantového výtěžku oproti rubínu až 5%. Kvantová účinnost stimulované emise je asi 0,45%. Krystal YAG lze použít ke generaci pulsů s okamžitým výkonem P = 10 6 W , ale i koherentního kontinuálního záření malých výkonů při použití kontinuálních čerpacích zdrojů (i polovodičových) s optickými výkony na mezi 50mW. Dalšího zvýšení maximální koncentrace iontů Nd (až o řád), doprovázeného odpovídajícím zvýšením zesílení a účinností a poklesem prahového čerpacího výkonu, dosáhneme zabudováním iontů neodymu do matrice borosilikátového skla. Nehomogenním rozšířením spektrální čáry se sice sníží doba života elektronů na metastabilní hladině na τ = 3 ⋅ 10 −4 s , celková energetická účinnost však z původních 2% stoupne na 4%. Laserů s neodymovým sklem se užívá jak ke generaci gigantických impulsů nanosekundových délek s impulsními výkony řádu 1012 W, tak i k výrobě laserů

Obr. 3.67

42

Miniaturní konstrukce laserů z ND: YAG a neodym-pentafosfátu.

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.68

Vláknový a páskový laser s neodymovým sklem.

s kontinuálním výkonem 0,1mW buzených LED. Některé typy miniaturních laserů buzených LED ukazuje Obr. 3.67a,b,c. Použití Nd-skla v laserech s nejnižšími prahovými výkony konstruovaných kompatibilně se systémy vláknových světlovodů či páskových vlnovodů ukazuje Obr. 3.68. Kromě zmíněných materiálů se v poslední době intenzivně rozvíjí výzkum krystalů NdP4012, neodymultrafosfátu, NdxLi1-xP4O12, a pentafosfátu NdP5O14, NdxLi1-xP5O14, v nichž může koncentrace aktivních iontů Nd dosahovat až 4.1021 at/cm³ a doba života na metastabilní hladině τ = 0,1 ms . Energetická účinnost vlivem velkého kvantového výtěžku způsobeného silnou absorpcí viz Obr. 3.66. může dosahovat až 20%. Nevýhodou je dosud obtížná příprava krystalů větších rozměrů, viz Obr. 3.67d.

Plynové lasery Jako aktivní prostředí využívají plynů v atomárním stavu, molekulárních plynů i iontové plazmy. K buzení využívají většinou mechanismů nepružných srážek mezi částicemi plynu v doutnavém, jiskrovém či obloukovém výboji. Pro velmi nízkou absorpci záření nelze u plynu použít rezonančního čerpání optickým zářením. He-Ne laser. Aktivní médium tvoří směs neutrálních plynů. budícího dvojhladinového He s parciálním tlakem 1 torr a pracovního trojhladinového Ne s tlakem 0,1 torr. Doutnavý výboj v trubici se směsí těchto plynů produkuje rychlé elektrony, které svou energii předávají nepružnými srážkami atomům He a Ne:

e(WK ) + At (W1 ) → e(0) + At (W3 ) + ∆ WK

(3 - 44)

Srážkami:

He(W3 ) + Ne(W1 ) → Ne(W1 ) + Ne(W3 ) + ∆WK

(3 - 45)

se dosahuje přenosu energie z atomů He na pracovní Ne, čímž se značně zvýší obsazení hladin 3 a 3' atomů neonu s dobou života τ = 10 −7 s a dojde k inverzi obsazení těchto hladin vůči ostatním pracovním hladinám, viz Obr. 3.69. Umístěním trubice, jejíž čela jsou osazena dvojlomnými polarizačními destičkami, do FP rezonátoru naladěného na jeden z kmitočtů ω32 lze vyvolat generaci koherentního záření. Depopulace hladin 2,2' je zprostředkována relaxačními pochody při srážkách atomů se stěnami nádoby. Zesílení aktivního média je nízké, α = 20 dB m , proto je nutno použít velmi kvalitních rezonátorů a je možno odebírat jen velmi nízký výkon i při velmi dlouhé dráze paprsků aktivním médiem. Výkony 0,1 ÷ 100 mW v kontinuálním provozu dosahujeme při délkách trubic od 8 cm do 5 m na vlnové délce λ = 0,6328 µm a 1,15 µm . Účinnost nepřevyšuje 0,05%. Tyto lasery však mají velmi úzkou čáru spontánní emise a spolu s kvalitním rezonátorem dosahují velmi dlouhých koherentních časů.což je předurčuje k použití při interferometrii a holografii.

43

OPTOELEKTRONIKA Laser CO2. Využívá stimulované emise v inverzně obsazeném spektru kmitové energie molekuly CO2. Aktivním médiem je směs plynů CO2 a N2. Srážky těchto molekul s elektrony ve výboji vybudí kvantované kmity komponent těchto molekul. Energie kmitů N se předává molekulám CO2 formou nepružných srážek. V kmitovém spektru CO2 tak vzniká inverzní obsazení mezi dvěma blízkými kmitovými hladinami, z nichž horní je metastabilní. Stimulovaná emise vznikající v kmitovém spektru fotonfotonovou interakcí produkuje fotony s vlnovou délkou 10,5 µm . K buzení je užíváno doutnavého, jiskrového i obloukového výboje. Lze dosahovat výkonů 1W ÷ 1 kW s účinností <5%. Svazek inObr. 3.69 He-Ne laser, konstrukce a energetické spektrum. fračerveného záření j upravován germaniovou optikou, rezonátor je tvořen kovovými zrcadly se štěrbinou. Využití nachází v systémech laserového obrábění látek, v poslední době i v přenosové technice. Kromě laserů s pevnými látkami a plyny se používá laserů kapalinových. Aktivní ionty patřící většinou do skupiny prvků vzácných zemin jsou rozptýleny buď v neorganických (chlorany, oxichloridy) nebo v kovoorganických (želatiny) kapalinách. Mechanismy buzení a generace se neliší od opticky čerpaných pevnolátkových laserů. Kapalinové lasery však mohou pracovat s extrémními výkony, neboť jim nehrozí tepelné a mechanické poškození krystalu, cirkulací kapaliny lze zajistit účinné chlazení. Používají se zejména jako zdroje mamutích pulsů v jaderné fyzice, v navigaci i v komunikacích. Zajímavé jsou také lasery na bázi organických barviv, které je možno využít ke generaci záření s kmitočtem proměnným bez mála v celé viditelné a blízké infračervené oblasti. Kvantový výtěžek i vnitřní kvantová účinnost takového přeladitelného generátoru jsou však nízké, k provozu je nezbytný velmi intenzívní optický čerpací zdroj (výkonný laser). V optoelektronice se využívají hlavně k měřícím účelům, kde oceníme možnost změny generované vlnové délky.

3.4 Modulátory optického záření, deflektory a přepínače Pro amplitudovou, intenzitní, kmitočtovou, polarizační popř. prostorovou modulaci optického záření se v optoelektronických soustavách pro přenos a zpracování informace využívá mnoho principů, jevů, technik. Stejně tak je široké i spektrum použití modulátorů, deflektorů a přepínačů, z něhož plyne i značná rozmanitost vlastností těchto prvků. Všeobecně je možno u nich sledovat šířku pásma modulace B = ∆ f popř. dobu přepnutí, linearitu modulátoru, počet rozlišitelných poloh deflektoru či přepínače, citlivost a rozsah ovládací veličiny apod. 3.4.1 Jevy užívané při modulaci, deflexi, přepínání záření

Elektrooptické jevy Mezi elektrooptickými jevy je nejčastěji využíván Pockelsův lineární a Kerrův kvadratický elektrooptický jev v jednoosých anizotropních dielektrikách. Elektrooptický jev vychází z toho, že chování dielektrického krystalu vzhledem k procházejícímu optickému záření může být ovlivněno působením vnějšího elektrického pole, jehož intenzita mění velikost a směr hlavních os elipsoidu indexu lomů (2-

44

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice  1  35). Obecně lze říci, že koeficienty  2  , i = 1, 2, ....6 analytického zápisu rovnice elipsoidu mohou  ni  být v případě Pockelsova jevu lineárně závislé na složkách elektrické intenzity pole materiálu: 3  1  ∆ 2  = ∑ rij E j  n  i j =1

(3 - 46)

Nebo, v případě Kerrova jevu, mohou být závislé na součinu některých složek působící intenzity elektrického pole: 3 3  1  ∆ 2  = ∑ ∑ sijk E j E k  n  i j =1 k =1

i = 1, 2, ....6 ,

(3 - 47)

j , k = 1(x ), 2( y ), 3(z )

Obr. 3.70 Pockelsův jev, a)podélné uspořádání, b) příčné uspořádání, c) způsoby kompenzace konstantní složky posuvu.

Princip modulace je založen na změně velikostí či směrů hlavních os elipsoidu indexů lomů dielektrického krystalu působením elektrického pole, a tedy na změně fázové rychlosti šíření vlastních lineárně polarizovaných vln působením napětí přiloženého na krystal elektrooptického materiálu. Využíváme-li lineární jev, působí elektrická intenzita většinou ve směru optické osy krystalu a ovládá velikosti indexů lomů pro vlastní vlny polarizované ve směru elektrických os, viz Obr. 3.70a. Využívá se buď fázové modulace jedné z vlastních vln, nebo změny lineární polarizace nevlastní vlny na polarizaci rotační vlivem řízeného vzájemného fázového posuvu složek této vlny polarizovaných ve směru elektrických os x a y. Tento fázový posuv lze pro Pockelsův jev v jednoosém krystalu popsat výrazem: ∆ϕ =

Kde:

2πl

λ

(∆ n

x

− ∆ ny ) =

2πl

λ

⋅ 2P

U 4π = PU λ l

(3 - 48)

n x − n y , ∆ n x (E z ) = − ∆ n y (E z ) .

Napětí nutné pro dosažení fázového posuvu ∆ ϕ ∈ π 2 , π je v tomto případě dosti vysoké. Zvýšení napěťové citlivosti lze dosáhnout v uspořádání s příčným polem, jak ukazuje Obr. 3.70b, kdy elektrická intenzita působící v ose z ovládá jen fázovou rychlost vlny šířící se v ose y, polarizované ve směru elektrické osy x. Fázový posuv dvou vlastních vln při lineárním působení intenzity elektrického pole je zde:

45

OPTOELEKTRONIKA

∆ϕ =

2πl

λ

(∆ n x + n x − n z ) = 2πl ⋅ P U + ϕ 0 (l ) λ

(3 - 49)

b

Konstantní, na napětí nezávislý fázový posuv ϕ 0 (l ) lze tam, kde vadí, eliminovat některým ze způsobů uvedených na Obr. 3.70c. Citlivost prvku lze zvyšovat zvětšováním poměrů l/b. Při využití Kerrova jevu, viz Obr. 3.71, je fázový posuv dvou vlastních vln: ∆ϕ =

2πl

2

2π 2π U  2 K  = K [U 0 + U (t )] =& K U 02 + 2U (t )U 0 λ I λl λl

[

]

2

(3 - 50)

Jako elektrooptických krystalů s Pockelsovým jevem se využívá NH4PO4(ADP), KH2PO4(KDP), LiNbO3, LiTaO3. Kerrův jev vykazují elektrooptické kapaliny jako je nitrobenzen a čpavek. Magnetooptické jevy Faradayův jev, viz Obr. 3.72 je založen na možnosti ovlivňovat rozdíl rychlostí šíření kruhově polarizovaObr. 3.71 Využití Kerrova jevu; K-Kerrova ných vlastních vln magnetika podélným magnetickým buňka, P-polarizátor, λ 4 -čtvrtvlná anizotropní polem. Velikostí proudu v cívce s jádrem fázová destička. z magnetooptického materiálu lze tedy řídit velikost úhlu ψ pootočení směru polarizace lineárně polarizované vlny procházející materiálem:

ψ=

∆ϕ 2πl (n1 − n2 ) = 2πl ⋅ F ⋅ I + ψ 0 (l ) = 2 λ λ

Kde:

n1 = n0 + fH , n2 = n0 − fH

Obr. 3.72

(3 - 51)

Cotton-Moutonův jev vychází ze stejného působení r magnetické intenzity H orientované podélně vzhledem ke směru průchodu lineárně polarizované vlny magnetooptickým materiálem, jakého dosahuje působení podélné elektrické intenzity při Pockelsově elektrooptickém jevu. Magnetooptické materiály s Cotton-Moutonovým jevem se tedy chovají jako Faradayův magnetickooptický jev. jednoosé anizotropní krystaly. Tento jev je většinou doprovodným, parazitním úkazem při působení Faradayova jevu, způsobuje vznik slabě eliptické polarizace při faradayovském stáčení roviny polarizace. Kerrův magnetooptický jev je založen na stáčení roviny polarizace vlivem magnetického pole v odraženém světle, viz Obr. 3.73. Úhel natočení roviny polarizace při odrazu vlny od rovinného rozhraní je závislý nejen na úhlu dopadu, ale i na intenzitě magnetického pole, která ovlivní velikost efektivního indexu lomu nE materiálu s Faradayovou rotací.

Obr. 3.73 jev.

Kerrův magnetooptický

Akustooptický jev

Je založen na interakci optické vlny s podélnými zvukovými kmity v materiálu. Vychází ze změny indexu lomu materiálu způsobené mechanickým napětím. Je vlastně spojením působení piezoelektrického a elektrooptického jevu. V akustooptickém materiálu vytvoří šířící se zvuková vlna ve svých uzlech a kmitnách periodické změny indexu lomu materiálu,

46

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice tedy optické zhuštění a zředění látky, s prostorovou periodou odpovídající vlnové délce zvuku v materiálu. V některých případech se zvuková vlna materiálem šíří po tzv. optické větvi disperzní křivky, viz. Obr. 3.74b, tedy s extrémně nízkou vlnovou délkou. Tehdy může být prostorová perioda průběhu indexu lomu srovnatelná s vlnovou délkou.světla. Potom se při fázovém synchronizmu optické a zvukové vlny může vytvořit prostorově periodická polarizace, která zprostředkovává přenos energie dopadající optické vlny do vlny odchylující se od původního směru dopadu o úhel α . Podmínky pro přenos energie mezi dvěma optickými vlnami zprostředkovaný zvukovou optickou mřížkou vyjadřuje zákon zachování impulsu a energie při transformaci fotonů dopadající vlny do fotonů vlny difragované: r r r (3 - 52) ωd = ωi + Ωs kd = ki + k s Jsou to podmínky pro existenci tzv. Braggovy difrakce na optické mřížce. Z těchto podmínek plyne, že velikostí kmitočtu zvukové vlny lze v jistých mezích ovládat úhel α difragované optické vlny. Poměr intenzit vlny prošlé a difragované bude záviset na intenzitě interakční složky prostorově periodické polarizace zprostředkující přenos energie mezi dopadající a difragovanou vlnou a na intenzitě zvukové vlny. Franz - Keldyšův jev

Obr. 3.74 Akustooptický jev, a) Braggova difrakce, b) optická a mechanická větev disperzní křivky zvukových kmitů.

Je to jeden z absorpčních jevů v polovodičích. Je založen na posuvu dlouhovlnné absorpční hrany, charakteristické pro průběh absorpce v polovodičích a dielektrických materiálech, k větším vlnovým délkám vlivem působení intenzity elektrického pole. Fotony, které mají nižší energii než šířka zakázaného pásu materiálu nemohou být absorbovány mezipásovými přechody elektronů. Působením elektrického pole na homogenní materiál dojde ke vzniku prostorového spádu energie hranic vodivostního a valenčního pásu se zakázaným pásem ve směru působení intenzity pole. V tomto směru může také dojít k tunelování elektronů pohltivších nízkoenergický foton a k překonání potenciální bariéry ∆W = WG − hω . S rostoucím napětím klesá délka této bariéry a roste pravděpodobnost tunelového přechodu na úroveň se stejným potenciálem. Roste tedy velikost absorpce materiálu na dané vlnové délce, viz Obr. 3.75. 3.4.2 Fázové modulátory

Obr. 3.75 Posuv dlouhovlnné meze tunelováním elektronu při Franz-Keldyšově jevu.

Využívají řízené změny optické dálky průchodu koherentního paprsku materiálem. Jednorozměrné, signálové fázové modulátory jsou založeny většinou na působení elektrooptického jevu. Optická vlna dopadá v objemovém signálovém fázovém modulátoru na elektrooptický krystal ve směru jedné elektrooptický krystal ve směru jedné elektrické osy a je polarizována ve směru druhé elektrické osy. Tvoří tedy vlastní vlnu krystalu. Elektrická intenzita působící ve směru optické osy mění index lomu materiálu pro tuto vlnu, mění tak její optickou dráhu a rozdíl fází mezi vstupní a výstupní vlnoplochou. Popisovanou situaci uka-

47

OPTOELEKTRONIKA

Obr. 3.76 Elektrooptický páskový fázový modulátor; 1 – pásek, 2 – elektrody, 3 – mřížková vazba pásku s prostorovou vlnou.

zuje Obr. 3.70b, kde jsou však polarizátor a analyzátor orientovány ve směru osy x. Rychlé fázové modulátory se realizují pomocí jednomodového elektrooptického pískového vlnovodu na LiNbO3, v němž je konstanta šíření pro základní mod HE00 závislá na indexu lomu materiálu pásku. Index lomu je v něm ovládán elektrickým polem přivedeným k vlnovodu mikropáskovým vedením, viz Obr. 3.76. Dvojrozměrné obrazové fázové modulátory mění optickou dráhu 1 dopadající kvazirovinné vlnoplochy: r r (3 - 53) E(x, y , t ) = E exp[ j (ω t − kz + ϕ (x, y, t ))] 0

Podle řídících signálů jak v čase, tak v prostoru:

l 0 ( x , y , t ) = ϕ ( x, y , t ) k

(3 - 54)

V konstrukcích těchto tzv. prostorových modulátorů či stránkovačů se objevuje jak mechanický princip modulace, viz membránový modulátor DMD (Deformable Mirror Devices) na Obr. 3.78, tak i elektrooptický princip. Rovinná koherentní optická vlna Obr. 3.77 Deflekční princip fázové modulace; 1 – deflektor, 2 ve vakuovém elektrooptickém stránko– objektiv, 3 – optický klín. vači Titus, viz Obr. 3.79, dopadá na elektrooptický krystal. Na tomto elektrooptickém krystalu je modulovaným elektronovým svazkem rastrujícím plochu krystalu vytvořen nábojový reliéf. Vzniká tedy plošně modulované podélné elektrostatické pole, které v krystalu místně moduluje index lomu a tím i optickou dráhu jedné i druhé vlastní vlny. Je-li vstupní i výstupní polarizátor orientován ve směru jedné z těchto vln, získává dopadající rovinná vlna prostorově fázovou modulaci. Je-li orientace polarizátoru a analyzátoru pootočena o 90° a jejich směry svírají s rovinami polarizace vlastních vln krystalu úhel 45°, získáváme prostorový amplitudový modulátor. Nábojový reliéf na osvětlované stěně krystalu opatřené transparentní vrstvou s vysokým koeficientem sekundární emise lze po každém snímku odstranit širokým paprskem pomalých elektronů – mazacím svazkem. K fázovým prostorovým modulátorům patří také modulátory typu světlo – světlo. Nejznámější z nich je modulátor typu Rutikon, jež využívá k řízené změně optické dráhy světla elastomer, látku výrazně měnící své rozměry vlivem působení elektrického pole. Rutikony jsou konstruovány pro modulaci v odraženém i Obr. 3.78 DMD 128x128 bodů; 1 – zrcadlová v propuštěném světle, viz Obr. 3.80a, b. Dopadající, fólie, 2 – kovová vrstva, 3 – kontakt zrcadla,3 – většinou nekoherentní světelný obraz je v rutikonu izolace hradla, 4 – kanály pro oddělení systémů, 5 absorbován fotoodporovou vrstvou. V osvětlených – homogenizační vodivá vrstva. místech se vlivem snížení odporu fotocitlivé vrstvy

48

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.79 Vakuový elektrooptický stránkovač; P – polarizátor, X – elektrooptický krystal,1 – základní elektroda, 2 – vrstva s vysokým činitelem sekundární emise, 3 – záznamový svazek, 4 – mazací svazek.

zvýší intenzita pole v modulační vrstvě. Zde pak dopadající nekoherentní modulační obraz moduluje procházející nebo reflektovanou koherentní vlnu. Smazání modulačního obrazce se dosáhne přerušením stejnosměrného napájecího napětí U. Doba mazání nepřekročí 10 ms. Často používaný je též modulátor typu PROM, viz Obr. 3.80c. V něm je mezi dvěma transparentními elektrodami umístěna tenká destička krystalového výbrusu Bi12SiO20 vykazujícího fotovodivost a současně elektrooptický jev. Výbrus je obalen průzračnou vrstvou dielektrika. Krystal se nejprve exponuje modulačním obrazem v modrém světle a ve stavu pod napětím. Volné nosiče náboje generované absorpcí v osvětlených místech

Obr. 3.80 Fázové stránkovače; a) transmisní rutikon, b) reflexní rutikon, c) PROM, 1 – transparentní elektroda, 2 – fotoodpor, 3) elastomer či elektrooptický krystal, 4 – izolant, 5 – fotorefrakční krystal, 6 – modulační vlna, 7 – modulovaná koherentní vlna..

Obr. 3.81 a) Modulační charakteristika amplitudové a intenzitní polarizační modulace, b) elektrooptický a magnetooptický objemový modulátor.

driftují k rozhraní krystaldielektrikum, kde jsou zachyceny na povrchových stavech. Při zkratování elektrod dojde k vybití náboje na elektrodách a v krystalu vzniká pozitivní elektrostatický reliéf daný polem mezi povrchovými náboji tvořící obraz zapsané informace. Změny anizotropie krystalu pak polarizačně či fázově modulují kvazirovinnou koherentní vlnu s vlnovou délkou větší než 0,6 µm , kde již citlivost materiálu vzhledem k záznamu a mazání klesá až o tři řády. Jako reflexní fázové modulátory mohou být použity i zařízení s termoplastickými vrstvami typu lumatron, viz kap.Chyba! Nenalezen zdroj odkazů..

49

OPTOELEKTRONIKA 3.4.3 Amplitudové a intenzitní modulátory

Vycházejí z několika principů činnosti, které většinou mohou zajišťovat jak amplitudovou, tak intenzitní modulaci paprsku. Podle principu, na němž jsou založeny, dělíme amplitudové a intenzitní modulátory na polarizační, interferenční, deflekční, útlumové a vazební. Polarizační modulátory Jsou založeny na možnostech elektrooptických a magneto-optických látek řízeně spojitě měnit typ či směr polarizace optického koherentního i nekoherentního záření. Typickým příkladem objemového elektrooptického amplitudového či intenzitního polarizačního modulátoru je uspořádání z Obr. 3.70a,b. Výstupní polarizační prvek (analyzátor) zde propouští jen tu složku elipticky polarizována ve směru kolmém k polarizaci dopadající vlny. Amplituda E ⊥ této složky je určena úhlem ∆ϕ fázového posuvu vlastních vln ovládaného velikostí přiloženého napětí: E ⊥ = E0 sin (∆ϕ 2 ) = E0 sin (C ⋅ U )

C = konst.

(3 - 55)

Intenzita I ⊥ je dána: I ⊥ = I 0 sin 2 (∆ϕ 2 ) = I 0 sin 2 (C ⋅ U )

(3 - 56)

Amplitudová modulace má tedy oblasti linearity pro fázové úhly ∆ϕ → 0 , pro intenzitu je modulace lineární při ∆ϕ = π 2 . Těmto podmínkám se musí přizpůsobit volba vhodného stejnosměrného předpětí nebo zařazení dvojlomné λ 2 destičky vybroušené kolmo k jedné elektrické ose zajišťující při průchodu světla fázový posuv vlastních vln ∆ϕ 0 závislý na její tloušťce. Podobně lze využít i magnetooptického jevu dle Obr. 3.72. s tím rozdílem, že amplituda E ⊥ vlny prošlé zkříženými polarizátory bude dána vztahem:

E ⊥ = E0 sinψ

(3 - 57)

Intenzita pak: I ⊥ = I 0 sin 2ψ

(3 - 58)

Příklady konstrukce magnetooptických a elektrooptických modulátorů pro vyšší modulační kmitočty jsou na Obr. 3.81. K polarizačním modulátorům patří i modulátory založené na konverzi vidů HE a EH v jednomodovém páskovém nebo planárním vlnovodu. Při jejich konstrukci se vychází ze selektivních vlnových vlastností hranolové či mřížkové vazby vlnovodu s volným prostředím. Do jednomodového planárního vlnovodu z magnetooptického materiálu Obr. 3.82 Planární magnetooptický polarizační umístěného ve vnějším magnetickém poli s intenzitou modulátor. H0, viz Obr. 3.82, je hranolem s totální reflexí navázána energie ve formě základního TE0 vidu. Podélná složka magnetické indukce ve vrstvě vyvolává Faradayovu rotaci a snaží se stočit polarizaci vidu TE0 a tím vyvolat TM0 mod. Konstanta šíření TE0 a TM0 vidů však není shodná, není tedy splněna podmínka přenosu energie mezi vidy ve vlnovodu. Intenzita vnějšího magnetického pole je proto vedena paralelně s vrstvou pod úhlem 45° ke směru šíření optické energie. Proud protékající meandrovou elektrodou vytvoří podélné magnetické pole s prostorovou periodou d = 2π (β TE − β TM ) . Podpoří podélné magnetické pole v místech fázové koincidence TE a TM vidů, kde dochází k přenosu energie z vidu TE do TM, naopak zeslabí působení

50

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.83

a) Elektrooptický planární polarizační modulátor, b) akustooptický planární modulátor.

podélného pole v místech protifáze obou vidů, kde je přenos energie ve směru TM → TE . Lze tak v závislosti na proudu I meandrem dosáhnout téměř stoprocentního přenosu energie z TE0 do TM0 vlny. Oba mody jsou vyzářeny z vlnovodu rutilovým dvojlomným hranolem, který má pro TM vlnu výrazně vyšší index lomu, proto tato vlna vychází pod větším úhlem než vlna TE. Úhlový rozdíl TE0 a TM0 vlny je zde 20°. Na principu konverze modů pracuje také planární modulátor s elektrooptickým jevem viz Obr. 3.83a. Přirozený dvojlom anizotropní planární vrstvy způsobuje rozdíl rychlostí šíření záření polarizovaného v ose z a y, vyvolává tak v oblastech fázového synchronismu modů konverzi TE → TM . Zde je účinek přirozeného dvojlomu podpořen elektrickým polem v podélném směru vyvolaným napětím mezi rameny hřebenových elektrod. V místech protifáze je přenos energie TM → TE zeslaben protisměrným působením elektrického pole vyrovnávajícím indexy lomu nz a ny. V planárním modulátoru s akustickou povrchovou vlnou dochází ke vzniku periodické deformace optické hustoty materiálu vlnovodu. Dva mody, které spolu s akustickou vlnou splňují podmínku Braggovy difrakce, viz Obr. 3.83b, Obr. 3.84 Principy interferenčních si mohou vzájemně předávat energii. Intenzita zvukové vlny amplitudových modulátorů, a) Michelsoči její kmitočet mohou převod energie účinně ovládat. Splnův interferometr, b) Mach-Zehnderův nění Braggovy podmínky vykazuje ostře selektivní vlastnosinterferometr. ti vzhledem ke kmitočtu dopadající optické vlny, neboť rozdíl k0 – k2 dvou intereagujících modů se s kmitočtem silně mění. Naznačená struktura může tedy pracovat i jako úzkopásmový optický filtr laděný kmitočtem zvuku. Směrová separace obou intereagujících modů vyvázaných z vlnovodu izotropním hranolem je zajištěna tím, že ve vlnovodu mají oba mody značně odlišné konstanty šíření, a naopak shodné vlnové délky ve výstupním hranolu. Při zachování vazební podmínky shodnosti složek vlnových vektorů tečných k vazebnímu rozhraní vlnovod – hranol, vzniknou ze dvou Obr. 3.85 Elektrooptický páskový interrůzně rychlých planárních modů kvazirovinné prostorové ferenční modulátor. vlny se značně odlišným směrem šíření.

51

OPTOELEKTRONIKA Interferenční modulátory Vycházejí z principů fázové modulace koherentního záření a z principu změny amplitudy produktu interference dvou vln s proměnnou hodnotou rozdílu okamžitých fází. Nejjednodušším modulátorem tohoto principu je Michelsonův interferometr s proměnnou délkou jednoho ramene řízenou piezoelektrickým krystalem, viz Obr. 3.84a. Jinou jednoduchou konstrukci tvoří elektrooptický fázový modulátor v jedné větvi Mach-Zehnderova interferometru, viz Obr. 3.84b. Často je používáno modifikace struktury M-Z interferometru v provedení jednomodových páskových vlnovodů Obr. 3.86 Elektrooptický páskový interz elektrooptického materiálu, viz Obr. 3.85. Elektrická inferenční modulátor. tenzita vyvolá v jednom rameni zvýšení ve druhém snížení konstanty šíření daného základního modu. To způsobí vznik fázového posuvu mezi vlnami vycházejícími z ramen, který se po superpozici těchto vln promítne do změn amplitudy. Energie může být do vlnovodu navázána a zněj vyvedena optickou mřížkou zprostředkující vazbu prostorové vlny s daným modem šíření v pásku. Deflekční modulátory

Obr. 3.87 Planární deflekční amplitudové modulátory; a) elektrooptický, b) akustooptický.

Využívají řízeného odklonu světelného paprsku či planárního modu způsobeného odrazem či ohybem na optické mřížce nebo interakcí se zvukovou vlnou, Modulátor s akustooptickým deflektorem ukazuje Obr. 3.86. Štěrbina umístěná v ohniskové rovině kondenzoru K propouští k dalšímu zpracování jen difragovanou vlnu, jejíž stopa je v ohniskové rovině prostorově separována od stopy dopadající vlny. Intenzita difragované vlny je řízena změnou intenzity zvuku v akustooptickém deflektoru. V planárním deflekčním modulátoru využíváme chybu elektromagnetické vlny šířící se planárním vlnovodem na optické mřížce vytvořené např. přivedením napětí na soustavu elektrod v materiálu s elektrooptickým jevem viz Obr. 3.87a. Mřížková konstanta je v tomto případě srovnatelná s vlnovou délkou dopadajícího světla, difrakce modu odebírá přímé vlně energii v závislosti na napětí mezi elektrodami. V konstrukci z Obr. 3.87b se využívá změna amplitudy přímé vlny při odklonu planárního modu Braggovou difrakcí. Řídícím signálem je zde intenzita zvukové vlny.

Absorpční modulátory

Obr. 3.88

52

Polovodičové absorpční modulátory.

Využívají většinou řízení délky absorpčního prostředí nebo řízenou změnu spektrální křivky absorpce materiálu Do první skupiny patří intenzitní absorpční modulátor s pn přechodem. Zvyšováním závěrného napětí na něm se rozšiřuje depletiční vrstva bez volných nosičů náboje Tato oblast se vyznačuje mnohem větší absorpcí (způsobuje ji existence volných stavů ve vodivostním pásu a nepřítomnost děr

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice v pásu valenčním), než oblast s rovnovážným obsazením energetických hladin volnými nosiči náboje. Změnou délky w se moduluje absorpce materiálu. Posuv absorpční hrany způsobený FranzKeldyšovým jevem se používá k modulaci paprsků v homogenním polovodiči s přímým přechodem mezi pásy. Oba typy absorpčních modulátorů pro zpracování jednorozměrných signálů ukazuje Obr. 3.88. Oba popsané způsoby modulace se pro dobře zvládnutou technologii výroby hodí i ke konstrukci prostorových absorpčních struktur modulátorů maticového typu. Vazební modulátory Využívají ke změně amplitudy či intenzity vlny změnu vazby mezi vlnovody. Jsou-li dva jednomodové vlnovody umístěny dostatečně blízko sebe, tak, aby se jejich exponenciální vlna navzájem prolínaly, a vytvoříme-li ve vlnovodech podmínky, kdy se v napájeném vlnovodu šíří daný mod s rychlostí velmi blízkou rychlosti téhož modu ve vlnovodu nenapájeném, lze dosáhnout na určité interakční délce 1 úplného přenosu energie z jednoho vlnovodu do druhého. Pokud se totiž ve dvou souběžných vlnovodech šíří dva stejné mody rychlostmi velmi málo se vzájemně Obr. 3.89 Páskový vazební modulátor; 1 – lišícími, nastává mezi oběma vlnovody vzájemná energepáskové elektrody, 2 – páskové vlnovody. tická vazba, energie daného modu v jednom vlnovodu se přelévá do vlnovodu druhého a zpět. Označíme-li odchylku konstant šíření modu v obou vlnovodech jako odchylku od synchronismu δ = β 1 − β 2 , amplitudu modu v buzeném vlnovodu A(z ) = R exp(− jδ z ) , A(0 ) = 1 a amplitudu modu v nebuzeném vlnovodu B(z ) = S exp( jδ z ) , B(0) = 0 , lze pro činitel vazby κ obou vlnovodů psát:

[

κ = (2k 22 z β )(δ b ) exp(− g b ) (k 2 b )2

]

Je-li δ → 0 a κ → 0 platí: S (z ) = − j sin (κ z )

R(z ) = cos (κ z )

Velikostí přiloženého napětí, které ovlivňuje elektrooptickým jevem index lomu páskových anizotropních vlnovodů lze ovládat konstantu šíření β v jednotlivých páscích a měnit tak odchylku δ , a tím vazbu vlnovodů κ . Vazba vlnovodů κ odpovídá periodě L = 2π κ průběhu přelévání energie mezi vlnovody. Změna napětí přiloženého k páskovým elektrodám tedy vyvolá zkrácení či prodloužení periody přenosu energie z jednoho pásku do druhého. Obr. 3.90 Amplituda modu v buzeném a nebuPro danou délku interakce 1 lze tedy přiložezeném pásku vázaných vlnovodů. ným napětím ovládat amplitudu záření daného modu v jednotlivých páscích. Konstrukci vazebního modulátoru s anizotropními páskovými vlnovody ukazuje Obr. 3.89. Na Obr. 3.90 jsou vidět průběhy amplitud modů v buzeném a nebuzeném vlnovodu při proměnné interakční délce. 3.4.4 Vychylovací soustavy

Vychylovací soustavy jsou zastoupeny především deflektory, přepínači a děliči optických svazků. Deflektory, neboli odkláněcí členy, v sobě zahrnují dvě třídy prvků zabezpečující odlišné operace. Jde buď o úhlový odklon svazku, jehož charakteristikou je úhel, který svírá vstupní svazek s výstupním, nebo je cílem vychylování prostorový posuv paprskového svazku, při němž se nemění směr jeho šíření. K těmto operacím se využívá mnoha principů. Vedle mechanickooptických soustav využí-

53

OPTOELEKTRONIKA vajících několikanásobný lom či odraz svazku na pohyblivých optických členech existují soustavy elektrooptické, akustooptické, interferenční či jiné. Základním parametrem deflektoru je jeho rozlišovací schopnost γ , která se vyjadřuje počtem prostorově rozlišitelných poloh výstupního svazku realizovatelných vychylovací soustavou z daného vstupního svazku. Vychylování optického svazku u deflektorů probíhá spojitě, tj. jednotlivé výstupní polohy svazku tvoří spojitou prostorovou oblast. Vychylování se také může dít po pevným krocích tak, že jsou konstrukčně vymezeny jen některé možné diskrétní polohy výstupního svazku. Zpravidla je při tom omezen i počet poloh, který může optický svazek vychylováním nabývat, Soustavy s diskrétním vychylováním bývají nazývány optické přepínače. Soustavy, které z jediného vstupního svazku vytvářejí několik prostorově rozlišných výstupních svazků, nazýváme děliče svazků..Tyto soustavy bývají většinou jednoúčelové, jejich konstrukce se vzájemně značně liší. Akustooptické deflektory Využívají akustooptického jevu založeného na interakci světla se zvukovou vlnou a akustooptickém materiálu. Vlastní akustooptické jádro se skládá z akustooptického media, elektromechanického měniče (destička LiNbO3, popř.LiIO3, se soustavou elektrod a mechanickou vazbou k mediu) a absorbéru zvukových vln zamezujícího vzniku stojatého vlnění, které při změně vstupní zvukové frekvence déle doznívá a tím zhoršuje přepínací časy deflektoru. Změnou vstupní frekvence se mění parametry prostorové difrakční mřížky vytvořené postupující akustickou vlnou. Pro ohybový deflektor, viz Obr. 3.91a platí, že průměr optického svazku D je malý ve srovnání s délkou akustické vlny Λ , D < Λ . Stejně tak i pro vlnovou délku světla platí λ < Λ . Úhel dopadu vlny optického záření je v tomto případě ϕ = 0 . Funkce tohoto deflektoru vychází z ohybu paprsku v materiálu s gradientním průběhem indexu lomu. Akustooptický materiál se tedy chová jako optický hranol. Vzrůstem kmitočtu zvuku klesne vlnová délka Λ a vzroste gradient indexu lomu v místech uzlů zvukové vlny. Na něm pak dochází k vychylování paprsku. Častěji se využívá deflektoru s vlnovou délkou akustické vlny podstatně menší než průměr svazku. Akustická vlna pak vytváří ohybovou mřížku a difrakce světla na ní probíhá buď v RamanNathově nebo v Braggově režimu. Deflektor v Raman-Nathově režimu znázorňuje Obr. 3.91b. Průměr světelného paprsku je podstatně větší než délka akustické vlny. Také délka dráhy optické vlny je srovnatelná s parametrem optické mřížky Λ a platí, že λ ≈ Λ . Optická vlna dopadá kolmo na směr šíření akustické vlny. Typ režimu deflektoru je charakterizován parametrem Q: Q = 2πλL Λ2

(3 - 59)

Pro Raman-Nathův režim platí Q ≈ 1 . Optická vlna tedy neprochází podélnými změnami indexu lomu. Vlna se láme do několika difrakčních řádů, jejichž směry šíření závisí na poměru mřížkové konstanty Λ a délky optické vlny λ . Účinnost difrakce je nevelká.

Obr. 3.91 režimu.

54

Akustooptický deflektor, a) v ohybovém režimu, b) v Raman-Nathově režimu, c) v Braggově

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.92 médiem.

Braggovský deflektor; a) se soustavou fázově zpožděných měničů, b) s opticky anizotropním

Braggův režim deflekce, viz Obr. 3.91c, se vyznačuje činitelem Q > 1 . Optická vlna dopadá na zvukovou mřížku pod r r r Braggovým úhlem α B určeným podmínkou k i + k s = k D viz Obr. 3.93. Energie dopadající vlny se na optické mřížce transformuje do jediné difragované vlny. Difrakční účinnost Braggovské difrakce bývá 70 ÷ 100% . Vzhledem k tomu, že úhel difragované vlny závisí nejen na kmitočtu zvuku, ale je svázaný s úhlem dopadu, je braggovský deflektor vzhledem ke změnám Ω s při konstantním úhlu dopadu značně úzkopásmový. K rozšíření pásma hodnot vychylovacích úhlů, které jsou specifikovány dvěma podmínkami k i + k s = k D , ω i + Ω S = ω D , přiObr. 3.93

Braggova podmínka.

čemž k S =& k i =& k D a Ω S << ω i , ω D , jsou konstruovány deflektory s akustickou vlnou vybuzenou několika vzájemně fázově zpožděnými akustickými měniči. Soustava takových měničů, viz Obr. 3.92a, produkuje rovinnou vlnu, jejíž směr závisí na kmitočtu zvukové vlny, což rozšíří pásmo braggovského synchronismu. Jiný způsob rozšíření pásma vychylování, znázorněný na Obr. 3.92b, je založen na použití akustooptického materiálu s optickou anizotropií, v němž je velikost vlnového vektoru optické vlny pro danou polarizaci závislá na směru šíření paprsku. Změna roviny polarizace difragovaného svazku závislá na úhlu odklonu zde dovolí podstatně rozšířit vychylovací rozsah. Elektrooptické deflektory

Obr. 3.94 Elektrooptické deflektory; a) s děleným hranolem, b) s klínovým hranolem, c) s kombinovaným hranolem.

Využívají změn fázové rychlosti vlastních vln elektrooptického krystalu způsobených vlivem vhodně orientovaného elektrického pole. Známá je konstrukce deflektoru s děleným hranolem, jehož horní klín je vyroben z elektrooptického materiálu s velikostí indexu lomu závislou na přiloženém napětí viz Obr. 3.94a. Paprsek je vychylován tak, jako by dopadal na materiál s gradientním průběhem indexu lomu. Jako vychylovacího elementu je možné použít i elektrooptického krystalu s výbrusem ve tvaru lámavého hranolu. viz Obr. 3.94b.Úhel odchýlení paprsku ϑ je závislý jak na vrcholovém úhlu klínu α , tak na

55

OPTOELEKTRONIKA jeho indexu lomu, který je řízen přiloženým napětím. Z takových klínů je pak možno sestavit kombinovaný hranol, Obr. 3.94c, v němž je k jednotlivým klínům přiloženo napětí s postupně se střídající polaritou. Taková kombinace zvýší jednak citlivost prvku, jednak počet rozlišitelných poloh. Jako vychylovací členy se v některých případech používají hranoly s umělým dvojlomem řízeným intenzitou elektrického pole, osvětlované mimo směr některé z hlavních os. Ty pak vykazují prostorový posuv mimořádného paprsku vzhledem k poloze řádného, který je možno řídit přiloženým napětím.

Obr. 3.95

Elektrooptický přepínač a dělič svazku s přirozeným dvojlomem v procházejícím světle.

Elektrooptické přepínače a děliče svazku Využívají většinou změn polarizace vlny procházející anizotropním krystalem ve směru některé hlavní osy řízených elektrooptickým jevem, popř. štěpení vlny procházející mimo směr hlavních os na řádný a mimořádný paprsek. Dopadá-li ve směru optické osy na anizotropní krystal 1 optická vlna s rovinou polarizace svírající se směry polarizace vlastních vln krystalu úhel 45° , dochází při fázovém posuvu dvou vlastních vln v elektrooptickém krystalu navzájem o úhel π 2 k transformaci původně lineárně polarizované vlny na vlnu kruhově polarizovanou, viz. Obr. 3.95. Fázově posunuté vlastní vlny tvoří ve dvojlomných krystalech 2 řádný a mimořádný paprsek a jsou vzájemně prostorově odděleny. Soustava pracuje jako dělič svazku. Při fázovém posuvu vlastních vln v elektrooptických krystalech 1 navzájem o úhel π dojde k otočení roviny polarizace procházející vlny o 90°, dvojlomným krystalem se pak šíří buď řádná nebo mimořádná vlna. Soustava může pracovat jako přepínač.

Obr. 3.96 Elektrooptický přepínač s dvojlomným krystalem v odraženém světle, 1 – deska dvojlomná,2 – zrcadlo, 3 – elektrooptický krystal.

Obr. 3.97 přepínač.

Vazební elektrooptický

Dvojlomné krystaly využívá i soustava s úplným odrazem na anizotropních deskách. Vychází z toho, že dvojlomný krystal má jinou optickou hustotu pro řádnou a mimořádnou vlnu. Je-li soustava z Obr. 3.96 ponořena v kapalině s vysokým indexem lomu, může na dvojlomné desce 1 pro mimořádný paprsek nastat totální reflexe, zatímco řádný jí projde beze změny směru. Ve funkci přepínače lze použít i páskové vlnovody s elektroopticky řízenou vazbou, viz Obr. 3.97. Změnou napětí v jednotlivých elektrodových soustavách je možno měnit přenos energie

56

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice z jednoho vlnovodu do druhého. Využívá se takového synchronismu, kdy na dané interakční délce přechází energie mezi vlnovody téměř beze zbytku.

Obr. 3.98 Interferenční elektrooptický přepínač.

Je známa také interferenční konstrukce přepínacího prvku s páskovým vlnovodem, která je založena na elektrooptické změně rozdílu optických drah dvou stejných modů v kruhovém rezonátoru páskového provedení. Změnou tohoto rozdílu se interferenční maximum stojaté vlny vzniklé superpozicí dvou protisměrně postupujících modů posouvá z oblasti ramene 1, viz Obr. 3.98, k rameni 2. Tento přepínač je však, podobně jako předchozí typ, jednomodový a vyžaduje použití koherentního záření. Je značně úzkopásmový, což omezuje možnosti jeho aplikace.

Děliče a přepínače s optickým dělením výkonu Tyto prvky se vyznačují mnohamodovým provozem a zejména možností zpracovávat nekoherentní záření s velkou šířkou pásma. Nejjednodušší z nich je tzv. Y-odbočnice vláknového nebo páskového provedení, které dělí výkon záření přicházejícího z ramene 1 do ramen 2 a 3 viz Obr. 3.99a podle ozařovaných ploch průřezů těchto ramen. Tato jednoduchá konstrukce, tvořená např. svařením vláken, se vyznačuje nenulovým vložným útlumem, neboť část dopadající energie je na nehomogenitě spoje transformována do zářivých modů. Jinou konstrukcí odbočnice je člen využívající válcové čočky SELFOC, tyčky s přísně definovaným gradientním profilem indexu lomu a velkým n. V naznačené konstrukci je použito dvou čoček s délkou tvořící polovinu ohniskové vzdálenosti čočky. Mezi nimi umístěné polopropustné zrcadlo či filtr, viz Obr. 3.99b, umožní potřebným způsobem rozdělit výkon z ramene 1 do ramen 2 a 3, válcové čočky zajistí fokusaci záření vycházejícího z apertury vlákna 1 do stejné plošky v místech vstupní apertury vláken 2 a 3. Konstrukce přepínače s kmitočtovým dělením větví, tzv. vláknového frekvenčního multiplexeru je znázorněn na Obr. 3.99c. Záření přicházející mnohamodovým vláknem 1 vytváří ve skleněném hranolu X rozbíhavý svazek ozařující válcovou či sférickou plochu opatřenou optickou mřížkou, která v odraženém světle rozkládá paprsky do různých směrů podle vlnové délky. V závislosti na frekvenci bude odražený sbíhavý paprsek dopadat na aperturu některého z vláken svazku 2. Jedná se opět o zařízení širokopásmová. Planární dělič optických svazků, viz Obr. 3.99d, je založen na využití klínové konstrukce přechodu z páskového na planární vlnovod. Energie přicházející z některého mnohamodového pásku 1 se na tomto klínovém přechodu transformuje z páskových vidů do vidů planárních šířících se s divergencí potřebnou pro ozáření Obr. 3.99 Prvky s optickým dělením výcelé soustavy výstupních přechodů vrstva – pásek. Na konu, a) svařovaná vláknová odbočnice, b) nich se dopadající energie, rozložená již více méně rovodbočnice s čočkou SELFOC, c) vláknový noměrně, transformuje na páskové mody. Tento širokofrekvenční multiplexer, d) planární dělič pásmový systém se však vyznačuje velkými vložnými svazků, e) křížová pásková odbočnice. útlumy. Zajímavá je konstrukce křížové odbočnice

57

OPTOELEKTRONIKA z mnohamodových páskových vlnovodů vytvořených na substrátu LiNbO3, Obr. 3.99e, elektroopticky, napětím mezi elektrodami a a b. Je-li elektroda c bez napětí, prochází záření z ramen l, l' k ramenům 2,2'. Spojením elektrody c s potenciálem b dojde k vytvoření vlnovodných kanálků kolem elektrod a s výrazně vyšším indexem lomu než oblast pod deflekční elektrodou c. Záření z ramen 1,1' se jimi šíří k ramenům 2 a 2'. Tento prvek je opět mnohamodové konstrukce, vyznačuje se tedy širokopásmovostí. Nevýhodou je poměrně slabé vedení světla v elektrooptických páskových vlnovodech.

3.5 Detektory optického záření Jsou do značné míry rozhodujícími prvky optoelektronického řetězce pro přenos a zpracování signálů. Převádí dopadající zářivou energii na některou měřitelnou elektrickou veličinu (proud, napětí) nebo změnu fyzikálních vlastností prvku (odpor, vodivost). Z hlediska principů činnosti je lze dělit do dvou skupin: → tepelné detektory jsou založeny na přeměně zářivé energie optické vlny v teplo a dete-

kují zvýšenou teplotu některé své části změnou některé své vlastnosti popř. vznikem termoelektrické síly. → kvantové detektory vychází z přímé interakce fotonů dopadajícího záření s elektrony či krystalovou mřížku materiálu detektoru. Využívají většinou vnitřního či vnějšího fotoelektrického jevu. V technické praxi jsou vlastnosti fotodetektoru charakterizovány řadou parametrů a závislostí nezbytných pro jejich efektivní provoz. Spektrální citlivost detektoru určuje míru odezvy prvku na monochromatický zářivý tok v celém používaném rozsahu vlnových délek:

S λ = (dU λ ) (dφ eλ )

(3 - 60)

Integrální citlivost detektoru specifikuje míru odezvy na celkový dopadající zářivý tok s obecným spektrálním rozložením výkonu: (3 - 61)

S = U φe

Koeficient využití zářivého toku charakterizuje míru podílu zářivého toku s danou křivkou spektrální hustoty výkonu na vzniku odezvy fotodetektoru ve srovnání s odezvou na monochromatický tok s vlnovou délkou v oblasti maximální spektrální citlivosti detektoru:  1 ∞  ∞  ⋅ ∫ S λ dφ eλ   ∫ dφ eλ  k =  S 0 0    λm 

(3 - 62)

Prahový tok charakterizuje hladinu vlastních šumů fotodetektoru. Je to tok nutný k tomu, aby odezva detektoru na něj převýšila úroveň šumového signálu: (3 - 63)

φP = σ N S Kde:

σN

je střední kvadratická odchylka šumového signálu.

Někdy se prahový tok udává jako tzv. ekvivalentní výkon záření vztažený k šumu NEP (Noise Equivalent Power). Detektivita D je často užívaný parametr vycházející z definice NEP. Číselně vyjadřuje poměr citlivosti detektoru k vlastním šumům:

58

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

D=

1 PNEP

(3 - 64)

Roste s rostoucí citlivostí a klesající úrovní vlastních šumů. Citlivost detektoru prodaný odstup signál/šum udává v logaritmické míře poměr světelného toku, nutného k získání odezvy detektoru s daným odstupem k úrovni vlastních šumů, vztaženého k normovací hladině výkonového toku 1mW: C=

φ b + 10 log P 2 φ0

Kde:

b

[dBm; dB, mW ]

(3 - 65)

je odstup signálu od šumu, φ P – prahový tok , PNEP, φ 0 - normovací hladina 1mW.

Dynamické vlastnosti detektoru jsou charakterizovány přechodovou a impulsovou charakteristikou g(t), h(t) jako odezvou elektrického signálu na jednotkový skok či impuls detekovaného záření a časovou konstantou τ charakterizující jejich průběh. Voltampérové charakteristiky a jejich síť pro různé intenzity ozáření určují statické chování prvku, jeho linearitu. Důležitou veličinou zejména u fotodiod a násobičů je proud za temna. 3.5.2 Absorpce záření, fotoelektrický jev

Absorpce záření látkou je jediný proces, který lze využít při detekci světla. Je plně určena závislostí Einsteinova koeficientu absorpce BMN na energii kvantového přechodu, doplněnou údajem o počtu částic n podílejících se na přechodu s danou energií. Dopadá-li tedy na pohltivé prostředí rovinná světelná vlna s plošnou spektrální hustotou výkonu I 0 (ω ) = ρ (ω ) ⋅ c , dochází v jednotce délky dz k absorpci kvant záření a ke snížení prostorové hustoty energie optické vlny: − dρ (ω ) = BMN (ω ) ⋅ n(ω ) ⋅ ρ (ω ) ⋅ I (ω ) ⋅

dI (ω ) hω =− c dz

hω   I (ω ) = I 0 exp − BMN (ω ) ⋅ n(ω ) ⋅ n(ω ) ⋅ ⋅ z  = I 0 exp(− bz ) c  

(3 - 66)

(3 - 67)

Činitel útlumu b je dán především závislostí BMN na energii přechodu a obsazením hladin mezi nimiž může dojit k absorpčnímu přechodu s daným kmitočtem. Tyto závislosti mohou být značně komplikované. Podle spektrální závislosti koeficientu absorpce rozlišujeme v podstatě dva typy pohlcování: → Rezonanční absorpce probíhá v plynech a v některých pevných látkách s diskrétním spektrem elektronových, fononových, spinových či jiných energetických hladin. → Pásová absorpce probíhá ve většině pevných látek. Podle dějů, které ji vyvolávají, lze absorpci členit na několik druhů: → absorpce foton-elektronová (jednofotonová, dvoufotonová), → absorpce s foton-fononovou interakcí, → absorpce se spin-fotonovou interakcí, → absorpce s kombinačním rozptylem, → absorpce Brilluenovým rozptylem.

59

OPTOELEKTRONIKA Vnější fotoelektrický jev Probíhá převážně v kovech, některých polovodičích a kysličnících. Dopad fotonů na látku při něm způsobuje to, že elektrony opouští absorpcí zářivé energie povrch materiálu. Aby mohly elektrony z vodivostního pásu opustit látku,je třeba jim dodat energii danou rozdílem energetické úrovně vakua a Fermiho energetické hladiny WP = WV − WF .Tento energetický rozdíl, tzv. ionizační energie elektronu,je dán součtem výstupní práce elektronu W A = WK − WF a afinity látky k vakuu WE = WV − WK , viz Obr. 3.100. Dopadem a absorpcí fotonu s energií alespoň rovnou ionizační energii může dojít k vyzáření elektronu z povrchu Obr. 3.100 Vnější fotoelektrický jev, fotoemise v materiálu polovodičmateriálu. Je-li energie fotonu kysličník. nižší, mohou se účinné absorpce zúčastnit jen nosiče obsazující energetické hladiny nad úrovní Fermiho. Zde však hustota obsazených stavů rychle klesá, klesá i fotoemise. Výstupní práce kovů a polovodičů je poměrně nízká, zatímco jejich elektronová afinita je velká. Naopak kysličníkové materiály se vyznačují nízkou, někdy i zápornou elektronovou afinitou. Většinou však mají vysokou výstupní práci. Ke zvýšení citlivosti fotokatod snížením celkové ionizační energie při současném snížení výstřelového šumu a temného proudu se používá emisních vrstev ze směsi práškového polovodiče vodivosti p s kysličníkovými materiály. Vlivem záporné afinity Cs2O mohou volné elektrony ve vodivostním pásu GaAs bez energetického deficitu přecházet na odpovídající úroveň vodivostního pásu Cs2O, z níž mohou tunelově opouštět povrch katody. Bez dopadu fotonů je v silně legovaném polovodiči p vodivostní pás velmi málo obsazený, což zaručuje nízký temný proud. Zakázaný pás polovodiče sice způsobuje vznik dlouhovlnné absorpční hrany, ale potlačí tepelný výstřelový šum fotokatody. Vnitřní fotoelektrický jev Vystupuje zejména u polovodičů, v nichž je vodivostní a valenční pás oddělen úzkým zakázaným pásem. Pohltí-li elektron ve valenčním pásu foton o energii vyšší než je šířka zakázané zóny, přechází do pásu vodivostního a přispívá ke zvýšení hustoty volných nosičů, čímž zvyšuje vodivost látky tzv. vlastní fotovodivostí Ke zvýšení vodivosti materiálu dochází zvýšením koncentrace nebo pohyblivosti volných nosičů. Měrná vodivost polovodiče je pak dána:

σ = e (nµ n + pµ p )

Kde:

n, p

µn , µ p

(3 - 68) jsou koncentrace elektronů a děr, jsou pohyblivosti elektronů a děr.

Příspěvek ∆ σ k vodivosti σ T vlivem osvětlení je dán ∆ σ = σ 0 − σ T = e (µ n ∆ n + n∆ µ n + µ p ∆ p + p∆ µ p ) Kde:

∆σ

σT

Obr. 3.101 Koncentrační a pohyblivostní fotovodivost.

60

(3 - 69) je měrná vodivost materiálu při ozáření, je měrná vodivost materiálu za tmy.

Koncentrační fotovodivost je způsobena absorpcí fotonů s energií jen o málo vyšší než šířka zakázaného pásu. Pohyblivostní složka se začíná projevovat při absorpci značně krátkovlnného záření nebo při dopadu fotonů s energií pod dlouhovlnnou mezí, způsobující přechody uvnitř pásů, viz Obr. 3.101. Koncentrační fotovodivost je ovlivňována

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice mnoha faktory. Změna koncentrace nosičů ∆ n , ∆ p závisí jednak na generační rychlosti Gn,p: Gn , p = φ eη n , p (hω )

(3 - 70)

která je dána dopadajícím zářivým tokem φ e a kvantovým výtěžkem absorpce η n , p , a na rychlosti rekombinace Rn,p, reprezentované dobou života τ n , p volných nositelů. Tedy: ∆n, ∆ p = Gn , pτ n , p

(3 - 71) 3.5.3 Fotoodpory

Jsou to homogenní struktury přímozónového polovodiče v polykrystalické i monokrystalické podobě, využívající vnitřní fotoelektrický jev, a zejména vzrůst koncentrační vodivosti s osvětlením. Typická závislost jejich spektrální citlivosti, viz Obr. 3.102, vykazuje pokles v oblasti vyšších vlnových délek, tzv. dlouhovlnnou mez, kdy zaniká koncentrační fotovodivost. Krátkovlnná mez je způsobená absorpcí na povrchu materiálu, která produkuje nosiče vázané na Obr. 3.102 Spektrální závislost fotovodipovrchové stavy, což způsobuje vznik prostorového náboje vosti a absorpce fotoodporu. a ochuzení ostatního objemu polovodiče. Podle vzájemného vztahu směru proudu procházejícího fotoodporem a směru dopadajícího záření rozlišujeme příčnou a podélnou konstrukci fotoodporu. Přírůstek proudové hustoty fotoodporem způsobený dopadem fotonů je dán vztahem: (3 - 72)

iF = ∆ σ ⋅ U l Proud fotoodporem je tedy: IF = e

φ e wd φ τ ⋅ ⋅ η k µτU = e wd η k hω l hω tp

(3 - 73)

Příčná konstrukce, viz Obr. 3.103a se vyznačuje tím, že její impedance má reálný charakter až do kmitočtů 10 ÷ 100 MHz . Délka l však spolu s velikostí přiloženého napětí ovlivňuje průletovou dobu t p = l (U ⋅ µ ) fotonosičů materiálem, a tím i mezní zpracovatelnou modulační frekvenci dopadajícího záření. Podélný fotoodpor, viz Obr. 3.103b, je kmitočtově omezen hlavně kapacitou polepů, která může být při větších aktivních plochách vysoká. Je u něho nezbytná transparentní elektroda. Lépe využívá pracovní plochu, při dostatečné tloušťce l zajistí úplné pohlcení dopadajícího záření. Citlivost fotoodporu, jak vidno z (3 73), závisí kromě geometrických rozměrů na rekombinační konstantě τ a zejména na jejím poměru ke průletové době proudových nosičů τ t p , který má být co nejvyšší, aby

Obr. 3.103 Konstrukce fotoodporu; a) příčná, b) podélná.

rekombinace nosičů relativně dlouho setrvávajících v objemu materiálu fotoodporu nesnižovala kvantový výtěžek absorpce. Spektrální charakteristiky fotoodporu závisí na šířce zakázaného pásu fotovodivého materiálu a na jeho struktuře. Spektrální citlivosti některých užívaných materiálů ukazuje Obr. 3.103.

61

OPTOELEKTRONIKA Impulsová odezva fotoodporu závisí na velikosti poměru doby průletu nosičů prvkem tp ku době života nadbytečných nositelů τ . Je-li k = t p τ << 1 , je

Obr. 3.104 Spektrální citlivosti fotoodporových materiálů; 1 – monokrystal CdS, 2 – napařená vrstva CdS: Cu,Cl, 3 – sintrovaný CdSe, 4 – sublimovaný CdSe: Cu,Cl, 5 – poly Si, 6 – napařený CdTe.

splněna podmínka příznivého kvantového výtěžku a horní mezní detekovatelná modulační frekvence světla je ohraničena hodnotou f H = 1 (2π t p ) . Ke zvýšení

fH je tedy nezbytné snižovat průletovou délku 1 a užívat vyšších napájecích napětí a materiálů s vysokým "temným" odporem. U monokrystalických přímozónových materiálů jako GaAs se mohou doby života τ pohybovat až na hranici 10 −8 ÷ 10 −9 s . Tenké polovodičové vrstvy příčného uspořádání, viz Obr. 3.105a mohou mít kmitočty 6 8 f H = 10 ÷ 10 Hz s malých kvantovým výtěžkem a nevelkou citlivostí. Rychlé podélné fotoodpory, viz Obr. 3.105b s monokrystalickými vrstObr. 3.105 Rychlé fotoodpory; a) příčný, b) podélný. vami dosahují mezních frekvencí až a dobrou citlivostí. Sintrované a napařované vrstvy mají doby života s dobrým volných kvantovým nosičů vvýtěžkem rozmezí 106 Hz −2 −4 −2 4 10 ÷ 10 s . Velkoplošná čidla s těmito vrstvami mají mezí frekvence f H = 10 ÷ 10 Hz , dosahují však vysokých citlivostí. Doby života nosičů v nepřímozónových polykrystalických i monokrystalických strukturách bývají kolem 10 −6 ÷ 10 −8 s . Dovolují realizovat fotoodpory se selektivní křivkou absorpce. 3.5.4 Fotodiody

Jejich funkce je založena na absorpci světla a generaci nadbytečných nositelů v nevlastním polovodiči většinou typu p či ve vrstvě intrizického polovodiče a na vzniku fotovoltaického jevu v p-n či p-i-n přechodu. Ve vrstvě p většinou závěrně polarizovaného přechodu dochází k silné absorpci záření a vzniku nadbytečných párů elektron díra. Procentuálně podstatněji se přitom zvýší koncentrace minorů. Ty jsou v blízkosti zavřeného přechodu vtahovány driftovým polem do depletiční vrstvy a zvyšují tak zbytkový proud přechodu.Proud přechodu v závěrném směru lze psát: I F = β cη e′ Kde: nosičů η e′

φe e − I 0 [exp(eU kT ) − 1] hω βc

(3 - 74)

je poměr nosičů, které prošly přechodem k celkovému počtu generovaných

je kvantový výtěžek vnitřního fotoelektrického jevu (je snižován rekombinačními procesy, proto je žádoucí, aby τ > t p ), I0

je temný zbytkový proud fotodiody.

Voltampérovou charakteristiku fotodiody ukazuje Obr. 3.106. Spektrální citlivost fotodiody je dána zejména šířkou zakázaného pásu polovodiče absorbujícího záření:

62

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

S λ = β cη e′

e hω

(3 - 75)

Mezní detekovatelný modulační kmitočet závisí při splnění podmínky τ >> t zejména na době průchodu minorů přechodem a na kapacitách přechodu. Velkoplošné hradlové fotonky mají proto mezní kmitočet řádu 10 kHz. Speciální konstrukce s vysokou rychlostí mohou dosahovat mezních kmitočtů řádově 1 GHz. Fotodioda PIN Obr. 3.106 Voltampérové charakteristiky fotodiody.

Obr. 3.107 Fotodioda PIN.

K dosažení vysokého mezního kmitočtu ω H >> 1 τ je nezbytné zkrátit na minimum průletovou dobu nosiče přechodem. Tato doba závisí u p – n přechodu na šířce ochuzené vrstvy, na intenzitě pole v ní a na difúzních konstantách nosičů generovaných mimo oblast přechodu. Proto se diody s krátkou dobou odezvy provozují v závěrném režimu s maximálním závěrným napětím, kdy je intenzita pole v depletiční vrstvě značná, a také rychlost nosičů náboje (minorů) je velká. Dobu odezvy však prodlužuje čas potřebný k tomu, aby nosiče generované v objemu polovodiče mimo oblast přechodu difúzí dosáhly oblast silného pole depletiční vrstvy. Konstrukce PIN nebo MIN, viz Obr. 3.107, dovoluje soustředit absorpci do vyprázdněné oblasti s vysokou intenzitou pole. Semiizolační vrstva I je obklopena tenkými kontaktními vrstvami n a p, které mohou pohltit jen zanedbatelnou část dopadajícího toku. Proto se většina fotonů pohltí v relativně tlusté vrstvě I, podél jejíž celé délky je v závěrném směru rozšířena depletiční vrstva. Semiizolační vrstva I navíc umožňuje použít vysokého závěrného napětí a dosáhnout v oblasti přechodu vysoké intenzity driftového pole, což významně přispěje ke zkrácení doby průletu generovaných nosičů diodou. Mezní kmitočty prvku závisí prostřednictvím průletové doby hlavně na šířce semiizolační vrstvy w, na intenzitě pole ve vyprázdněné oblasti a na pohyblivosti volných nosičů.

Protože je v PIN diodě značně potlačena absorpce v p a n vrstvách, kde pomalé nosiče snadno rekombinují, zvyšuje se u této diody kvantový výtěžek z hodnoty 0,5 platné pro rychlé p – n diody na 0,8 – 0,9. Doby odezev rychlých PIN diod klesající pod 1 ns. Obr. 3.108 Konstrukce PIN diod. Na Obr. 3.108a je typická epitaxní konstrukce germaniové PIN diody. Dlouhovlnná mez absorpce I vrstvy germania leží nad 1,5 µm . Pohyblivost nosičů v I vrstvě Ge není tak vysoká jako u Si. Vyšší vodivost izolační vrstvy Ge ve srovnání se Si způsobuje nižší průrazné napětí struktury, čemuž odpovídá i nižší závěrné pracovní napětí a driftová rychlost

63

OPTOELEKTRONIKA ( v s = 2 ⋅10 5 cm s ). Při šířce izolační vrstvy w > 2,5 µs je tedy průletová doba t p = 1,2 ns , tomu odpovídá mezní zpracovatelný modulační kmitočet dopadajícího záření f H = 800 MHz . Tab. 3.3. Vlastnosti laboratorních vzorků PIN diod, pozn. H - hranově ozařovaná..

Typ Si p-i-n H Si p-i-n Si Au-i-n

λ[µm] 0,5 – 0,7 0,4 – 1,1 0,38 – 0,8

ηk [ - ] 0,85 0,9 0,75

Si p-π-n H 0,4 – 1,1 0,9 Ge n-υ-p 0,6 – 1,65 0,5 Si p-i-n 0,4 – 1,1 0,8

t [ ns ] 0,1 3 5

C [pF] 1 3 4

I[A] 10 5,10 10

s [ mm ] 0,002 2 0,2

0,5 0,12 1

1,8 0,8 0,7

10 2.10 1,5.10

0,002 0,2

Výrobce Bell Laboratories RCA Un. Det. Technology laboratoř AN SSSR IEEE lab. Hewlett Packard

Křemíkové PIN diody se vyznačují nižším koeficientem absorpce vrstvy I, což vede ke zvětšení její tloušťky potřebné k udržení vysoké úrovně celkového útlumu detekované optické vlny. Zvětšení w je vzhledem k průletové době kompenzováno možností provozu při vyšších závěrných napětích a dosazením vyšších driftových rychlostí. Při šířce I vrstvy w = 70 µm a driftové rychlosti 5 ⋅10 6 cm s lze opět dosáhnout doby průletu t p < 1,2 ns , viz planární struktury z Obr. 3.108b. Podstatného zkrácení průletové doby nosičů lze dosáhnout v mesa struktuře osvětlované hranou, viz Obr. 3.108c. Dopadající tok je fokusován na úzkou plochu příčného průmětu vrstvy I, prochází v této vrstvě podél rozhranní i-p, i-n poměrně dlouhou drahou, na níž je účinně absorbován. Tloušťka vrstvy I může být tedy velmi malá, je omezena schopnostmi kondenzoru zaostřit dopadající záření na co nejmenší plochu, w = 1 ÷ 5 µm . Velmi vhodné jsou tyto diody ke spolupráci s jednomodovým světlovodem. Jejich odezva bývá řádově 0,1 na při η k = 0,8 . Namísto I oblasti lze využít i rozšířené Obr. 3.109 Spektrální závislost kvantového výtěžku depletiční vrstvy ve struktuře p - π - n nebo několika konstrukcí PIN diod. p - π - M, viz Obr. 3.108d. Depletiční vrstva je však zde ve srovnání s epitaxními vrstvami tenčí, dosažení potřebné úrovně účinné absorpce je obtížnější. Při kvantovém výtěžku η k = 0,5 získáme velmi krátkou odezvu t = 100 ps . Jako měřítko jakosti rychlých detektorů se zavádí tzv. činitel kvality G daný součinem kvantového výtěžku η k a horní mezní frekvence charakteristické pro daný prvek:

G = η k f H = η k (2π τ min )

(3 - 76)

U PIN fotodiod dosahuje činitel kvality hodnot G = 10 GHz . Spektrální vlastnosti některých typů PINdiod ukazuje Obr. 3.109. Lavinová fotodioda (APD) Je založena na p – n přechodu speciální konstrukce provozovaném v závěrném směru v blízkosti průrazu. Elektrické pole v depletiční vrstvě může dosáhnout takových hodnot, že volno nosiče zde získávají podél své střední volné dráhy rychlost, která dostačuje, aby kinetická energie jejich pohybu pře-

64

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice daná při nepružné srážce uzlu krystalové mříže vedla k jeho ionizaci. Kinetická energie volných nosičů tedy musí převyšovat energetickou bariéru zakázaného pásu. Srážkou takové částice s uzlem krystalu je generován pár elektron-díra. Jeho složky jsou dále urychlovány a podílejí se také na lavinovém násobení. Nosiče generované absorpcí fotonu v blízkosti depletiční vrstvy jsou difúzními a driftovými silami přiváděny do oblasti multiplikace, viz Obr. 3.110. Je-li oblast multiplikace v depletiční vrstvě delší než střední volná dráha nosičů náboje, dochází zde k ionizačním srážkám, při nichž s pravděpodobností α < 1 závislou na přiloženém napětí vznikají sekundární volné nosiče, které se s pravděpodobností β < 1 podílí na další ionizaci. Původně velmi slabý fotoelektrický Obr. 3.110 Lavinový přechod a oblasti multiplikace. proud je tak zesilován s činitelem zesílení rovným multiplikačnímu koeficientu M (M = celkový počet nosičů podílejících se na proudu přechodem / celkový počet nosičů generovaných absorpcí fotonů). Citlivost fotodiody tak roste. Roste však také úroveň vlastního, tzv. multiplikačního šumu. Nejnižšího šumového čísla a nejvyšší detektivity dosáhne dioda při napětí odpovídajícím hodnotě průrazu za tmy. V lavinovém režimu závisí zisk fotodiody kromě jiného zejména na velikosti závěrného napětí a na zbytkovém proudu I0, který je funkcí šířky zakázaného pásu. Velký zbytkový proud závěrně polarizovaných germaniových přechodů snižuje průrazné napětí, zvyšuje tepelné namáhání přechodu v blízkosti průrazu, snižuje střední volnou dráhu nosičů a omezuje činitel multiplikace M na hodnotu 200.

M =

1 U 1 −  R  U BR

Kde:

  

v

(3 - 77)

v = 1,5 ÷ 4 pro Si; 2,5 ÷ 9 pro Ge

U křemíkových diod lze dosahovat zisku 10 3 ÷ 10 4 . Je-li spád potenciálu v depletiční vrstvě dostatečně strmý a šířka multiplikační oblasti přibližně rovna střední volné dráze nosičů, pak první průchod nosičů fotoelektrického proudu přechodem vyvolá zhruba stejně velký přírůstek proudu, tedy počáteční proudový nárůst má strmost: dI I F = dt τ ′

Kde:

(3 - 78) IF je fotoelektrický proud, τ ′ - doba volného pohybu nosiče při saturační rychlosti rovnající se době průletu nosiče multiplikační oblastí.

Proud potom roste exponenciálně ke stacionární hodnotě I s = MI F podle zákona:

τ

dI I + = IF dt M

(3 - 79)

Tedy:

 t   I = MI F ⋅ 1 − exp −    Mτ ′   

(3 - 80)

65

OPTOELEKTRONIKA Časová konstanta růstu laviny a doba přechodové odezvy diody je tedy τ L − Mτ ′ , M-násobek průletové doby nosičů multiplikační zónou. vzhledem k průletovým dobám nepřesahujícím u lavinových diod τ ′ = 1 ps lze vypočítat činitel kvality: G = M ⋅B = M

1 2π τ L

=

1 2π τ ′

= 150 ÷ 200 GHz

Technologie výroby lavinových diod vyžaduje zvlášť důkladně zajistit prostorovou homogenitu přechodu a zamezit tak lokálním zvýšení intenzity pole nebo lokálnímu snížení průrazného napětí vlivem krystalografických poruch. To by vedlo ke zvyšování proudové hustoty v těchto místech, následovanému průrazem nebo doprovázenému snížením životnosti součástky. Nejnebezpečnější jsou v tomto směru nehomogenity a povrchové stavy na okrajích přechodu, které způsobují mikroprůrazy. Lokálnímu zvýšení intenzity pole se bráníme pokud možno plochou konstrukcí přechodu, bez změn tvaru a ostrých hran. Nejčastější konstrukcí lavinových diod je provedení s ochranným prstencem z materiálu s vyšším odporem než n+ vrstva přechodu, Obr. 3.111a. Prstenec snižuje vysokou intenzitu pole, která by vznikla zhuštěním siločar na malé ploše okraje sendviče n+, tak, že roztáhne depletiční vrstvu do větší tloušťky a povrch okraje do větší plochy. Difúzní APD využívá k homogenizaci přechodu metody dvojité difúze, kdy je nejdříve vytvořena p oblast, Obr. 3.111b, do ní pak s větším průměrem a nižší hloubkou n+. Přechod n+ - p nemá geometrické nerovnosti, je situován na vnitřní kruObr. 3.111 Provedení lavinových fotodiod; a) hové ploše. s ochranným prstencem, b) difúzní, c) mesa. Mesa epitaxní konstrukce využívá iontového leptání ke zkosení boční stěny diody do tvaru komolého kužele čímž jsou odstraněny povrchové defekty a stavy, které jsou jinak nejčastější příčinou průrazu diody. Podél plochy přechodu takto vytvořené mesy, viz Obr. 3.111c, vzniká nerovnoměrné rozložení proudové hustoty, což způsobí rozšíření depletiční vrstvy v okolí povrchové kružnice přechodu a stažení multiplikační oblasti do centrální homogenní oblasti přechodu, kde v tenčí depletiční Tab. 3.4. Vlastnosti laboratorních vzorků lavinových diod.

Typ

Vlnová délka [µm]

U[V]

M[-]

G [GHz]

S [ mm² ]

C [ pF ]

I[A]

Si, n-p, ochr. prstence

0,4 ÷0,8

23

104

100

0,002

0,8

5. 10-11

Si, n-p-πp+

0,6 ÷1,1

200

200

30

0,2

2

10-7

United Det. Technol.

210

200

100

-

1

10-8

IEEE lab.

16

200

60

0,002

0,8

10-8

Bell lab.

Si, p-n, mesa boční 0,6 ÷1,1 osvit Ge, n-p 0,8 ÷1,65

66

Výrobce

RCA

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice vrstvě nastává prudší spád potenciálu. Mesa konstrukci lavinové diody lze přizpůsobit i k osvětlování depletiční vrstvy z boku. Dopadající záření však musí být formováno optickou soustavou nebo může vycházet z apertury jednomodového vlákna. Fotodioda s heteropřechodem

Obr. 3.112 Heterostrukturní fotodioda.

Svou konstrukcí vylučuje absorpci záření v oblasti polovodiče vzdálené od depletiční vrstvy. Průzračné okénko této diody je tvořeno nikoliv tenkou vrstvou absorbujícího polovodiče, ale materiálem s široko zakázaným pásem, tedy materiálem opticky transparentním. Záření dopadající na plochu optického okénka prochází touto vrstvou bez útlumu a absorbuje se až v depletiční vrstvě heterostrukturního přechodu rozprostírající se povětšinou v materiálu s užším zakázaným pásem, viz Obr. 3.112. Minory, které vznikají absorpcí fotonů přecházejí přes rovinu přechodu a překonávají potenciálovou přehradu pásového výběžku strmého heteropřechodu tunelovým jevem. Pravděpodobnost tohoto tunelového průletu závisí na šířce bariéry, tedy na strmosti přechodu a velikosti závěrného napětí. Je vždy menší než jedna a snižuje celkový kvantový výtěžek pod hodnotu 0,8. Doba průletu nosičů depletiční vrstvou je oproti tomu extrémně krátká (tunelování probíhá rychlostí světla). Doba přechodové odezvy nepřevyšuje 10-10 s. Jakost této diody je tedy G =& 10 GHz . Integrální detektory s fotodiodou Využívají efektivní vazbu záření s aktivní oblastí přechodu diody. Integrální detektor s lavinovou diodou ukazuje Obr. 3.113a, využívá účinné velkoplošné vazby rovinné vlny s páskovým vlnovodem a přivedení optické energie na velmi malou plochu přechodu APD. Naznačená konstrukce dosahuje rychlosti přechodové odezvy τ p = 0,1 ns a

kvality G = 1010 ÷ 1011 Hz . Páskový vlnovod vytvořený na GaAs podložce epitaxí vrstvy s nižším indexem lomu (opticky izolační) následované vrstvou s větší optickou hustotou (opticky akObr. 3.113 Konstrukce integrálních fotode- tivní) přivádí v konstrukci z Obr. 3.113b zářivou energii na heterostrukturní diodu GaInAs-GaAs, v konstrukci tektoru. z Obr. 3.113c do oblasti lavinového násobení závěrně polarizovaného Schottkiho přechodu Pt-GaAs. V obou případech jde o velmi rychlé detekční prvky, jejichž přímá vazba na páskový vlnovod umožňuje dosažení vysokých hodnot činitele jakosti G = 5 ⋅ 1011 ÷ 1012 Hz . Takové detektory mohou s vysokou citlivostí detekovat signály s kmitočty do 5 GHz. 3.5.5 Fototranzistor

Je třívrstvá p-n-p nebo n-p-n struktura, v níž závěrně polarizovaný přechod báze-kolektor přitahuje minoritní nosiče, vzniklé v oblasti báze absorpcí světla. Namísto těchto nosičů vzniká v bázi prostorový náboj, který vtahuje do této oblasti nosiče stejného typu z emitoru. Nosiče injektované z otevřeného přechodu emitor báze získávají v oblasti báze takovou rychlost, že se na své volné dráze dostávají až do blízkosti kolektorového přechodu. Pole v depletiční vrstvě je pak vtahuje přes kolektorový přechod a dochází k zesilování fotoelektrického proudu, viz pásový energetický diagram na Obr. 3.114.

67

OPTOELEKTRONIKA Fototranzistor klasického planárně difúzního provedení, viz Obr. 3.114b, mívá vlivem dlouhé doby průletu minorů bází nízký mezní kmitočet f H = 1 MHz . Jakost prvku se pohybuje kolem 108 Hz. Kromě kvantového a termického šumu je signál z fototranzistoru zatížen i rozdělovacím šumem, což omezuje použití těchto detektorů většinou jen ke spínacím účelům. Mnohem nižší úroveň šumu vykazuje konstrukce z Obr. 3.114c spojující nízký šum fotoodporu s vysokou citlivostí fototranzistoru. Funkci příčného fotoodporu zde sehrává vysokoohmová vrstva ν , tranzistorovou strukturu tvoří dvojice opačně polarizovaných přechodů ν –p–ν . Při proudovém zesilovacím činiteli β = 20 dosahuje kvality G = 10 9 Hz . 3.5.6 Fotonásobiče

Jsou vakuové prvky využívající vnějšího fotoelektrického jevu. Dopadající tok způsobuje ve směsné katodě (polovodič typu p – kysličník) emisi elektronů. Emitované elektrony urychlovány a fokusovány elektrostatickou tryskou dopadají postupně na elektrody opatřené povlakem z materiálu a vysokým koeficientem sekundární emise (dynody). Na těchto elektrodách dochází k násobení dopadajících elektronů s koeficientem M = 5 ÷ 10 , viz Obr. 3.115a. Celkové zesílení fotoelektronů dopadajících na anodu je značné, M = 10 4 ÷ 10 7 , avšak časová konstanta přechodové odezvy je poměrně dlouhá, τ p = 10 −6 s . Podstatného zkrácení této doby se dosahuje Obr. 3.114 Fototranzistor a) pásové schéma, b,c) konstrukce, d) VA charakteristiky.

v koaxiální konstrukci fotonásobiče se zkříženým elektrickým a magnetickým polem, viz Obr. 3.115b. Vyšší rychlost a kratší dráha elektronů způsobují vzrůst mezního kmitočtu až na 6GHz, jakost u takového prvku dosahuje hodnot G = 1014 ÷ 1015 Hz . Využívá se pro nejnáročnější podmínky provozu v systémech družicových spojů. 3.5.7 Tepelné detektory

Obr. 3.115 Konstrukce fotonásobiče, a) klasická, b) koaxiální.

68

Pro svou funkci využívají změny zářivé energie optické vlny v tepelnou energii látky a závislosti spontánní dielektrické polarizace některých látek, tzv. segnetoelektrik, na teplotě. Pyroelektrikum, látka s nízkou Currieovou teplotou, vykazuje až do Currieova bodu spontánní elektrickou polarizaci závislou na teplotě látky. Jsou-li při teplotě T na polepech desky pyroelektrika takové indukované náboje, že výsledné napětí mezi polepy je nulové, dopadem fotonového toku dojde absorpcí ke zvýšení teploty látky a ke snížení úrovně spontánní polarizace doprovázené vznikem napětí mezi elektrodami, viz Obr. 3.116. Mezní frekvenci prvku nepříznivě ovlivňuje tepelná kapacita látky. Nejvyšší detekovatelná frekvence dosahuje hodnot 1MHz. Výhodou tohoto prvku je velmi příznivý průběh jeho spektrální citlivosti, spektrální citlivost pyrodetektoru je vyrovnána a nezávisí na frekvenci

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice v oblasti od LIR do LUV světla.

3.6 Konstrukční prvky a principy Možnosti, které nám skýtá přenos a zpracování signálů v planárních, páskových a vláknových vlnovodech, se staly v posledním desetiletí základem zrodu nových technických disciplin, integrované a vláknové optiky. Prostředky integrované a vláknové optiky jsou však vhodné k řešení jen některých úloh optoelektronických informačních systémů. V řadě případů je nutno prvky obou technických principů kombinovat a vzájemně vázat, konstruovat prostředky optické vazby se zdroji a detektory. 3.6.2 Integrovaní optika

Planární a páskové vlnovody vynikají neobyčejně bohatým spektrem způsobů a možností jak ovládat procházející koherentní i nekoherentní optické záření, jak je směrovat, transformovat formu, filtrovat, dělit, slučovat, odrážet, vychylovat a rozptylovat, a to ve všech případech na velmi malém prostoru s malou vynaloženou energií a vysokou rychlostí prováděných operací. Nabízejí se tak široké možnosti sdružovat několik členů optoelektronického řetězce pro přenos či zpracování informace do jediného bloku a tvořit tak vyšší konstrukční celky založené na jednotné struktuře a společných technologických procesech. Bloky integrované optiky pro zpracování informace dosahují mnohem příznivějších vlastností, než soustavy klasické. Za hlavní oblast použití těchto integrovaných bloků v nejbližší budoucnosti se pokládají optické a optoelektronické přenosové systémy s vláknovými světlovody. V prvé fázi jde o vytváření optického sdružování jednotlivých aktivních a pasivních součástek, uzlů a bloků optoelektronických systémů. V druhé fázi se počítá s vytvářením integrovaných optických analogových i digitálních signálových procesorů, které by představovaly nová nekonvenční řešení základních částí zařízení pro přenos a zpracování informací a v mnoha případech náhradu elektronických metod zpracování signálu optickými. Z geometrického a topologického hlediska lze integrované optické obvody rozčlenit na obvody planární optiky a monolitické integrované optické obvody. Hybridní integrované optické obvody využívají obou typů struktur v kombinaci s ryze elektronickým zpracováním.

Obr. 3.116 Princip funkce pyrodetektoru.

Prostředky planární optiky

Planární integrovaný optický obvod je obvykle celý tvořen na vhodné pasivní opticky bezeztrátové podložce technikou tenkých vrstev v kombinaci s technikou difúze a epitaxe.

Obr. 3.117 a) vazba se synchronismem modů, b) směrová vazba s klínovým přechodem, c) široko-pásmová varianta vazby vlnovodů, d) selektivní vazba s profilovaným vlnovodem.

69

OPTOELEKTRONIKA Planární optika dovoluje konstruovat základní stavební prvky, jako zdroje a modulátory, vhodné ke sdružování do integrovaných obvodů. Některé typy planárních a páskových fázových, amplitudových a intenzitních modulátorů jsou popsány v článcích 3.4.2 a 3.4.3. Možnosti konstrukce páskového provedení laseru s neodymovým sklem ukazuje Obr. 3.68 v článku 3.3.3. Článek 3.4.4 naznačuje některé možnosti konstrukce páskových přepínačů a děličů optického záření. Základem konstrukce mnoha členů planární optiky využívajících páskové vlnovody je směrová vazba, viz č. 3.4.3. Směrovou vazbu vykazují každé dva dielektrické Obr. 3.118 Úzkopásmový rezonanční filtr. vlnovody přiblížené k sobě tak, aby se jejich exponenciální pole vzájemně prolínala. Při tom účinného přenosu energie dosáhneme jen mezi takovými mody, které mají přibližně shodnou konstantu šíření β . Energie se pak, v závislosti na rozdílu fázových rychlostí modů a na místním rozdílu okamžité fáze šířících se modů, přelévá z jednoho vlnovodu do druhého. Změnou vzájemné vzdálenosti vázaných vlnovodů nebo lokálními změnami podmínek šíření v jednom z vlnovodů lze účinně prostorově modulovat vzá-

Obr. 3.119 Planární optické členy; a) jev na rozhraní vrstev s různou tloušťkou, b) planární hranol, c), d) planární čočka.

jemnou vazbu a dosahovat tak např. směrově či kmitočtově selektivních vlastností. Realizace zapojení soustav je principiálně velmi jednoduchá, dovoluje formovat i velmi složité uzly s velkým počtem svazků a dávat parametrům uzlu potřebné vlastnosti, např. rozdílnou závislost na kmitočtu, jednosměrnost některých ramen apod. Obr. 3.117 ukazuje některé možnosti využití směrové vazby páskových vlnovodů k realizaci odbočnic, slučovačů či filtrů. Kombinací směrové vazby s kruhovým páskovým rezonátorem je možno realizovat vysoce selektivní úzkopásmový vlnový filtr, viz. Obr. 3.118. Kmitočtové vlastnosti takového filtru jsou určeny jednak vlastnostmi vazeb a optickou délkou kruhového rezonátoru.

Obr. 3.120 Mřížkové prvky; a) disperzní člen, b) vazební člen.

70

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.121 Sdružená modulační a detekční soustava; 1 – buzení laseru, 2 – páskový laser, 3 – hranol,4 – magnetooptický modulátor, 5 – polarizátor, 6 – čočka, 7 – klínová vazba plenárního vlnovodu na pásek, 8 – filtr, 9 – selektivní vazba, 10 – páskový vlnovod detektoru, 11 – vazební prvek.

Rezonančními vlastnostmi se vyznačují i struktury využívající profilový planární či páskový vlnovod. S jejich pomocí lze vytvářet např. rezonanční soustavy pro koherentní zdroje, filtry i kmitočtové multiplexery a demultiplexery. V planárních vlnovodech je možno formovat i optické prvky, které upravují směr postupu vlnoplochy či její tvar, nebo které mění modovou strukturu procházejícího záření. Řada těchto prvků je založena na změnách tloušťky vlnovodné vrstvy a změnách materiálové struktury vlnovodu. Fázová rychlost šíření jednotlivých modů záření je totiž závislá na tloušťce vrstvy a také na indexu lomu látky pokrývající vlnovod. To umožňuje směrovat planární mody lomem či reflexí, viz Obr. 3.119a, konstruovat hranoly nanesením vrstvy s indexem lomu n > 1 , viz Obr. 3.119b, planární čočky, viz Obr. 3.119c, disperzní

a vazební mřížkové elementy, viz Obr. 3.120. Pro vytváření jemných nanesených periodických mřížkových struktur lze s výhodnou použít i holografii. Prvky a systémy planární optiky lze připravovat napařováním, naprašováním, difúzí, epitaxním růstem, pomocí iontové implantace či iontové substituce. Vhodnou demonstrací postupů planární optiky je např. sdružená modulační a detekční soustava duplexního dvojfrekvenčního optického spoje z Obr. 3.121. Monolitické optické integrované obvody

Obr. 3.122 Monolitické optické integrované obvody; a) modulovaný injekční laser se stabilizačním detektorem, b) univerzální modul optické vláknové trasy, 1 – vazba vláknopásek, 2 – řízená směrová odbočnice, 3 – injekční selektivní koherentní zesilovač (LD bez zpětné vazby), 4 – integrovaný detektor, 5 – LD, 6 – modulátor.

Jsou založeny na využití polovodičového monokrystalu jako podložky a technologií pro výrobu mikroelektronických integrovaných obvodů k vytváření jednotlivých elementů založených na funkci přechodu p-n nebo struktur MS, MIS a vrstev s rozdílnými indexy lomu. Je vypracováno několik metod umožňujících vytvářet potřebnou světlovodnou vrstvou strukturu s požadovaným rozdílem indexů lomů. Jde o epitaxní růst vrstev s různou konstrukcí příměsí (tím i různou koncentrací volných nosičů), heteroepitaxi, implantaci, aditivní a substituční difúzi. Jako podložka se pro obvody vhodné k práci s vlnovými délkami kolem 1 µm používá GaAs, pro práci v pásmu 1,3 ÷ 1,6 µm je vhodný InP. Světlovodné polovodičové vrstvy připravené kteroukoliv technologií je možné tvarovat do pásků nebo kanálků všemi dostupnými způsoby – iontovým leptáním, protonovým bombardováním či klasickou litografií.

71

OPTOELEKTRONIKA Ve funkci zdrojů pro monolitické obvody vystupují páskové struktury LED, LD a SLED naznačené v článku 3.3.2.. Jednou z nejvhodnějších a nejužívanějších struktur jsou LD s rozloženou zpětnou vazbou a Braggovým zrcadlem. Jako detektory bývají používány některé struktury s přímou vazbou světlovodu na APD, PIN nebo Schottkiho fotodiodu, viz integrální detektory z čl. 3.5.4. Ke konstrukci modulátorů bývá použito absorpčního principu s F-K jevem či útlumem v obohacené vrstvě přechodu p-n. Příklad jednoduchého integrovaného obvodu sestávajícího z jednomodového laseru s rozloženou zpětnou vazbou a z rychlého modulátoru a detektoru ke sledování úbytku zářivého výkonu LD ukazuje Obr. 3.122a. Vazba aktivní vrstvy laseru na páskový vlnovod je zde realizována klínovým přechodem. Na Obr. 3.122b je naznačena topologie složitějšího obvodu s jednomodovými páskovými světlovody použitelného jak ve funkci detektoru, opakovacího zesilovače, tak i vysílače. Klíčovými prvky jsou zde řízené směrové odbočnice, konstruované jako vertikálně oddělené jednomodové páskové vlnovody s elektroopticky proměnnými fázovými konstantami šíření zajišťujícími řízený vznik úplného fázového synchronismu při přechodu energie mezi pásky i přerušení vazby při průchodu energie budícím páskem. Hybridní obvody

Obvykle sdružují několik způsobů uspořádání. Bývají smíšené také z hlediska materiálového a technologického, často se v nich používá kombinace klasických polovodičových a speciálních optoelektronických materiálů a několika speciálních technologií. Využívají jak prvků planární optiky, tak členů monolitického provedení. Typickou aplikací je hybridní opakovač pro vláknový přenosový systém s barevným multiplexerem. Signál zde přichází do vstupního vlnovodu z něho jsou do jednotlivých větví opakovače odebírány selektivní vazbou s kruhovým rezonátorem jednotlivé nosné. Jejich signál je detekován a elektronicky obnovena modulační obálka. Elektrickým signálem je pak modulován injekční jednofrekvenční laser a energie navázána do výstupního vlnovodu. 3.6.3 Vláknová optika

Vláknová optika se zabývá konstrukcemi z vláken určených pro přenos světelné energie pomocí několikanásobných odrazů záření od stěn vlákna. Zabývá se jednak prvky pro realizaci optického zpracování dvojrozměrné informace – vláknovými svazky, jednak elementy na bázi optických vláknových vlnovodů. Obrazové vláknové svazky

Obr. 3.123 Hybridní opakovač pro vláknový přenos s barevným multiplexerem; 1 – filtr, 2 – detektor, 3 – regenerátor, 4 – injekční laser.

72

Optické vláknové svazky lze rozdělit do dvou skupin. První skupinu tvoří svazky s neuspořádaným uložením vláken. Vlákna v nich probíhají náhodně, jejich poloha v průřezu na vstupu není nikterak svázána s polohou na výstupu. Takové svazky jsou vhodné zejména k osvětlovacím účelům, tj. pouze k přenosu zářivé energie. Svazky druhé skupiny jsou svazky obrazové, jsou charakteristické uspořádaností vláken. Svazky určené pro zpracování obrazů jsou sestaveny z homogenních skleněných vláken průměru 10 ÷ 100 µm , pravidelně uspořádaných mezi vstupním a výstupním průřezem. Tyto orientované svazky umožňují přenášet prostorově diskretizovaný obrazový signál. Spečením svazku lze získat tuhou neohebnou

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice konstrukci, vlákna pak přijímají vícehranný tvar. V horkém stavu lze spečený svazek vytáhnout do kuželového tvaru a dosáhnout možnosti zvětšovat či zmenšovat přenášený obraz, samozřejmě beze změny rozlišovací schopnosti. Rozlišovací schopnost svazku závisí především na průměru vláken a jejich vzájemné optické nezávislosti. Ke zmenšení pronikání světla mezi vlákny bývá někdy povrch vláken před sestavením do svazku pokoven. Velmi často se konstruují svazky s cílenou změnou uspořádání, realizující pak žádané obrazové transformace. Kontrast přenášeného obrazu závisí na jakosti výroby vláken a na jejich sestavě. Základní výhodou svazků je přenos záření po zakřivené dráze a schopnost svazkových členů provádět řadu transformací obrazu. Vláknové svazky se používají v optických výpočetních systémech, v přehledových a vyhledávacích soustavách, v rozpoznávacích a paměťových systémech apod. Členy s optickými vláknovými vlnovody

Vláknová optika se zabývá také konstrukcí vláknových spojek a konektorů, viz čl. 3.6.4, realizací vláknových členů typu směrových odbočnic, multiplexerů a demultiplexerů, jak je naznačena v článku 3.4.4.. Zabývá se též specifickými problémy vazby energie do vláken a v poslední době také problematikou snímačů neelektrických veličin na bázi vláknových vlnovodů. Dalším zajímavým okruhem problémů vláknové optiky jsou vlnovody umožňující zesilovat či řídit přenos vedeného optického záření vlivem vnějšího osvětlení. Takové vlnovody pak mohou sloužit ke konstrukci vláknových laserů, viz čl. 3.3.3, či k realizaci optických klopných obvodů apod. 3.6.4 Vazební prvky členů integrované a vláknové optiky

Jsou členy zprostředkující přenos zářivé energie mezi jednotlivými typy přenosových prostředí. Realizují tedy vazbu mezi jednotlivými formami šíření elektromagnetické vlny, mezi prostorovou vlnou, planárními, páskovými a vláknovými mody. Jsou užívány k přizpůsobení optického výstupu vysílače s přenosovým médiem, k dosažení optimální vazby přenosového média s aktivní plochou přijímače či k realizaci převodu zářivé energie mezi dvěma různými typy optoelektronických soustav. Při převodu zářivé energie z jedné formy šíření do druhé je přitom sledováno několik faktorů, z nichž nejpodstatnější jsou vložný útlum a šířka pásma. Vložný útlum B postihuje ztráty energie při převodu mezi dvěma sledovanými formami šíření. Vychází z celkové sumy ztrátové energie tvořené zářivou energií vlny odražené od vazebního prvku, zářivou energií transformovanou do jiné než sledované formy výstupní optické vlny a energií přeměněnou absorpcí v teplo či jiný druh energie. Vložný útlum je udáván jako: B = 10 log

Kde:

P01 P02

P01, P02

(3 - 81) [dB] je optický výkon vstupní a výstupní formy zářivé vlny.

Šířka pásma převodu charakterizuje spektrální závislost vložného útlumu Bλ . Je to vyjádření míry schopnosti vazebního prvku transformovat jednu formu šíření optické energie v druhou při proměnné vlnové délce záření. Šířka pásma vazebního členu má tedy úzký vztah k možnosti prvku realizovat vazbu vln tvořených nekoherentním zářením. Je udávána rozdílem vlnových záření, při nichž vložný útlum vzroste o 3dB od minimální hodnoty. Podle konstrukčního provedení lze vazební prvky rozdělit na pevné a rozebíratelné. Z aplikačního hlediska rozlišujeme vazební prvky podle typů vzájemně vázaných prostředí. Vazba prostorové vlny s páskovými či planárními mody

Je nejčastěji využívaným typem páskového přechodu. Realizuje se většinou jedním ze tří nejrozšířenějších způsobů naznačených na Obr. 3.124. Obr. 3.124a znázorňuje uspořádání pro zavedení energie světelného svazku šířícího se prostorovou vlnou od zdroje do planárního nebo páskového vlnovodu pomocí hranolu. Hranol je od světlovodné vrstvy oddělen tenkou vzduchovou mezerou nebo tenkým filmem z imerzní kapaliny s tloušťkou (v některých případech podélně proměnnou) pohybující se ko-

73

OPTOELEKTRONIKA lem 0,1 µm . Index lomu materiálu hranolu nh je však mnohem vyšší než index lomu oddělovací vrstvy či světlovodné vrstvy vlnovodu (k výrobě hranolu je používáno natriumgermanátu Na2GeO3, s indexem lomu n → 3 ). Dopadá-li na šikmou stěnu hranolu světelná vlna a přichází-li k rovině základny pod úhlem totálního odrazu α B , proniká exponenciální vlna doprovázející totální reflexi až do světlovodné vrstvy pásku. Dopadající vlna pak může vybudit takový páskový mod, který má konstantu šíření β shodnou s průmětem vlnového vektoru dopadající prostorové vlny do směru tečného k rovině rozhraní a rovnoběžného s osou páskového vlnovodu.

β=

2π

λ0

nh sin α B

(3 - 82)

Další nutnou podmínkou pro vybuzení takového modu je existence nenulového průniku příčných polí Ex prostorové totálně reflektované vlny a buzeného vidu. Změnou úhlu dopadu α B se obě podmínky mění a jsou tedy excitovány různé vidy. Také opačně, při vyvázání energie z planárního či páskového vlnovodu hranolem, bude směr šíření vybuzené prostorové vlny záviset na velikosti konstanty šíření β modu nesoucího optickou energii. Intenzita prostorové vlny vyvazované z vlnovodu bud v příčném průřezu proměnná, s velikostí závislou jednak na okamžité hodnotě amplitudy záření modu, a také na tloušťce mezivrstvy v místě výstupu paprsku prostorové vlny z vlnovodu. Změnou šířky mezivrstvy popř. změnou indexu lomu materiálu, jímž je mezivrstva tvořena, lze v jistých mezích ovládat příčné rozložení intenzity vyvazované prostorové vlny. Obr. 3.124b ukazuje klínovou vazbu vlnovodových modů a prostorové vlny. Tento způsob vazby vychází z transformace vedených modů na mody zářivé, které opouštějí vlnovod a tvoří prostorovou vlnu. K transformaci modu dochází vlivem rozšiřování pásma jednovidovosti pásku, což vede k tzv. vytlačování vyšších vidů tím, že sklon horní stěny pásku způsobí změnu podmínek odrazu vedené vln na této rovině rozhraní. Při každém odrazu se úhel dopadu vlny na toto rozhraní zmenšuje o dvojnásobek vrcholového úhlu klínu. Postupně tak dojde k překročení mezního úhlu totálního odrazu dopadající vlny a mod předává částečnými odrazy svou energii prostorové vlně. Také tento přechod má disperzní vlastnosti., jednotlivé mody lišící se konstantou šíření generují prostorové vlny šířící se v různých směrech a mající Obr. 3.124 Typy vazby páskového vlnovodu odlišný průběh intenzity pole v příčném řezu. s prostorovou vlnou; a) hranolová vazba, b) klíObr. 3.124c představuje mřížkovou vazební nová vazba, c) mřížková vazba. součástku, jejímž základem je planární fázová mřížka způsobující periodickou prostorovou změnu vlnovodných vlastností pásku. Z páskového vlnovodu je tak vytvořen periodický vlnovod, který při zaručení fázového synchronizmu vedené a zářivé vlny může zajistit výměnu energie mezi těmito vlnami. Fázový synchronizmus prostorové a vedené vlny s periodickou strukturou je zajištěn, platí-li: k 0 sin α − β =

Kde:

74

k0

2π ⋅l Λ

l = 0, ± 1, ± 2,

,

je vlnové číslo prostorové vlny,

β - prostorová perioda mřížky.

(3 - 83)

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice K tomu, aby vazba rovinné vlny s vedenou byla účinná, je třeba zajistit, aby difrakční řád 1 mohl být co nejnižší, 1 = 1,2. Tomu odpovídá vysoká hustota mřížky – 1000 ÷ 5000 čar/mm pro viditelný obor záření. Účinnost konverze je u mřížkových součástek menší než u prvých dvou způsobů (asi 30% oproti 50 – 70% u hranolové a klínové vazby). Mřížkové součástky realizované expozicí fotorezistu holografickou metodou interferujícími svazky žádané prostorové vlny a pracovního páskového modu generovanými jediným koherentním zdrojem však mohou dosahovat i velmi vysoké účinnosti (až 90%), avšak ve značně úzkém kmitočtovém pásmu a jednomodovém provozu. Parametry vazby konkrétního typu prostorové vlny s jednomodovým vlnovodem provedené holografickou mřížkou jsou přesto bezkonkurenční. Technologická příprava hustých holografických mřížek je však velmi obtížná. Vazba pásek – pásek, vrstva – pásek

V článku 3.4.3 a 3.6.2 jsme se zmínili o možnostech převodu energie mezi souběžnými páskovými vlnovody a uvedli jsme některé aplikace vázaných vlnovodů. Kromě vazby dvou vlnovodů exponenciálním polem dvou stejných modů je často využívána vazba planárního a páskového vlnovodu bočním klínovým přechodem, viz č. 3.4.4. Jeho funkce je totožná s principem činnosti čelního klínového přechodu z Obr. 3.124 realizujícího vazbu páskového modu a prostorové vlny. Zcela obdobná je i situace na Obr. 3.125c, která znázorňuje klínovou vazbu dvou páskových vlnovodů. Čelním klínovým přechodem je možno vyvázat energie z buzeného pásku do planárního překrytí obou klínových konců, odtud pak opět v klínovitém zúžení planární krycí vrstvy energie přechází do nebuzeného vlnovodu. Takováto vazba vykazuje značnou šířku pásma, mnohamodový provoz a je reciprocitní. Vložný útlum klínových přechodů nebývá vyšší než 0,1 dB. Vazba mezi páskovým a vláknovým vlnovodem

Vazba páskového vlnovodu a vláknového vlnovodu je úloha Obr. 3.125 Principy vazby páskových a s velkým praktickým významem, neboť zajišťuje převod zářiplanárních optických vlnovodů, a) vazba vé energie mezi přenosovými prvky vláknové optické trasy a souběžných pásků s fázovým synchromonolitickými, planárními či hybridními vysílači, přijímači a nismem exponenciálních vln, b) boční opakovači optoelektronických přenosových systémů. Probléklín pásek-vrstva, c) čelní klín pásekmy této úlohy spočívají zejména v tom, že příčná struktura pásek. vláknového a páskového modu bývá odlišná, jádro vlákna má značně malé rozměry, z obalu vlákna již nevytéká exponenciální pole, a konečně je obtížné vytvořit dostatečně pevný a opakovatelný spoj odlišných konstrukčních dílů. Z těchto důvodů bývá vazba vlákna a pásku často málo účinná, obtížně nastavitelná a většinou nereciprocitní. Schéma z Obr. 3.126a využívá pro vyvázání energie z páskového vlákna zářivého modu vyvolaného ve vlnovodu nanesením kapky tekutiny s vysokým indexem lomu. V oblasti styku pásky s materiálem kapky se ruší podmínka totální reflexe, vysoký index lomu materiálu kapky způsobí, že energie vedeného modu opustí vlnovod v poměrně malé oblasti kapky formou prostorové vlny šířící se směrem určeným velikostí fázové konstanty šíření modu ve vlnovodu. Umístíme-li do kapky mnohamodový vláknový vlnovod s velkou NA a s čelem zabroušeným ve vhodném úhlu, může v něm prostorová vlna vytékající v místě kapky z pásku vybudit soubor vláknových modů. I když tímto způsobem dosahujeme vazby s účinností až kolem 50%, nastavení vazby je velmi citlivé na přesnost úhlu α. Je zřejmé, že se tento princip příliš nehodí pro sériovou výrobu. Kromě toho, při přenosu energie ve směru z vlákna do vlnovodu je účinnost obyčejně mnohem nižší, neboť pole ve vláknu nemá odpovídající exponenciální rozložení,které je nezbytné pro vybuzení zářivého modu pásku. Vazba z Obr. 3.126b využívá čelního klínového přechodu v jednomodovém páskovém vlnovodu tentokrát k vybuzení vlny podložky. Mnohamodové vlákno je vloženo do cylindrického otvoru

75

OPTOELEKTRONIKA v podložce vyplněného imerzní kapalinou a na jeho vstupní aperturu tvořenou buď zabroušeným čelem nebo obrobenou sférickou plochou dopadá část energie vidu podložky, který se tvoří na čelním klínu pásku. Aby bylo možno dosáhnout dobré energetické účinnosti vazby, je nezbytné při vazbě pásek-vlákno použít mnohamodového vláknového světlovodu s velkou plochou jádra a vysokou numerickou aperturou. Při vazbě energie z vlákna do vlnovodu je naproti tomu žádoucí rovnoměrné rozložení energie v příčném průřezu vlákna, tedy jednomodový provoz. Proto účinnou vazbu ve směru vlákno-pásek získáváme většinou jen s jednomodovým vláknem.

Obr. 3.126 Vazba vlákno-pásek; a) zářivým modem, b) vlnou podložky, c) zánikovým polem s fázovou mřížkou, d) ozářením apertury.

Obr. 3.127 Vliv geometrických nepřesností čelního styku vláken na vložný útlum vláknové spojky; a) radiální vychýlení čel, b) axiální vzdálenost čel, c) úhlová odchylka os.

76

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Mimo tyto případy vazeb se využívá i spojení optického vlákna bočním svarem s leptanou optickou mřížkou páskového vlnovodu, které sice dosahuje velmi dobrých parametrů, jeho provedení je však značně obtížné, viz Obr. 3.126c. Toto uspořádání je založeno v podstatě na prolínání zánikových polí obou světlovodů v oblasti s fázovou mřížkou, která uskutečňuje jejich vzájemné přizpůsobení. Tato vazba je plně reciprocitní. Tvarem, hustotou, sklonem a délkou mřížky lze vazbu v širokých mezích přizpůsobit konkrétním případům vazby. Je možno tak vázat jednomodové vlnovody s účinností až 85%, mnohovidové vlákno-jednomodový pásek s účinností přes 50%. Lze očekávat velmi dobrou účinnost i v případě vazby vlákna s nízkou NA. Vazba vlákno – vlákno

Vláknové spojky a konektory jsou v drtivé většině případů řešeny čelním stykem spojovaných vláken a převodem záření z jedné čelní plochy vlákna do druhé přes jisté více či méně imerzní prostředí nebo vhodnou optickou soustavu. takto realizovaný převod energie mezi vlákny však klade značné nároky na přesnost dodržení souososti vláken, na úpravu čel spojovaných vláken, na volbu vhodného imerzního prostředí zprostředkujícího přenos energie, na mechanickou stálost konstrukce, popř. na odvod ztrátového tepla ve výkonově namáhaných konstrukcích. Všechny zmíněné vlivy se mohou podílet na zvyšování vložného útlumu vazebního prvku. Nejčastější příčinou energetických ztrát ve vazebních členech je nedodržení souososti spojovaných vláken radiálním vychýlením konců vláken, angulárním vychýlením os vláken a přílišnou axiální mezerou mezi protilehlými konci vláken. Vliv těchto faktorů na vložný útlum vazby je znázorněn na obr. Obr. 3.127. Obr. 3.128 Ztráty částečným odraOptické ztráty způsobuje dále nestejný průměr či ovalita zem. jader a nestejná numerická apertura spojovaných vláken. Značné komplikace působí i skokové změny indexu lomu na cestě paprsku z jádra jednoho vlákna do jádra vlákna druhého, které jsou vždy doprovázeny částečnými odrazy a z toho plynoucí energetickou ztrátou. Činitel intenzitního přenosu t, při uvažování minimální vzdálenosti čel vláken, srovnatelných ploch čel a shodných apertur, je z Fressnelových vztahů pro kolmý dopad dán:  n −n t = t1 t 2 = 1 − 1 3 n1 + n3 

2

 n − n2  1 − 3 n3 + n 2  

2

  

(3 - 84)

Vložný útlum částečnou reflexí BR je pak dán: BR = 10 log

1 t

(3 - 85)

Lze jej potlačit jen zaručením převodu záření imerzním prostředím s malými změnami indexu lomu. Vložný útlum čelního styku dvou vláken s ideální geometrií, indexem lomu jádra n n1 = 1,6 a minimální vzduchovou mezerou mezi čely způsobený jen vlivem částečných odraz na rozhraních jádrovzduch dosahuje až 0,35 dB (v závislosti na velikosti numerické apertury). Nerovnost čel vláken způsobuje intenzivní rozptyl záření a zpětné odrazy, které mohou vazbu vláken zcela znemožnit. Konce vláken je tedy v nejjednodušším případě dlužno opracovat do hladkých rovinných či sférických ploch,kolmých na osu vlákna beze stop poškození. Přímé vláknové spojky K těmto vazebním součástkám seřadí nevratné spojení vláken lepením organickou pryskyřicí či svařováním viz Obr. 3.129a, b. Obr. 3.129a představuje konstrukci tzv. malé kapky lepeným či svažovaným spojem. Při sváření vláken se používá slití skloviny dvou sesymetrizovaných konců vláken zahřátých OH plamenem, stejnosměrným elektrickým výbojem či CO2 laserem na teplotu tání. Lepení je proti technologii svařování mnohem jednodušší, levnější a vhodnější pro provozní použití. Křehký

77

OPTOELEKTRONIKA spoj tvořený malou kapkou může být zpevněn podložkou a velkou kapkou lepidla viz Obr. 3.129b. Vyšší nároky na imerzní vlastnosti lepidla vyúsťují do horších vlastností lepené spojky vzhledem ke spojce svařované (0,2 dB oproti 0,15 dB). Útlum obou druhů spojek však rychle roste s každou nedo konalostí příčného vyrovnávání konců vláken. Mechanická pevnost spojek tohoto druhu dosahuje 60% pevnosti neporušeného vlákna. Nepřímé vláknové spojky Existuje několik konstrukčních principů nepřímých spojek, které k vytvoření spoje využívají nějakého trvalého přídavného prostředku zdokonalujícího, zlevňujícího či urychlujícího spojovací postup. Podle počtu spojovaných vláken je dělíme na jednovláknové a vícevláknové. Obr. 3.129c představuje spojku ovíjenou termokompresní pásku. Vlákna, i nestejných průměrů, jsou středěny stažením do trubičky z termoplastu. Zahřátím této spojky dochází ke slepení a smrštění plastové pásky, k dokonalému vycentrování a fixací obou vláken. Obr. 3.129d ukazuje spojku se skleněnou tvarovanou objímkou, do níž je z jednoho konce vlepeno spojované vlákno. Druhé spojované vlákno je při spojování vedeno zužujícím se profilem průřezu trubičky. Následným ohřátím se trubička s nižší teplotou měknutí než je teplota měknutí vlákna smrští a fixuje oba konce vláken. Na Obr. 3.129e je schematizována jednoduchá spojka fy Bell lab. Principiálně se zde využívá vedení vlákna V-drážkou. Skleněná "volná trubka" je vyplněna imerzní epoxidovou pryskyřicí. Po zavedení vláken se vlákna v jednom směru lehce ohnou, čtyřhranná trubka se natočí tak, že kolmý průmět os vláken tvoří úhlopříčku průřezu trubky, čímž dojde k vycentrování obou vláken v jednom vnitřním rohu. Zvýšení okolní teploty vyvolá vytvrzení pryskyřice. Útlum spojky je inzerován pod 0,1dB. Jinou variantu centrování vláken V-drážkou ukazuje Obr. 3.129f pro jednovláknovou spojku, Obr. 3.129 g pro spojku víceObr. 3.129 Konstrukce přímých a nevláknovou. Pro spojky méně než 15 vláken je tento typ, kde přímých vláknových spojek. podložku s V-drážkami tvoří křemíkový orientovaný monokrystal se selektivně leptanými rýhami, dvojrozměrný, pro vyšší počty vláken (až do 160) jsou navrhovány trojrozměrné systémy. Jednovláknová spojka z Obr. 3.129h využívá k vedení konců vláken tři kalibrované kovové válečky v termoplastové trubce trojhranného tvaru. Zahřátím se trubka smrští, válce vycentrují čela vláken a upevní jejich vzájemnou polohu. Optické vláknové konektory Kromě požadavků na pevné spojky přistupují u konektorů ještě požadavky na opakovatelnost spojení a reprodukovatelné vlastnosti spoje, což souvisí s mechanickou spolehlivostí, jednoduchou výrobou a údržbou. Požadavek opakovatelností spoje vylučuje přímý mechanický styk vláken, který by za přítomnosti prachových částic mohl způsobit poškození povrchu spojovaných vláken. Středící a vodící člen konektoru, který s dostatečnou přesností zajišťuje souosost, úhlovou deviaci a minimální vzdálenost čel vláken, je nosnou stěžejní částí konektoru. Jeho provedení a kvalita určuje také cenu konektoru.

78

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Obr. 3.130 Příklady konstrukcí vláknových konektorů; a/ s kamenem X, b/ s rozšířením svazku taperem, c/ se spojnou čočkou, d/ s čelním ozářením fy H –P.

Jsou známy konstrukce s přímým čelním ozářením apertury vláken i s technikou rozšířeného paprsku, kde vazbu obou vláken zprostředkují kuželovité vláknové členy či optické čočky. Systému vedení vláken V-drážkou obdobného spojce z Obr. 3.129f využívá konektor fy AEG Telefunken. Útlum této jednoduché, ale precizní konstrukce je na hranici částečných odrazů, b = 0,4dB. Firma ITT Can. využívá při konstrukci konektorů s přímou čelní vazbou zvládnuté technologie výroby ložiskových kamenů. Její konektor PVX 602 je založen na středící funkci tzv. X-kamene tvořícího zdířku, do něhož se vsouvá kolík s čelem tvořeným kuželem ze silikonové pryže, viz Obr. 3.130a. Tatáž firma inzeruje i konektory s rozšířeným svazkem. Rozšířený rovnoběžný svazek zformovaný kuželovým přechodem-taperem, Obr. 3.130b či spojnou čočkou, Obr. 3.130c dovoluje zvětšit příčné i podélné tolerance vzájemné polohy konců vláken na úkor úzké tolerance úhlového vychýlení jejich os. Komerční konektor fy Hewlett Packard, z Obr. 3.130d, určený pro spoj stepindexových SCS mnohamodových vláken je založen na středění dvou tejných konců vláken pružinovým válcovým tělískem. Tělesa konektorů s vlepenými a zabroušenými konci vláken se těsně zasouvají do středícího pružného kroužku, který zajišťuje i správný čelní rozestup vláken. Mechanická vazba těles konektorů je řešena mezičlenem osazeným jemným závitem s převlečnými maticemi na tělesech konektorů. Inzerovaný útlum je 1,1dB. Vazba prostorové vlny s vláknovými mody

Je to opět z velmi často řešených úloh. Řeší především otázku účinného převodu energie ze zdroje záření Obr. 3.131 Vazba prostorové vlny s vláknem; a) přímé ozáření do vláknového vlnovodu. Způsoby opracovaného čela, b) s mikroobjektivem, c) se sférickou čočkou, d) navázání energie prostorové vlny do s čočkovým rastrem. vláknových modů ukazuje Obr. 3.131. Vazba kvazirovinné prostorové vlny s vláknem je většinou zprostředkována přímým ozářením čela vlákna zabroušeného do rovinné či sférické plochy. Vložný útlum této přímé vazby však bývá 5 ÷ 10 dB . V případech potřeby zvláště vysoké účinnosti vazby je možno ozařovat plochu jádra sbíhavým kuželovým svazkem formo-

79

OPTOELEKTRONIKA vaným se záření zdroje mikroobjektivem se clonami, viz Obr. 3.131b. Clona 1 formuje stopu svazku v ohnisku objektivu tak, aby její průměr nepřevýšil průměr jádra vlákna, clona 2 omezuje vrcholový úhel kuželového svazku tak, aby nepřevýšil mezní úhel apertury vlákna. Mnohem častěji než s případem vazby kvazirovinné vlny do vlákna se setkáváme s vazbou vlákna s rozbíhavým nebo sbíhavým Gaussovým svazkem jaké produkují např. plošně či hranově zářící luminiscenční diody. Transformace Gaussova svazku, který je produkován zdrojem, do tvaru vlny vhodného k navázání do světlovodu je prováděna jednoduchými optickými elementy. Obr. 3.131c ukazuje dva případy vazby zdroje a vlákna pomocí kulové čočky. Pro bodové zdroje se používá uspořádání s hladce obrobenou skleněnou kuličkou průměru obyčejně srovnatelného s průměrem jádra vlákna (pro vlákna 200 120 se používá často koule s d = 90 µm ), s vysokým indexem lomu n ≈ 2 a separační vzdáleností od zářící plošky a, která do značné míry určuje účinnost vazby. Plošně zářící zdroje jsou vázány na vlnovod prostřednictvím kulové čočky s průměrem o málo větším než průměr pláště vlákna (vlákna 200 120 používají v tomto případě d = 300 µm ) opět s vysokým indexem lomu a v kontaktním uspořádání. Účinnost vazby oproti přímému ozáření čela tak lze zvýšit z 20 ÷ 30 % až na 80%. Obr. 3.131d ukazuje vazbu čočkovým rastrem formovaným ze zalévací pryskyřice o nízkém indexu lomu. Tento způsob je vhodný pro nekoherentní velkoplošné zářiče a vlákna s nízkou NA. Obr. 3.131e ukazuje vazbu se zalévací pryskyřicí s vysokým indexem lomu a opracovaným čelem vlákna. Vložný útlum těchto vazeb bývá 3dB. DOPORUČENÁ LITERATURA [3-1] Kučikljan, L. M.: Fizičeskaja optika volokonnzch svetovodov. Moskva, Energija 1979. Sodha, M.S. –Chatek, A.K.: Neodnorodnyje optičeskije volnovody. Moskva, Mir 1980. [3-2] [3-3] Tiedeken, R.: Volokonaja optika i jeje primeněnie. Moskva, Mir 1975. [3-4] Hass, g.: Physece on Thin Films. London, Academic Press 1969. [3-5] Optoelektronika, kvantovaje elektronika i prikladnaja optika I, II. Tbilisi, Mecniereba 1980. [3-6] Yariv, A.: Quantum Electronics. N. Y., J. Wiley and Sons 1975. Sharma, B. L. –Purohit, R.K.: Poluprovodnikovyje geteroperschody. Moskva, Sov. radio [3-7] 1979. [3-8] Casey, H.C. jr. –Panish, M.B.: Heterostructure Laserc I, II. N.Y., Academic Press 1978. [3-9] Shapiro, S.L. et all.: Ultrashort Ligt Pulses. N. Y., Springer-Verlag 1977. [3-10] Novik, A.E.: Gazorazrjadnyje lasery, Moskva, Radio i svjaz 1982. [3-11] Kaczmarek, F.: Vveděnije v fiziku laserov, Moskva , Mir 1981 [3-12] Pressley, R.J. –editor: Spravočnik po lazeram I, II. Moskva, Sov. radio 1978 [3-13] Blombergen, N.: Nělinějnaja optika, Mostva, Mir 1966. [3-14] Jedlička, M.: Fotoelektrický jev. Praha, SNTL 1975. [3-15] Milnes, A.G.: Semiconductor Devices and Integrated electronics. N. Y., Van Nostrand Reinholds comp. 1980. [3-16] Mihálka, P.: Optoelektronika. Bratislava, Alfa 1981. [3-17] Mikroelektronika III . Optoelektronika. Sborník přednášek. Praha, Knižnice ČSVTS 1981. [3-18] Mišek, J. –Kratěna, L.: Optoelektronika. Praha, SNTL 1979. [3-19] Nosov, Ju. R.: Optoelektronika. Moskva, Sov. radio 1977. [3-20] Osinskij, V.I.: Integralnaja optoelektronika. Minsk, Nauka i technika 1977.

80

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Seznam obrázků Obr. 3.1 Vlnoplocha s prostorově namodulovaným plošně diskretizovaným a spojitým obrazovým signálem. ............................................................................................................. 5 Obr. 3.2 Koherentní nosná. .................................................................................................................. 6 Obr. 3.3 Aproximace spektra koherentního zdroje. ............................................................................. 6 Obr. 3.4 Nekoherentní nosná vlna. ...................................................................................................... 6 Obr. 3.5 Princip optoelektronická generace informace........................................................................ 7 Obr. 3.6 Blokové schéma optoelektronického přenosového systému.................................................. 8 Obr. 3.7 Přenosový řetězec optoelektronické signálové a obrazové soustavy..................................... 8 Obr. 3.8 Bloková struktura soustav pro optoelektronické zpracování informace. ............................... 9 Obr. 3.9 Soustava pro optický záznam modulovaným optickým paprskem . ―— zápis, ----čtení........................................................................................................................................ 9 Obr. 3.10 Soustava pro kombinovaný optickoelektrický záznam. ―— zápis, -----čtení. ..................... 9 Obr. 3.11 Spektrum atmosférické absorpce. ........................................................................................ 11 Obr. 3.12 Typy atmosférických turbulencí. ......................................................................................... 12 Obr. 3.13 Planární nesymetrická třívrstvá struktura. ........................................................................... 12 Obr. 3.14 Typy šíření vln v třívrstvé struktuře; a) zářivý prostorový mod, b) mod podložky, c) vedený mod.......................................................................................................................... 13 Obr. 3.15 Fázový synchronismus při šíření vedeného modu. .............................................................. 14 Obr. 3.16 Diagram kmitočtové distribuce TE vidů v planárním vlnovodu......................................... 14 Obr. 3.17 Struktura příčného elektrického a magnetického pole tří nejnižších TE a TM vidů; a) TO0, TM0, b) TE1, TM1 c) TE2, TM2.................................................................................... 15 Obr. 3.18 Typy páskových vlnovodů; a) pohroužený, b) nanesený, c) skrytý pásek........................... 15 Obr. 3.19 Šíření planárních modů páskovou strukturou. ..................................................................... 15 Obr. 3.20 Závislost zobecněné konstanty šíření na zobecněném kmitočtu, a) pro pohroužený, b) pro skrytý pásek, při n2-n1<< n2, α→0................................................................................ 16 Obr. 3.21 Příčné rozložení elektrické intenzity několika základních HE a EH vidů v páskovém vlnovodu. ............................................................................................................................. 16 Obr. 3.22 Šíření planárních modů v profilovém vlnovodu. ................................................................. 17 Obr. 3.23 Pásmo jednovidovosti a vláknová konstrukce profilového vlnovodu. ................................ 17 Obr. 3.24 Periodický vlnovod.............................................................................................................. 18 Obr. 3.25 Přenos energie mezi vstřícnými vidy a mezi vedeným a zářivým videm v periodickém vlnovodu. ..................................................................................................... 18 Obr. 3.26 Způsoby šíření optického záření dvojvrstvým vláknem; 1) prostorová vlna, 2) vlna obalu,3) vlna jádra, 4) radiální mod, 5) spirálové mody...................................................... 19 Obr. 3.27 Vidový diagram dvouvrstvého vláknového vlnovodu......................................................... 20 Obr. 3.28 Struktura příčného pole elektrické intenzity několika základních vidů............................... 20 Obr. 3.29 Průběh skupinového zpoždění jednotlivých vidů stepindexového vlákna........................... 21 Obr. 3.30 Ohyb záření v nehomogenním materiálu............................................................................. 22 Obr. 3.31 Gradientní vlákno; 1) vlny profilu, 2) vlny pláště, 3) prostorová vlna, 4) profil 1/cosh²r, 5) exponenciální profil, 6) parabolický profil indexu lomu.................................. 22 Obr. 3.32 Dráha vyššího radiálního a osového modu v gradientním vláknu. ...................................... 22 Obr. 3.33 Rozšíření impulsu disperzí................................................................................................... 24 Obr. 3.34 Průběh vlnovodové materiálové a vlnové disperze u SiO2 vláken. ..................................... 24 Obr. 3.35 Graf závislosti útlumu barevným rozptylem na vlnové délce záření................................... 24 Obr. 3.36 Útlum absorpcí na nečistotách............................................................................................. 25 Obr. 3.37 Křivka závislosti celkového útlumu v základním materiálu na vlnové délce záření. .......... 25 Obr. 3.38 Tažení vláken; a/ metodou dvojitého kelímku, b/ metodou předformy............................... 26 Obr. 3.39 Příprava předformy;a/ metodou MCVD, b/ metodou VAD, c/ konsolidace předformy...... 26 Obr. 3.40 Typická spektrální závislost materiálového útlum křemenných vláken. ............................. 27 Obr. 3.41 Typy vláknových vlnovodů. ................................................................................................ 27 Obr. 3.42 Elektroluminiscenční kondenzátor; 1) kovová elektroda, 2) izolační vrstva, 3) luminofor, 4) transparentní elektroda, 5) skleněná podložka............................................... 29

81

OPTOELEKTRONIKA Obr. 3.43 Spektrum záření luminoforu ZnS v závislosti na aktivátoru, frekvenci a intenzitě budícího pole, 1) Cu, Cl, 200Hz, 7V, 2) Cu, Cl, 2kHz, 7V, 3) Cu, Cl, 2kHz, 14V, 4) Mn, 1kHz, 25V..................................................................................................................... 29 Obr. 3.44 Konstrukce homostrukturních elektroluminiscenčních diod, a) difúzně epitaxní, b) hemisférická, c) planárně difúzní......................................................................................... 30 Obr. 3.45 Konstrukce plošně vyzařující elektroluminiscenční DHS diody; a) Burrusova dioda, b) planárně epitaxní dioda.................................................................................................... 31 Obr. 3.46 Konstrukce DHS elektroluminiscenčních diod vyzařujících hranou; a) rotačně symetrická struktura, b) páskové provedení......................................................................... 31 Obr. 3.47 Směrová charakteristika a provedení LED; a) plošně emitující dioda jako kosinový zářič, b) optické ošetření výstupního svazku LED, c) provedení vazby páskové DHS na vlákno.............................................................................................................................. 32 Obr. 3.48 Wattampérová charakteristika LED..................................................................................... 33 Obr. 3.49 Spektrum elektroluminiscence GaP dotovaného dusíkem a komplexy Zn-O...................... 33 Obr. 3.50 Epitaxní struktura GaAs1-xPx diody a její elektroluminiscenční spektrum. ......................... 34 Obr. 3.51 Přechodové odezvy DHS diod, 1) GaAlAs-GaAs, 2) GaAlAs-GaAlAs.............................. 34 Obr. 3.52 DHS injekční laser (viz Tab. 3.2)......................................................................................... 35 Obr. 3.53 W-A charakteristika a emisní spektrum DHS laseru. .......................................................... 36 Obr. 3.54 Vznik vyšších laterálních modů a jejich vliv na vyzařovací charakteristiku páskové struktury. .............................................................................................................................. 36 Obr. 3.55 Laserová dioda; a/ s rozloženou zpětnou vazbou, b/ s Braggovým reflektorem.................. 36 Obr. 3.56 Jednomodové konstrukce LD; a) pásková, b) profilová. ..................................................... 37 Obr. 3.57 LD s vnořenou aktivní vrstvou............................................................................................. 37 Obr. 3.58 Konstrukce jednomodové LD. ............................................................................................. 37 Obr. 3.59 Přechodová charakteristika jednomodové LD. .................................................................... 38 Obr. 3.60 Konstrukce LD s vnějšími rezonátory; a) s dispersními čočkami 1, b) s mezním úhlem odrazu, c) s difrakční mřížkou 2, d) s interferenčním zrcadlem 3, e) s vazbou dvou diod. ............................................................................................................................ 38 Obr. 3.61 DHS superluminiscenční dioda............................................................................................ 39 Obr. 3.62 Emisní spektrum LED, LD, SLD......................................................................................... 39 Obr. 3.63 Rubínový laser; a) energetické spektrum Cr3+, b) spektrální čára spontánní emise, c) spektrum záření rtuťové výbojky a absorpční spektrum rubínu........................................... 40 Obr. 3.64 Pevnolátkový laser; a) s válcovou čerpací dutinou, b) s elipsoidní čerpací dutinou............ 40 Obr. 3.65 Modulace kvality rezonátoru; a) rotujících klínem, b) elektrooptickým přepínačem,1 – zrcadla, 2 – krystal, 3 – výbojka, 4 – polarizátor, 5 – Kerrova buňka. ............................. 41 Obr. 3.66 YAG laser; a) energetické spektrum Nd3+, b) příklady absorpčního spektra neodymu v různých krystalových mřížích. .......................................................................................... 41 Obr. 3.67 Miniaturní konstrukce laserů z ND: YAG a neodym-pentafosfátu...................................... 42 Obr. 3.68 Vláknový a páskový laser s neodymovým sklem. ............................................................... 43 Obr. 3.69 He-Ne laser, konstrukce a energetické spektrum. ................................................................ 44 Obr. 3.70 Pockelsův jev, a)podélné uspořádání, b) příčné uspořádání, c) způsoby kompenzace konstantní složky posuvu. .................................................................................................... 45 Obr. 3.71 Využití Kerrova jevu; K-Kerrova buňka, P-polarizátor, λ 4 -čtvrtvlná anizotropní fázová destička..................................................................................................................... 46 Obr. 3.72 Faradayův magnetickooptický jev. ...................................................................................... 46 Obr. 3.73 Kerrův magnetooptický jev.................................................................................................. 46 Obr. 3.74 Akustooptický jev, a) Braggova difrakce, b) optická a mechanická větev disperzní křivky zvukových kmitů. ..................................................................................................... 47 Obr. 3.75 Posuv dlouhovlnné meze tunelováním elektronu při Franz-Keldyšově jevu....................... 47 Obr. 3.76 Elektrooptický páskový fázový modulátor; 1 – pásek, 2 – elektrody, 3 – mřížková vazba pásku s prostorovou vlnou. ........................................................................................ 48 Obr. 3.77 Deflekční princip fázové modulace; 1 – deflektor, 2 – objektiv, 3 – optický klín............... 48 Obr. 3.78 DMD 128x128 bodů; 1 – zrcadlová fólie, 2 – kovová vrstva, 3 – kontakt zrcadla,3 – izolace hradla, 4 – kanály pro oddělení systémů, 5 – homogenizační vodivá vrstva........... 48

82

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice Obr. 3.79 Vakuový elektrooptický stránkovač; P – polarizátor, X – elektrooptický krystal,1 – základní elektroda, 2 – vrstva s vysokým činitelem sekundární emise, 3 – záznamový svazek, 4 – mazací svazek. .................................................................................................. 49 Obr. 3.80 Fázové stránkovače; a) transmisní rutikon, b) reflexní rutikon, c) PROM, 1 – transparentní elektroda, 2 – fotoodpor, 3) elastomer či elektrooptický krystal, 4 – izolant, 5 – fotorefrakční krystal, 6 – modulační vlna, 7 – modulovaná koherentní vlna.. .................................................................................................................................... 49 Obr. 3.81 a) Modulační charakteristika amplitudové a intenzitní polarizační modulace, b) elektrooptický a magnetooptický objemový modulátor. ..................................................... 49 Obr. 3.82 Planární magnetooptický polarizační modulátor. ................................................................ 50 Obr. 3.83 a) Elektrooptický planární polarizační modulátor, b) akustooptický planární modulátor............................................................................................................................. 51 Obr. 3.84 Principy interferenčních amplitudových modulátorů, a) Michelsonův interferometr, b) Mach-Zehnderův interferometr. ...................................................................................... 51 Obr. 3.85 Elektrooptický páskový interferenční modulátor................................................................. 51 Obr. 3.86 Elektrooptický páskový interferenční modulátor................................................................. 52 Obr. 3.87 Planární deflekční amplitudové modulátory; a) elektrooptický, b) akustooptický. ............. 52 Obr. 3.88 Polovodičové absorpční modulátory. .................................................................................. 52 Obr. 3.89 Páskový vazební modulátor; 1 – páskové elektrody, 2 – páskové vlnovody....................... 53 Obr. 3.90 Amplituda modu v buzeném a nebuzeném pásku vázaných vlnovodů. .............................. 53 Obr. 3.91 Akustooptický deflektor, a) v ohybovém režimu, b) v Raman-Nathově režimu, c) v Braggově režimu............................................................................................................... 54 Obr. 3.92 Braggovský deflektor; a) se soustavou fázově zpožděných měničů, b) s opticky anizotropním médiem. ......................................................................................................... 55 Obr. 3.93 Braggova podmínka............................................................................................................. 55 Obr. 3.94 Elektrooptické deflektory; a) s děleným hranolem, b) s klínovým hranolem, c) s kombinovaným hranolem.................................................................................................. 55 Obr. 3.95 Elektrooptický přepínač a dělič svazku s přirozeným dvojlomem v procházejícím světle. ................................................................................................................................... 56 Obr. 3.96 Elektrooptický přepínač s dvojlomným krystalem v odraženém světle, 1 – deska dvojlomná,2 – zrcadlo, 3 – elektrooptický krystal............................................................... 56 Obr. 3.97 Vazební elektrooptický přepínač. ........................................................................................ 56 Obr. 3.98 Interferenční elektrooptický přepínač. ................................................................................. 57 Obr. 3.99 Prvky s optickým dělením výkonu, a) svařovaná vláknová odbočnice, b) odbočnice s čočkou SELFOC, c) vláknový frekvenční multiplexer, d) planární dělič svazků, e) křížová pásková odbočnice.................................................................................................. 57 Obr. 3.100 Vnější fotoelektrický jev, fotoemise v materiálu polovodič-kysličník........................... 60 Obr. 3.101 Koncentrační a pohyblivostní fotovodivost.................................................................... 60 Obr. 3.102 Spektrální závislost fotovodivosti a absorpce fotoodporu.............................................. 61 Obr. 3.103 Konstrukce fotoodporu; a) příčná, b) podélná................................................................ 61 Obr. 3.104 Spektrální citlivosti fotoodporových materiálů; 1 – monokrystal CdS, 2 – napařená vrstva CdS: Cu,Cl, 3 – sintrovaný CdSe, 4 – sublimovaný CdSe: Cu,Cl, 5 – poly Si, 6 – napařený CdTe. ................................................................................................ 62 Obr. 3.105 Rychlé fotoodpory; a) příčný, b) podélný. ..................................................................... 62 Obr. 3.106 Voltampérové charakteristiky fotodiody. ....................................................................... 63 Obr. 3.107 Fotodioda PIN. ............................................................................................................... 63 Obr. 3.108 Konstrukce PIN diod. ..................................................................................................... 63 Obr. 3.109 Spektrální závislost kvantového výtěžku několika konstrukcí PIN diod. ...................... 64 Obr. 3.110 Lavinový přechod a oblasti multiplikace........................................................................ 65 Obr. 3.111 Provedení lavinových fotodiod; a) s ochranným prstencem, b) difúzní, c) mesa........... 66 Obr. 3.112 Heterostrukturní fotodioda. ............................................................................................ 67 Obr. 3.113 Konstrukce integrálních fotodetektoru. .......................................................................... 67 Obr. 3.114 Fototranzistor a) pásové schéma, b,c) konstrukce, d) VA charakteristiky. .................... 68 Obr. 3.115 Konstrukce fotonásobiče, a) klasická, b) koaxiální. ....................................................... 68 Obr. 3.116 Princip funkce pyrodetektoru. ........................................................................................ 69

83

OPTOELEKTRONIKA Obr. 3.117 a) vazba se synchronismem modů, b) směrová vazba s klínovým přechodem, c) široko-pásmová varianta vazby vlnovodů, d) selektivní vazba s profilovaným vlnovodem............................................................................................................................ 69 Obr. 3.118 Úzkopásmový rezonanční filtr........................................................................................ 70 Obr. 3.119 Planární optické členy; a) jev na rozhraní vrstev s různou tloušťkou, b) planární hranol, c), d) planární čočka................................................................................................. 70 Obr. 3.120 Mřížkové prvky; a) disperzní člen, b) vazební člen........................................................ 70 Obr. 3.121 Sdružená modulační a detekční soustava; 1 – buzení laseru, 2 – páskový laser, 3 – hranol,4 – magnetooptický modulátor, 5 – polarizátor, 6 – čočka, 7 – klínová vazba plenárního vlnovodu na pásek, 8 – filtr, 9 – selektivní vazba, 10 – páskový vlnovod detektoru, 11 – vazební prvek. ............................................................................... 71 Obr. 3.122 Monolitické optické integrované obvody; a) modulovaný injekční laser se stabilizačním detektorem, b) univerzální modul optické vláknové trasy, 1 – vazba vlákno-pásek, 2 – řízená směrová odbočnice, 3 – injekční selektivní koherentní zesilovač (LD bez zpětné vazby), 4 – integrovaný detektor, 5 – LD, 6 – modulátor........... 71 Obr. 3.123 Hybridní opakovač pro vláknový přenos s barevným multiplexerem; 1 – filtr, 2 – detektor, 3 – regenerátor, 4 – injekční laser. ..................................................................... 72 Obr. 3.124 Typy vazby páskového vlnovodu s prostorovou vlnou; a) hranolová vazba, b) klínová vazba, c) mřížková vazba........................................................................................ 74 Obr. 3.125 Principy vazby páskových a planárních optických vlnovodů, a) vazba souběžných pásků s fázovým synchronismem exponenciálních vln, b) boční klín pásek-vrstva, c) čelní klín pásek-pásek................................................................................ 75 Obr. 3.126 Vazba vlákno-pásek; a) zářivým modem, b) vlnou podložky, c) zánikovým polem s fázovou mřížkou, d) ozářením apertury.................................................................. 76 Obr. 3.127 Vliv geometrických nepřesností čelního styku vláken na vložný útlum vláknové spojky; a) radiální vychýlení čel, b) axiální vzdálenost čel, c) úhlová odchylka os. ......................................................................................................................... 76 Obr. 3.128 Ztráty částečným odrazem. ............................................................................................. 77 Obr. 3.129 Konstrukce přímých a nepřímých vláknových spojek.................................................... 78 Obr. 3.130 Příklady konstrukcí vláknových konektorů; a/ s kamenem X, b/ s rozšířením svazku taperem, c/ se spojnou čočkou, d/ s čelním ozářením fy H –P................................. 79 Obr. 3.131 Vazba prostorové vlny s vláknem; a) přímé ozáření opracovaného čela, b) s mikroobjektivem, c) se sférickou čočkou, d) s čočkovým rastrem. .................................. 79

84

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Seznam tabulek Tab. 3.1. Charakteristické hodnoty minima útlumu a disperze pro perspektivní druhy skel. .............. 25 Tab. 3.2. DHS injekční laser. ............................................................................................................... 35 Tab. 3.3. Vlastnosti laboratorních vzorků PIN diod, pozn. H - hranově ozařovaná.. ......................... 64 Tab. 3.4. Vlastnosti laboratorních vzorků lavinových diod. ................................................................ 66

85