PŘÍRODOVĚDECKÁ FAKULTA UNIVERZITY PALACKÉHO V OLOMOUCI katedra optiky
FRVŠ projekt 956/2008/A
Vláknová optika na telekomunikačních vlnových délkách Soubor experimentálních úloh
L. Bartůšková, M. Dušek, J. Fiurášek Z. Hradil, M. Ježek, M. Mičuda, L. Slodička 2008
Poděkování: Děkujeme Ministerstvu školství, mládeže a tělovýchovy za poskytnutí finančních prostředků prostřednictvím Fondu rozvoje vysokých škol (FRVŠ), bez kterého by mini skriptum nemohlo vzniknout. Dále děkujeme Přírodovědecké fakultě a Katedře Optiky PřF UP v Olomouci za finanční a materiální podporu. kolektiv autorů
Obsah Úvod
5
1 Fotodetektory v optických komunikacích 1.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.2 Polovodičové fotodetektory . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.3 Základní parametry fotodetektorů . . . . . . . . . . . . . . . 1.4 Měření senzitivity fotodiody . . . . . . . . . . . . . . . . . . 1.5 Měření temného proudu PIN fotodiody a určení NEP . . . . 1.6 Srovnání doby odezvy a tvaru výstupního pulzu pro rozdílné PIN fotodiody . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . .
7 . 7 . 7 . 8 . 12 . 13 . 14
2 Měření parametrů vláknových děličů svazku 16 2.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 16 2.2 Měření dělícího poměru vláknového děliče svazku . . . . . . . 18 2.3 Měření dělícího poměru vláknového VBS . . . . . . . . . . . . 20 3 Měření interferenčního kontrastu Machova-Zehnderova interferometru 3.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2 Měření . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2.1 Popis sestavy pro měření . . . . . . . . . . . . . . . . . 3.2.2 Optimalizace kontrastu interference . . . . . . . . . . . 3.2.3 Měření závislosti kontrastu na rozdílu ztrát v ramenech interferometru a na dělícím poměru výstupního děliče . 4 Kalibrace fázových modulátorů 4.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 4.1.1 Elektrooptický fázový modulátor 4.1.2 Piezoelektrický fázový modulátor 4.2 Měření půlvlnného napětí . . . . . . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
. . . .
23 23 24 24 26 26 29 29 29 31 32
5 Měření modulu autokorelační funkce polovodičového laseru 35 5.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 35 5.2 Měření . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 36 6 Frekvenční multiplex 39 6.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 39 6.2 Realizace jednosměrného WDM systému . . . . . . . . . . . . 40 6.3 Měření ztrát v jednotlivých kanálech WDM . . . . . . . . . . 42 3
6.4 Měření přeslechů mezi kanály WDM . . . . . . . . . . . . . . 43 6.5 Realizace duplexního WDM systému . . . . . . . . . . . . . . 44 7 Jednofotonový detektor a jeho vlastnosti 7.1 Úvod . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 7.2 Princip funkce jednofotonového detektoru . . 7.3 Vlastnosti lavinových fotodiod . . . . . . . . 7.4 Poissonovo rozdělení . . . . . . . . . . . . . 7.5 Měření šumu APD detektoru . . . . . . . . . 7.6 Měření statistiky počtu fotonů velmi slabého
. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . signálu
. . . . . .
. . . . . .
. . . . . .
. . . . . .
Příloha: manuály a technické specifikace použitých přístrojů
4
. . . . . .
46 46 46 48 49 50 51 55
Úvod Prudký rozmach Internetu silně ovlivnil a pozměnil tvář moderní společnosti. Tato informační revoluce přitom do značné míry vděčí za svůj vznik rozvoji globálních optických komunikačních sítí, jež umožňují vysokokapacitní přenos dat mezi kontinenty rychlostí světla. Páteří těchto sítí jsou optická vlákna, jimiž se šíří signál v podobě laserových optických pulzů na vlnových délkách v blízké infračervené oblasti, kde tato vlákna vykazují minimální disperzi a útlum. Optický přenos a zpracování informace tak dnes představují velmi významnou součást moderní optiky. Cílem tohoto souboru laboratorníh úloh, jenž vznikl v rámci řešení projektu FRVŠ Vláknová optika na telekomunikačních vlnových délkách, je seznámit studenty se základními důležitými poznatky a praktickými dovednostmi v oblasti optických vláknových komunikací. Toto mini skriptum se skládá celkem ze sedmi laboratorních úloh. V první úloze se student prakticky obeznámí s vlastnostmi polovodičových detektorů běžně používaných v optických komunikačních systémech a provede měření důležitých parametrů těchto detektorů. Druhá úloha je věnována měření parametrů vláknových děličů svazků, což jsou základní komponenty umožňující realizaci složitějších vláknových optických systémů, zejména pak interferometrů. S vláknovým Machovým-Zehnderovým interferometrem se student podrobně seznámí při řešení třetí úlohy, jejímž cílem je provést měření závislosti interferenčního kontrastu vláknového interferometru na různých parametrech jako jsou dělící poměry použitých vláknových děličů. Součástí vláknových interferometrů jsou fázové modulátory, jež umožňují kontrolovaně měnit fázi záření v daném rameni interferometru. Kalibraci těchto fázových modulátorů je věnována čtvrtá úloha. Student se seznámí s elektrooptickými i piezoelektrickými modulátory a provede měření jejich půlvlnného napětí. Pomocí interferometru je mimo jiné možné studovat koherenční a spektrální vlastnosti záření. V páté úloze je vláknový MZ interferometr využitý k měření modulu autokorelační funkce záření polovodičového laseru. Šestá úloha je věnována problematice frekvenčního multiplexu v optických komunikacích. Tato technika umožňuje významně zvýšit kapacitu optického komunikačního systému pomocí paralelního přenosu informace na několika vlnových délkách. V úloze bude studován nejjednodušší frekvenční multiplex využívajích paralelního přenosu signálu na dvou vlnových délkách 1330 nm a 1550 nm. Konečně v sedmé úloze se student seznámí s vlastnostmi jednofotonových detektorů, které se využívají v pokročilých moderních metodách optické komunikace, jake je např. kvantová kryptografie. Každé z témat obsahuje motivaci, obecný úvod, potřebnou teorii, popis 5
řešení a popis experimentální realizace příslušných úloh včetně schémat a fotodokumentace. Prezentované podrobně zpracované úlohy zlepší praktické znalosti studentů v oblasti vláknové optiky a detekce světla a rozvinou jejich experimentální dovednosti. Úlohy jsou určené především pro studenty třetího ročníku bakalářského studia oboru optika a optoelektronika a prvního ročníku navazujícího magisterského studia. I přes podrobné zpracování se při realizaci úloh předpokládá odborné vedení. Zvláště je třeba zdůraznit seznámení s bezpečností práce a používání ochranných pomůcek na pracovišti. Laboratorní úlohy také představují motivaci k bakalářským a diplomovým prácím. Mini skriptum a další materiály vytvořené v rámci projektu jsou zpřístupněny na internetových stránkách našeho pracoviště.
6
1 1.1
Fotodetektory v optických komunikacích Úvod
Většina moderní komunikační a vláknové techniky pracuje v blízké infračervené oblasti spektra, konkrétně na vlnových délkách 1310 nm a 1550 nm. V okolí těchto vlnových délek vykazuje světlo minimální útlum v běžně používaných křemenných vláknech. Pro vlnovou délku 1310 nm je i materiálová disperze křemenného vlákna minimální [1], což umožňuje spolu s dalšími technologiemi provozovat komunikační linky s běžnými přenosovými rychlostmi řádu 10 až 100 Gb/s. Byla překonána i hranice jednoho terabitu za sekundu [2]. Vysoká přenosová rychlost klade nároky na všechny prvky komunikačního kanálu, detektory světla nevyjímaje. Parametry použitých fotodetektorů kriticky ovlivňují demodulaci informace přenášené optickým signálem. V této kapitole se stručně seznámíme s nejpoužívanějšími polovodičovými detektory světla založenými na principu vnitřního fotoelektrického jevu. Po stručném popisu struktury PN fotodiody a PIN fotodiody budou vysvětleny jejich základní parametry, jmenovitě senzitivita, kvantová účinnost, temný proud, linearita, šířka pásma a související doba odezvy. Náplní následujících úloh bude měření vybraných parametrů fotodiod.
1.2
Polovodičové fotodetektory
Polovodičové fotodiody jsou obvykle založeny na jednoduchém P-N přechodu dvou rozdílně dopovaných materiálů s vodivostmi typu P a N. V oblasti přechodu vzniká ochuzená vrstva, jejíž parametry jsou určeny typem materiálu, dopováním a přiloženým napětím. Kvanta dopadajícího elektromagnetického záření s frekvencí ν, ν > νmin , mohou vyvolat vnitřní fotoelektrický jev a generovat páry elektron a díra. Mezní frekvence νmin záření je dána tvarem a velikostí zakázaného pásu použitého polovodičového materiálu, viz tabulku 1. Nosiče náboje generované v ochuzené vrstvě přispívají k elektrickému proudu tekoucímu fotodiodou. Fotodiody se používají ve dvou základních zapojeních. V případě fotovoltaického režimu, známého ze solárních panelů, pracuje fotodioda v nelineární oblasti závislosti proudu na napětí. Osvětlená fotodioda generuje napětí, které lze detekovat na jejich elektrodách a dále zpracovávat. Závislost napětí na optickém výkonu dopadajícího záření je nelineární a dynamický rozsah nízký. Prakticky lze toto zapojení použít jen pro malé optické výkony a aplikace nevyžadující krátkou dobu odezvy. Fotovodivostní režim se vyznačuje přiložením napětí URB v závěrném směru a rozšířením ochuzené vrstvy. V anglické literatuře se tento režim 7
označuje výrazem reverse-biased mode a příslušné napětí reverse bias voltage. Rozšíření ochuzené vrstvy zvýší pravděpodobnost detekce kvanta záření a současně sníží kapacitu P-N přechodu a tím i dobu odezvy fotodiody. Šum je záporným předpětím zvýšen pouze nevýrazně. Pokud na fotodiodu nedopadá záření, je generován pouze temný proud, z anglického dark current. Po ozáření dochází ke generaci nosičů a na výstupu fotodiody lze měřit fotoproud prakticky lineárně úměrný dopadajícímu optickému výkonu v rozsahu několika řádů. Pro velmi nízké optické výkony, obvykle řádu nW nebo desítek nW, je generovaný fotoproud srovnatelný s temným proudem. V případě optických výkonů řádu desítek mW začíná docházet k saturaci a fotodioda ztrácí lineární odezvu, především pro krátké optické pulzy. Ve většině detekčních schémat však dochází k saturaci navazujících elektronických obvodů již při nižších optických výkonech. Výsledný proud tekoucí fotodiodou lze zpracovávat napěťovým zesilovačem zesilujícím napětí na zatěžovacím rezistoru s elektrickým odporem Rload nebo alternativně převodníkem proudu na napětí lépe zachovávajícím dobu odezvy fotodiody při daném celkovém zesílení. materiál vzorec křemík Si germanium Ge indium galium arsenid Inx Ga1−x As
λmax ηmat 1,2 µm 99% 1,9 µm 88% 2,6 µm ? 98%
Tabulka 1: Mezní vlnové délky záření vyvolávající fotoproud v často používaných polovodičových materiálech a jejich maximální kvantová účinnost. Poměr x In v InGaAs se mění podle použitého materiálu substrátu a podle cílové aplikace. Typická hodnota x = 0,53 dává mezní vlnovou délku 1,7 µm. Se vzrůstajícím poměrem x roste mezní vlnová délka až k 2,6 µm pro x = 0,82.
Další možností zvýšení pravděpodobnosti detekce kvanta záření a především zkrácení doby odezvy je rozšíření ochuzené vrstvy zavedením nedopované vrstvy použitého polovodiče s vlastní vodivostí mezi P a N oblast, viz obrázek 1.1. Fotodioda s touto konstrukcí se označuje jako PIN dioda, z anglického P-Intrinsic-N diode. Pro optické komunikační účely jsou používány PIN diody obvykle s malou aktivní plochou, které dokáží zpracovat signály s šířkou pásma řádu GHz až desítek GHz.
1.3
Základní parametry fotodetektorů
Struktura vrstev PN či PIN, použitý materiál, velikost aktivní plochy a další konstrukční parametry určují detekční vlastnosti fotodiody. Jejich správná analýza a výběr fotodiody je nutnou podmínkou pro úspěšnou realizaci libo8
Obrázek 1.1: Schéma struktury polovodičové PIN fotodiody s nedopovanou I vrstvou mezi P a N dopovanými oblastmi, viz text. Zeleně znázorněná horní vrstva představuje antireflexní úpravu povrchu. volného komunikačního protokolu [3, 1]. Mezi nejdůležitější vlastnosti fotodiod patří senzitivita, kvantová účinnost, temný proud, NEP, linearita, šířka pásma a související doba odezvy. Senzitivita či citlivost fotodetektoru je definována poměrem generovaného fotoproudu I a dopadajícího optického výkonu P , S=
A . W
I P
(1.1)
Senzitivita fotodiody závisí na vlnové délce dopadajícího záření a to různě pro různé použité materiály a dopanty. Senzitivita dále závisí přímo úměrně na tloušťce ochuzené vrstvy či nedopované I vrstvy a na kvalitě antireflexní úpravy povrchu. Pro používané polovodičové materiály s vysokým indexem lomu mohou být ztráty odrazem bez antireflexních vrstev značné, například 33% u InGaAs s indexem lomu přibližně 3,7. Výrobci obvykle uvádí maximální dosažitelnou senzitivitu a příslušnou vlnovou délku. Často bývá uváděn také rozsah vlnových délek, pro které senzitivita klesá nejvýše na polovinu její maximální hodnoty. Pro úplnost dodejme, že někdy se místo pojmu senzitivita používá jednoduchého výrazu odezva a pojem senzitivita slouží k označení minimálního optického výkonu, pro který dosahuje celý optický přijímač (fotodioda, zesilovač, demodulace) požadovanou maximální hodnotu chybovosti (BER, bit error ratio). Kvantová účinnost fotodiody je definována poměrem počtu Nel nosičů proudu generovaných do obvodu a počtem fotonů Nph dopadajících na aktivní plochu fotodiody, Nel hc η= = S, (1.2) Nph eλ 9
kde h je Planckova konstanta, c je rychlost světla, e je velikost elementárního náboje a λ je vlnová délka dopadajícího záření. Kvantová účinnost závisí na vlnové délce jiným vztahem než senzitivita a nabývá proto maximální hodnoty pro jinou vlnovou délku. Celková kvantová účinnost fotodiody je určena součinem vnitřní (materiálové) kvantové účinnosti a kolekční účinnosti. Vnitřní kvantová účinnost dosahuje pro čisté polovodičové materiály vysokých hodnot, viz tabulku 1. Kolekční účinnost zahrnuje ztráty průchodem záření bez vyvolání vnitřního fotoelektrického jevu, ztráty odrazem záření a další ztráty. Kolekční účinnost je dána návrhem fotodiody, především tloušťkou ochuzené vrstvy či nedopované I vrstvy a kvalitou antireflexních vrstev. Někdy se celková kvantová účinnost označuje jako vnější kvantová účinnost pro odlišení od účinnosti vnitřní. Celkovou kvantovou účinnost fotodiody lze zvýšit zlepšením kolekční účinnosti využitím geometrie zachycující světlo. Záření odražené od aktivní plochy fotodiody lze zachytit optickými prvky a fokusovat zpět na aktivní plochu nebo detekovat dalšími fotodiodami. Výsledné fotoproudy lze elektronicky sečíst [4, 5, 6, 7]. Pro aplikace vyžadující vysokou přenosovou rychlost není však tato geometrie vhodná s ohledem na efektivní prodloužení doby odezvy celého detektoru. Detektory v geometrii zachycující světlo našly využití především v metrologických aplikacích. Temný proud udává fotoproud generovaný diodou ve fotovodivostním režimu bez přítomnosti dopadajícího záření. Tento parametr je klíčový pro analýzu odstupu signálu od šumu, pokud je fotodioda použita jako detektor v optickém komunikačním schématu. Temný proud má povahu náhodné veličiny se spektrální hustotou blízkou bílému šumu. Hodnoty temného proudu závisí na materiálu fotodiody (InGaAs diody vykazují nižší temný proud než Ge diody), její konstrukci a absolutní velikosti záporného předpětí. NEP, z anglického noise-equivalent power, je optický výkon vyvolávající při detekci fotodiodou elektrický proud srovnatelný se šumovým temným proudem v šířce pásma 1 Hz. Související detektivita je inverzní hodnotou NEP a specifická detektivita představuje detektivitu vztaženou na jednotku plochy fotodiody. Pokud je fotodioda použita v optickém komunikačním schématu, souvisí tyto parametry s citlivostí optického přijímače, což je minimální použitý optický výkon nutný pro překonání dané úrovně chybovosti. Linearita fotodiody zůstává zachována, pokud zvýšení dopadajícího optického výkonu vede ke zvýšení generovaného fotoproudu stejným faktorem. Pro nízké výkony řádu NEP je linearita porušena s ohledem na konstantní temný proud. Naopak pro vysoké průměrné optické výkony řádu desítek mW začíná docházet k saturaci a fotodioda ztrácí lineární odezvu, především v případě krátkých pulzů. Jednou z příčin nelineární odezvy na vyšší dopadající 10
špičkové výkony může být vícefotonová absorpce. Zvláště pro vlnové délky vyšší než λmax odpovídající minimální energii pro překonání zakázaného pásu je pravděpodobnost absorpce fotonu velmi nízká a převažuje pravděpodobnost současné absorpce dvou fotonů. V blízké infračervené oblasti nad 1,2 µm lze tento jev pozorovat u křemíkových fotodiod, které mohou být využity jako dvoufotonové absorbéry například pro měření ultrakrátkých femtosekundových a pikosekundových pulzů. Šířka pásma fotodetektoru určuje oblast harmonických frekvencí, které jsou detekovány bez výrazného útlumu. Obvykle se uvažuje 3 dB šířka pásma představující maximální dovolený pokles přenosu na polovinu. Šířka pásma fotodiody je omezena jednak vnitřními vlivy, především rychlostí generovaných nosičů, a dále vnějšími elektrickými parametry a zapojením obvodu. Obecně se velké šířky pásma dosahuje pro fotodiody s malou aktivní plochou, širší ochuzenou oblastí či nedopovanou I vrstvu a pro vyšší absolutní hodnoty záporného předpětí. Menší výsledná kapacita C fotodiody potom vede k menší hodnotě součinu Rload C, který je nepřímo úměrný šířce pásma. Elektrický odpor vstupní části obvodu bývá proto minimalizován nebo volen nejvýše v řádu 100 Ω. Nevýhodou minimalizace aktivní plochy fotodiody je snížení jejího saturačního proudu. Vzniká tak nepřímá relace mezi dynamickým rozsahem a šířkou pásma. Doba odezvy je nepřímo úměrná šířce pásma. Pro vyšší detekované a přenášené harmonické frekvence lze lépe zachovat strmost náběžné hrany obdélníkového signálu případně délku generovaného elektrického pulzu ve srovnání s pulzem optickým. Dobu odezvy lze tedy definovat a měřit jako
Obrázek 1.2: Schéma měření senzitivity a odrazivosti PIN fotodiody. Optický výkon je detekován měřičem výkonu (PM) na vstupu PIN diody a následně po odrazu od její aktivní plochy. Současně je zaznamenáván generovaný fotoproud. 11
Obrázek 1.3: Experimentální realizace měření senzitivity odrazivosti aktivní plochy InGaAs PIN fotodiody. čas potřebný pro přechod fotodiody mezi dvěma stacionárními hodnotami fotoproudu pro dvě hodnoty dopadajícího optického výkonu změněné skokem, přesněji řečeno změněné rychle ve srovnání s dobou odezvy.
1.4
Měření senzitivity fotodiody
Cílem úlohy je měření senzitivity, vnější kvantové účinnosti a případně stanovení kolekční účinnosti fotodiody. Jedním z kroků při ověření kolekční účinnosti fotodiody je měření odrazivosti aktivní plochy fotodiody. V úloze bude zkoumána a porovnána senzitivita, kvantová účinnost a odrazivost vybraných PIN fotodiod pro vlnové délky 1310 nm a 1550 nm. Základní experimentální uspořádání, jehož schéma je znázorněno na obrázku 1.2, je založeno na měření optického výkonu svazku dopadajícího na aktivní plochu fotodiody a následně optického výkonu svazku odraženého od této plochy. Vstupní svazek je emitován laserovou diodou, směrován dvojicí zrcátek a fokusován čočkou o vhodné ohniskové vzdálenosti. Odražené záření je zachyceno další čočkou a kolimováno na měřič výkonu. Fotodioda je zapojena ve fotovodivostním režimu se záporným předpětím 12 V. Elektrické napětí generované na zatěžovacím 50 Ω rezistoru protékaném fotoproudem je snímáno na osciloskopu nebo měřeno digitálním multimetrem a slouží pro určení senzitivity 1.1. Realizujte popsané experimentální uspořádání jak je znázorněno na obrázku 1.3. Pro snadné nastavení parametrů vstupního svazku využijte laserovou 12
diodu navázanou do jednomodového optického vlákna a vyvazovač s asférickou čočkou (viz úloha 2.2). Při změně laserové diody a tím vlnové délky nebude třeba měnit mechanické nastavení experimentu. Změřte optický výkon měřičem výkonu před a po odrazu na aktivní ploše diody. Měření opakujte několikrát kvůli eliminaci chyby vzniklé fluktuací optického výkonu laserové diody. Pro každou dvojici výkonů zaznamenejte i napětí či proud generovaný fotodiodou. Měření opakujte pro různé fotodiody a obě vlnové délky a výsledky srovnejte. S pomocí vztahu 1.2 určete měřenou (vnější) kvantovou účinnost. Na základě změřené odrazivosti aktivní plochy a tabulkové hodnoty materiálové (vnitřní) kvantové účinnosti proveďte kompletní energetickou bilanci. Pokuste se určit další zdroje ztrát. Použité vybavení: laserový zdroj 1310 nm (OZ Optics), laserový zdroj 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), PIN fotodiody (Thorlabs, Hamamatsu), měřič výkonu (Thorlabs), zatěžovací 50 Ω rezistor, koaxiální kabely, digitální multimetr (Metex), osciloskop (Gw Instek).
1.5
Měření temného proudu PIN fotodiody a určení NEP
Připojte fotodiodu ve fotovodivostním režimu k převodníku proudu na napětí s nastavitelným zesílením a zakryjte vstupní okénko fotodiody krytkou nebo zatemněte místnost. Měřte výstupní napětí a určete temný proud tekoucí fotodiodou. Spočtěte NEP a detektivitu. Prověďte měření pro vybrané PIN fotodiody určené pro blízkou infračervenou oblast. Použité vybavení: laserový zdroj 1310 nm (OZ Optics), laserový zdroj 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), PIN fotodiody (Thorlabs, Hamamatsu), převodník proud na napětí s nastavitelným zesílením, koaxiální kabely, digitální multimetr (Metex), vláknový mikroskop (Thorlabs).
Obrázek 1.4: Schéma měření časové odezvy PIN fotodiod. Optický signál s obdélníkovou náběžnou hranou je rozdělen vláknovým děličem svazku (BS) a dopadá na dvě PIN fotodiody D1 a D2. Výsledné elektronické signály jsou vedeny do osciloskopu a srovnány.
13
1.6
Srovnání doby odezvy a tvaru výstupního pulzu pro rozdílné PIN fotodiody
Cílem úlohy je přímé srovnání doby odezvy dvou fotodiod s rozdílnou velikostí aktivní plochy a kapacity. V dokumentaci k fotodiodám lze nalézt velikosti aktivních ploch i kapacitu pro dané záporné předpětí 12 V ve fotovodivostním režimu. Pro zatěžovací rezistor s odporem 50 Ω určete typickou dobu odezvy pro obě fotodiody. Po rozdělení optického signálu s obdélníkovým průběhem vyváženým vláknovým děličem podle schématu na obrázku 1.4 nechejte dopadat dílčí signály na zkoumané fotodiody. Na osciloskopu sledujte tvar náběžné hrany příslušných generovaných elektrických napětí. Odečtěte doby odezvy fotodiod a srovnejte s teoretickými hodnotami. Příklad možného experimentálního uspořádání je uveden na obrázku 1.5. Použité vybavení: laserový zdroj 1310 nm (OZ Optics), laserový zdroj 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), vláknový delič svazku (OZ Optics), PIN fotodiody (Thorlabs, Hamamatsu), zatěžovací 50 Ω rezistory, koaxiální kabely, osciloskop (Gw Instek), vláknový mikroskop (Thorlabs).
Obrázek 1.5: Experimentální realizace srovnání časové odezvy PIN fotodiod.
14
Reference [1] B. E. A. Saleh, M. C. Teich, Základy fotoniky, MatfyzPress, Praha, 1995. [2] T. Naito, One terabit/s transmission over 10.000 km using C-band and L-band, Networks and Optical Communications 1, 2 (2000). [3] H. Bachor, A guide to experiments in quantum optics, Wiley-VCH, 1998, kapitola 6. [4] E. F. Zalewski, C. R. Duda, Silicon photodiode device with 100% external quantum efficiency, Applied Optics 33, 2867 (1983). [5] D. J. Jackson, G. M. Hockney, Detector efficiency limits on quantum improvement, Journal of Modern Optics 51,2429 (2004). [6] P. Doležalová, Konstrukce detektoru v geometrii zachycující světlo, bakalářská práce, Přírodovědecká fakulta Univerzity Palackého, Olomouc 2005. [7] M. Juhaňák, Experimental realization of trap detector with singlephoton sensitivity, bakalářská práce, Přírodovědecká fakulta Univerzity Palackého, Olomouc 2008.
15
2 2.1
Měření parametrů vláknových děličů svazku Úvod
Děliče svazků představují jeden z velmi významných optických elementů. Tyto pasivní součástky umožňují rozštěpit dopadající optický svazek na dva a více dílčích sekundárních svazků. Intenzita dopadajícího optického svazku je přitom vždy větší či rovna součtu intenzit výsledných sekundárních svazků. V dalším textu budeme používat pro dělič svazku zkratku BS, která je odvozena z anglického termínu beam splitter. Děliče svazku můžeme rozdělit do několika kategorií. Jedná se o děliče svazku vláknové či objemové, s pevným či proměnným dělícím poměrem, tří a víceportové a v neposlední řadě rozlišujeme děliče polarizační a nepolarizační. Vlaknové děliče svazku jsou založeny na principu vlnovodné vazby [1]. Na vlnovodnou vazbu můžeme pohlížet jako na rozptylový jev. Uvažujme dvě jednomódová optická vlákna paralelně ležící v takové vzdálenosti, že elektromagnetické pole módu vedeného jedním vláknem částečně zasahuje do druhého vlákna. Pak elektromagnetické pole šířící se prvním vláknem bude rozptylováno do druhého vlákna. Tento efekt zpětně ovlivňuje elektromagnetické pole v prvním vlákně. Podrobnou analýzou dospějeme k výsledku, že elektromagnetická energie se periodicky přelévá mezi oběma vlákny s periodou L0 . Vzdálenosti L0 , na níž dojde k úplnému přelití energie z jednoho vlákna do druhého, se říká vazební délka. Pro délku vazby L0 /2 se vstupní signál rovnoměrně rozdělí do obou vláken. Platí, že L0 silně závisí na vlnové délce elektromagnetického záření. Objemový dělič svazku může být tvaru kostky či destičky. V obou případech se jedná převážně o skleněný materiál, na kterém je nanesena série tenkých vrstev nebo o dvojlomný materiál zapřičiňující dělení dopadajícího optického svazku. Dělící poměr děliče svazku je pevně dán jeho konstrukcí. Výjimku tvoří speciální vláknové děliče, u kterých se díky speciálnímu designu může měnit vazební délka a tím i jejich dělící poměr. V dalším textu budeme tyto speciální vláknové děliče s proměnným dělícím poměrem nazývat zkráceně VBS. Zkratka VBS je odvozena z anglického variable beam splitter. Počet portů děliče svazku označuje součet všech vstupních a výstupních portů děliče. Nejčastěji se používají děliče se třemi a čtyřmi porty. Někdy se také v literatuře označují jako děliče 1x2, 2x1 či 2x2, kde první číslo udává počet vstupních portů a druhé číslo počet výstupních portů. Uvedli jsme rovněž dělení na polarizační a nepolarizační děliče. Polarizační děliče svazku mají tu vlastnost, že dopadající optické záření je rozděleno tak, že v každém výstupním prostorovém optickém módu se šíří jen 16
Obrázek 2.1: Na levé fotografii je znázorněn objemový čtyřportový polarizační dělič svazku s pevným dělícím poměrem upevněný v montáži, na pravé fotografii je zachycen nepolarizační vláknový čtyřportový dělič svazku s pevným dělícím poměrem. jedna polarizační složka záření. Naproti tomu u nepolarizačního děliče dělící poměr nezávisí na polarizaci dopadajícího záření. Dále v textu budeme pro polarizační dělič svazku používat zkratku PBS z anglického polarizing beam splitter. Objemové PBS jsou založeny buď na dvojlomnosti použitého materiálu a totálním odrazu jedné z polarizačních složek optického záření (například kalcitové PBS) nebo pomocí tenkých vrstev. Výhodou kalcitových PBS je vysoký extinkční poměr dosahující až 100000 : 1, platný pro široké spektrum vlnových délek. Naproti tomu u polarizačních děličů tvořených soustavou tenkých vrstev se extinkční poměr pohybuje okolo 200 : 1 a to pouze pro velmi úzké spektrum. Vláknové polarizační děliče se standartně nevyrábí, narozdíl od nepolarizačních děličů, které se vyrábějí jak vláknové tak i objemové. Na ukázku je na obrázku 2.1 vlevo zachycen objemový čtyřportový polarizační dělič svazku s pevným dělícím poměrem upevněný v montáži, vpravo pak nepolarizační vláknový čtyřportový dělič svazku s pevným dělícím poměrem. Tato úloha bude rozdělena na dvě části. V první části bude charakterizován vláknový dělič svazku s pevným dělícím poměrem pro dva zdroje optického záření o vlnových délkách 1310 nm a 1550 nm. V druhé části bude 17
charakterizovám dělič svazku s proměnným dělícím poměrem a to pro zdroje 1310 nm a 1550 nm.
2.2
Měření dělícího poměru vláknového děliče svazku
V této části úlohy se budeme zabývat charakterizací vláknových děličů svazku s pevným dělícím poměrem. Cílem úlohy je měření dělícího poměru čtyřportového nepolarizačního vláknového děliče svazku pro optické záření o vlnové délce 1310 nm a 1550 nm a porovnání hodnot naměřených pro tyto dvě vlnové délky. Schéma experimentálního uspořádání je znázorněno na obrázku 2.2.
Obrázek 2.2: Schéma měření dělícího poměru čtyřportového nepolarizačního vláknového děliče svazku. Podrobnější informace jsou v textu.
Laserový svazek emitovaný polovodičovou laserovou diodou je pro lepší manipulaci navázán do jednomódového optického vlákna (SMF), k němuž připojíme první vstupní rameno měřeného vláknového děliče. Spoj mezi optickými vlákny je realizován optickou spojkou (S). Při jakékoliv manipulaci s optickými vlákny je potřeba se přesvědčit, zda jsou konektory čisté a případně je očistit. Měřené výstupní rameno vláknového děliče je zapojeno do vyvazovacího systému (CS) s asférickou čočkou s ohniskovou vzdáleností 11 mm. Obrázek 2.3 znázorňuje možnou realizaci vyvazovacího systému. Směr vystupujícího optického svazku z vyvazovacího systému je dán justáží ”tiptilt” na elementu prism holder (840-0170-04) od společnosti Ekspla a jeho velikost je dána ”z-posuvem” elementu SM1Z společnosti Thorlabs. Je důležité zajistit, aby velikost dopadajícího optického svazku na měřič výkonu (PM) byla menší než aktivní plocha měřiče. Měřič výkonu se vždy snažíme najustovat tak, aby optický svazek dopadal do jeho středu. Po změření velikosti výstupního signálu měřičem výkonu vyjmeme první výstupní rameno z vyvazovacího systému a vyměníme ho za druhé výstupní rameno vláknového děliče. Po výměně je nutné zkontrolovat nastavení měřiče výkonu a připadně ho najustovat na maximální dopadající výkon. Tímto způsobem změříme výkon pro obě výstupní ramena pro dané vstupní rameno vláknového děliče svazku. Celý postup nyní opakujeme pro všechna optická 18
Obrázek 2.3: Obrázek možné realizace vyvazovacího a navazovacího optického systému. Systém je složen z následujících elementů: 1x BA1 (Thorlabs), 1x rod holder 820-0050-02 (Ekspla), 1x standard rod 820-0010-02 (Ekspla), 1x prism holder 840-0170-04 (Ekspla), 1x CP02 (Thorlabs), 4x ER2 (Thorlabs), 1x SM1Z (Thorlabs), 1x SM1FC (Thorlabs), 1x HPT1 (Thorlabs), 1x E09RMS (Thorlabs), 1x SM1A3 (Thorlabs), 1x C220TME (Thorlabs). vlákna vedoucí do vláknového děliče svazku. Naměřené hodnoty si zaznamenáme. Stejný postup měření aplikujeme u zdroje optického záření o vlnové délce 1550 nm. Dělící poměr je dán vztahem I2 I1 : , I1 + I2 I1 + I2
(2.1)
kde I1 a I2 jsou naměřené intenzity na prvním a druhém výstupním ramenu vlaknového děliče. Je třeba si uvědomit, že neprovádíme absolutní měření dělícího poměru, nýbrž pouze stanovení relativního dělícího poměru mezi dvěma výstupními rameny. Přesné absolutní měření nelze jednoduše provést, jelikož nejsme schopni navázat do vstupního ramene děliče svazku celý optický výkon. Důvodem jsou ztráty ve spojce způsobené nepřesným uložením optického vlákna v konektoru. Experimentální realizace měření dělícího poměru vláknového děliče svazku je znázorněna na obrázku 2.4. Použité vybavení: laserové zdroje na 1310 nm a 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), vláknový mikroskop (Thorlabs), optická spojka, vláknový dělič svazku (Sifam), mechanické elementy pro vyvazovací optický systém (Eksma, Thorlabs), čočka (Thorlabs), měřič výkonu (Thorlabs). 19
Obrázek 2.4: Experimentální realizace měření dělícího poměru čtyřportového nepolarizačního vláknového děliče svazku.
2.3
Měření dělícího poměru vláknového VBS
V druhé části úlohy se budeme zabývat charakterizací vláknového děliče svazku s proměnným dělícím poměrem. Námi používaný vláknový VBS se skládá z ovladače a samotného děliče. Přivedeným napětím na ovladač se mění dělící poměr VBS. Cílem úlohy je měření dělícího poměru v závislosti na nastaveném napětí u čtyřportového nepolarizačního vláknového VBS. Měření provedeme pro optické záření o vlnových délkách 1310 nm a 1550 nm a výsledky následně porovnáme. Schéma experimentálního uspořádání je obdobné jako u předešlého měření a je znázorněno na obrázku 2.5. Zdroj laserového
Obrázek 2.5: Schéma měření dělícího poměru čtyřportového nepolarizačního vláknového VBS. Podrobnějí informace jsou v textu.
záření je vyvázán do jednomódového optického vlákna (SMF) zakončeného optickou spojkou (S). K optické spojce je připojen první měřený vstup VBS. 20
Výstupní ramena jsou zapojena do vyvazovacích systémů (CS) s asférickými čočkami s ohniskovou vzdáleností 11 mm. Optický výkon je detekován dvěma detektory (D1 a D2 ). Justáž vyvazovacích systémů a detektorů je stejná jako v předešlé úloze. Při samotném měření dělícího poměru nejprve nastavíme na zdroji napětí hodnotu v rozmezí od 0 V do 5 V s krokem 0, 1 V. Je velmi důležité, aby toto napětí, které je přivedené na ovladač VBS, nepřesáhlo 5 V, neboť může dojít k jeho zničení. Po nastavení příslušného napětí je nutné počkat přibližně 10 s. Během této doby se dělící poměr ustálí na dané hodnotě. Poté je možno odečíst hodnoty na detektorech a zaznamenat. Stejný postup aplikujeme při měření dalších vstupních ramen VBS. Při jakékoliv manipulaci s optickými vlákny je potřeba se přesvědčit, zda jsou konektory čisté a případně je očistit. Celé měření zopakujeme i se zdrojem optického záření o vlnové délce 1550 nm. Pro dělící poměr platí opět vztah (2.1). Naměřené hodnoty vyneseme do grafů a výsledky porovnáme pro oba zdroje. Experimentální realizace měření dělícího poměru vláknového VBS je znázorněna na obrázku 2.6.
Obrázek 2.6: Experimentální realizace měření dělícího poměru čtyřportového nepolarizačního vláknového VBS. Použité vybavení: laserové zdroje na 1310 nm a 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), vláknový mikroskop (Thorlabs), optická spojka, vláknový dělič svazku s proměnným dělícím poměrem a jeho ovladač (Canadian Instruments), mechanické elementy pro vyvazovací optický systémy (Eksma, Thorlabs), čočky (Thorlabs), měřiče výkonu (Coherent, Thorlabs). 21
Reference [1] B. E. A. Saleh, M. C. Teich, Základy fotoniky, Matfyzpress, 1994, kapitola 7.
22
3 3.1
Měření interferenčního kontrastu MachovaZehnderova interferometru Úvod
Machův-Zehnderův (MZ) interferometr je jeden ze základních typů interferometrů, který se využívá v mnoha aplikacích. Vstupní záření je v něm rozděleno prvním děličem svazku do dvou ramen. Tyto dva svazky se opět setkávají na druhém děliči svazku, kde spolu interferují. Pomocí optických prvků v obou ramenech můžeme ovlivňovat parametry procházejících svazků, jako jsou optická intenzita, polarizace nebo fáze.
Obrázek 3.1: Machův-Zehnderův interferometr. BS1 - vstupní dělič svazku, BS2 - výstupní dělič svazku, D1 , D2 - detektory. t1 , t2 - amplitudové propustnosti děličů; r1 , r2 - amplitudové odrazivosti děličů; tA , tB - amplitudové propustnosti jednoho a druhého ramene interferometru.
V této úloze budeme k měření používat vláknový MZ interferometr, který je sestaven z optických vláken a vláknových komponent. Vzhledem k tomu, že použitá optická vlákna jsou jednomódová, je příčný mód svazků jasně definován a je tak zaručen dokonalý prostorový překryv svazků na výstupním děliči interferometru. Z tohoto důvodu nám postačí zabývat se pouze časovou koherencí světla. Na výstupech interferometru budeme pozorovat časové interferenční proužky, kdy závislost intenzity na rozdílu dob průchodu záření jedním a druhým ramenem τ je daná interferenční rovnicí p I(τ ) = IA + IB + 2 IA IB |γ(τ )| cos ϕ(τ ). (3.1) IA , IB jsou intezity záření na výstupu odpovídající signálu procházejícím pouze jedním či druhým ramenem, |γ(τ )| je modul komplexního stupně časové koherence a ϕ(τ ) je rozdíl fáze záření v ramenech interferometru. Modul 23
Obrázek 3.2: Vláknový Machův-Zehnderův interferometr. SMF - jednomódové vlákno (single-mode fiber), S - spojka, BS - vláknový dělič svazku 50:50 (beam splitter), PC polarizační kontroler (polarization controller), EOFM - elektrooptický fázový modulátor, AG - vzduchová mezera (air-gap), CS - navazovací systém (coupling system), MA - mechanický tlumící prvek, MC - kontroler motorizovaného posuvu, VBS - vláknový dělič s proměnným dělícím poměrem, C - počítač, AO - analogový výstup akviziční karty (analog output), D - detektory, O - osciloskop.
komplexního stupně časové koherence může nabývat hodnot 0 ≤ |γ(τ )| ≤ 1, kde krajní případ |γ(τ )| = 0 odpovídá úplně nekoherentnímu světlu a |γ(τ )| = 1 světlu úplně koherentnímu. Kontrast interference spočítáme z maxim a minim výstupní intenzity jako K=
3.2 3.2.1
Imax − Imin . Imax + Imin
(3.2)
Měření Popis sestavy pro měření
Schéma vláknového MZ interferometru, který budeme využívat pro měření, je zobrazeno na obr. 3.2. Konkrétní experimentální realizace je znázorněna na obr. 3.3. Jako zdroj záření se používá laserová dioda, jejíž záření je navázáno do optického vlákna (SMF). Funkci vstupního děliče interferometru plní vláknový dělič BS s pevným dělícím poměrem 50:50, zatímco jako výstupní dělič slouží vláknový dělič s proměnným dělícím poměrem (VBS). Dalšími komponentami interferometru jsou tlumící prvky (MA), nastavitelná vzduchová mezera (AG), fázový modulátor (EOFM )a polarizační kontrolery (PC). K vyvažování ztrát v ramenech interferometru se využívá mechanických tlumících prvků. Tyto tlumící prvky se skládají ze dvou kolimátorů, z nichž jeden vyváže světlo do prostoru a druhý ho naváže zpět do vlákna. Mezi nimi je umístěn šroub, který můžeme mechanicky zasouvat do svazku a měnit tak útlum prvku. 24
Obrázek 3.3: Experimentální realizace vláknového Machova-Zehnderova interferometru.
Pro optimalizaci interference světla potřebujeme vyvážit optické dráhy jednoho a druhého ramene interferometru. K hrubému vyvážení optické dráhy v řádu jednotek mikrometrů se používá nastavitelná vzduchová mezera. Stejně jako tlumící prvky je složena ze dvou kolimátorů, které vyvazují světlo do prostoru a pak ho opět navazují zpět. Jeden z kolimátorů je umístěn na motorizovaném lineárním posuvu, pomocí kterého můžeme měnit délku vzduchové mezery v rozsahu 0-25 mm. K přesnému nastavení rozdílu optických drah slouží elektrooptický fázový modulátor. Změnu fáze procházejícího záření řídíme pomocí stejnosměrného elektrického pole přiloženého na SMA vstup modulátoru. Vzhledem k tomu, že tento typ fázového modulátoru funguje zároveň i jako polarizátor, je před ním zařazen polarizační kontroler, který nám umožní minimalizovat průchozí ztráty modulátoru. Polarizační kontroler se používá k nastavování požadovaného stavu polarizace světla. Skládá se ze tří pohyblivých částí, v nichž je ve smyčkách navinuto optické vlákno. První a třetí část, ve kterých je namotáno po jedné smyčce, fungují jako čtvrtvlnné destičky, zatímco prostřední část se dvěma smyčkami působí jako půlvlnná destička. Vlivem ohybu vzniká ve vlákně dvojlom a pomocí natočení jednotlivých částí měníme orientaci procházejícího záření vzhledem k elipsoidu indexu lomu. Zmíněná kombinace dvou čtvrtvlnných destiček a jedné půlvlnné nám umožňuje vytvořit z jakékoliv 25
vstupní polarizace jakoukoliv výstupní. Výstupní intezita záření se monitoruje pomocí PIN diod, jejichž výstupy propojíme se vstupy osciloskopu koaxiálním kabelem. 3.2.2
Optimalizace kontrastu interference
Před měřením je třeba optimalizovat kontrast interference záření v MZ interferometru. Maximálního kontrastu interference dosáhneme, když je překryv parametrů interferujících svazků co nejlepší. V našem případě to znamená, že je potřeba vyvážit jejich intenzity, nastavit optické dráhy průchodu rameny lišící se maximálně o několik vlnových délek a nastavit stejné polarizace svazků na výstupním děliči interferometru. Začneme tím, že nastavíme dělící poměr výstupního děliče pomocí mikrometrického šroubu na hodnotu 50:50. Potom polarizačním kontrolerem umístěným před fázovým modulátorem minimalizujeme průchozí ztráty modulátoru. Nyní můžeme pomocí tlumících prvků vyvážit ztráty v obou ramenech interferometru tak, aby na každém výstupu byl stejný příspěvek od intenzity svazku z jednoho i z druhého ramene. Na SMA vstup fázového modulátoru dáme redukci SMA/BNC a tu spojíme koaxiálním kabelem s výstupem AO0 akviziční karty, která je instalovaná v počítači. Spustíme připravený software, který bude na fázový modulátor posílat pilovité napětí. Fázový modulátor bude v cyklech projíždět interferenční proužky, které se budou zobrazovat na obrazovce osciloskopu. Pomocí softwaru SMC100 dodávaného výrobcem budeme ovládat motorizovaný lineární posuv MFA-CC vzduchové mezery. Lineární posuv nastavíme na takovou polohu, při které budeme na osciloskopu pozorovat maximální kontrast interferenčních proužků. Jako poslední budeme polarizačním kontrolerem optimalizovat polarizační překryv svazků na výstupním děliči, opět v závislosti na aktuální hodnotě kontrastu interference na výstupu. 3.2.3
Měření závislosti kontrastu na rozdílu ztrát v ramenech interferometru a na dělícím poměru výstupního děliče
Nyní je interferometr nastaven tak, že kontrast interference na obou výstupech interferometru je maximální(v ideálním případě K1,2 = 1). Dalším měřením budeme zjišťovat, jaký vliv má na jeho hodnotu změna některých parametrů nastavení [1, 2]. Pokud je amplitudová propustnost jednoho ramene tA a druhého ramene tB a amplitudová odrazivost a propustnost výstupního děliče jsou r2 a t2 , pak je kontrast interference na jednom a na
26
Obrázek 3.4: (a) Závislost kontrastu interference K na poměru ztrát v ramenech interferometru |tA |2 /|tB |2 a intenzitní odrazivosti |r2 |2 výstupního děliče (předpokládáme ideální bezztrátový dělič |r2 |2 + |t2 |2 = 1). (b) Závislost kontrastu interference na |r2 |2 (|tA |2 /|tB |2 = 1). (c) Závislost kontrastu interference na |tA |2 /|tB |2 (|r2 |2 = 0, 5).
druhém výstupu interferometru dán jako |tA | |r2 | + K1 = 2 |tB | |t2 | |tA | |t2 | K2 = 2 + |tB | |r2 |
|tB | |t2 | |tA | |r2 |
−1
,
|tB | |r2 | |tA | |t2 |
−1
.
(3.3)
Je vidět, že i když nejsou ztráty v obou ramenech interferometru stejné, můžeme na jednom výstupu dosáhnout stoprocentního kontrastu pomocí správného nastavení dělícího poměru výstupního děliče, viz obr. 3.4(a). Kontrast na druhém výstupu ale bude nižší. V následujícím měření se nejdříve zaměříme na situaci, kdy dělící poměr výstupního děliče zůstane 50:50, zatímco poměr ztrát v obou ramenech interferometru se bude měnit. Budeme tedy proměřovat závislost zobrazenou grafem 3.4 (c). Změnu ztrát budeme řídit pouze pomocí tlumícího prvku v rameni, kde není fázový modulátor. Druhý tlumící prvek zůstane v původním nastavení. To nám umožní dosáhnout i poměrů |tA |2 /|tB |2 větších než jedna, protože fázový modulátor má mnohem větší útlum než všechny ostatní komponenty. Měření začneme nastavením, kdy má používaný tlumící prvek nejmenší zvolenou propustnost. Dále postupujeme s určitým krokem, dokud není úplně otevřený. Pro každý bod odečteme z osciloskopu maximum a minimum interferenčních proužků a spočítáme kontrast interference. 27
Potom nastavíme poměr intenzit zpátky do vyváženého stavu a budeme měřit závislost kontrastu na změně dělícího poměru výstupního děliče interferometru (viz. graf 3.4 (b)). Z celé závislosti opět proměříme několik bodů, pro které odečteme maxima a minima výstupních intenzit a spočítáme kontrast interference. Změna dělícího poměru výstupního děliče projevuje při pohybu mikrometrickým šroubem určitou setrvačnost. Proto je třeba při přenastavování dělícího poměru počkat dostatečně dlouhou dobu, dokud se jeho hodnota neustálí. Použité vybavení: laserový zdroj na 1550 nm (OZ Optics), optická vlákna (Nufern), optické spojky, vláknový dělič svazku 50:50 (Sifam), polarizační kontrolery (Thorlabs), elektrooptický fázový modulátor (JDSU), mechanické tlumící prvky (OZ Optics), nastavitelná vzduchová mezera - mechanické elementy (Eksma, Thorlabs), čočky (Thorlabs) a motorizovaný lineární posuv (Newport), vláknový dělič s proměnným dělícím poměrem (Canadian Instrumentation & Research Ltd.), PIN diody (Thorlabs), osciloskop (GOOD WILL instrument), počítač s instalovanou akviziční kartou (Advantech).
Reference [1] M. Hendrych, M. Dušek, O. Haderka, The effect of beam-splitter imperfections and losses on fringe visibility in a Mach-Zehnder interferometer, Acta Physica Slovaka 46, p. 393 (1996). [2] D. Král, Návrh úloh využívajících vláknového interferometru na 1550 nm, Bakalářská prace, Katedra optiky PrF UP, Olomouc, 2007.
28
4 4.1
Kalibrace fázových modulátorů Úvod
Pro nastavování změny fáze záření slouží fázové modulátory (FM). V dalším textu se zaměříme na FM, které se využívají ve spojení s vláknovou optikou. Takové modulátory mohou pracovat na principu elektrooptického nebo piezoelektrického jevu, kdy změnu fáze řídíme pomocí přiloženého stejnosměrného elektrického pole. V ideálním případě je změna fáze ϕ přímo úměrná změně napětí U U ϕ=π , (4.1) Uπ kde Uπ je půlvlnné napětí. Půlvlnné napětí je takové napětí, při němž dojde ke změně fáze o π a je tedy důležitým parametrem pro kalibraci FM. Dalšími důležitými parametry FM jsou přesnost a rozsah fázové modulace. 4.1.1
Elektrooptický fázový modulátor
Elektrooptický FM je založen na principu elektrooptického jevu, kdy se index lomu prostředí mění působením vnějšího stejnosměrného elektrického pole. V případě lineárního elektrooptického jevu neboli Pockelsova jevu je změna indexu lomu přímo úměrná přiloženému elektrickému poli a platí tak vztah (4.1). Hodnota půlvlnného napětí závisí jak na vlnové délce procházejícího záření tak na vlastnostech elektrooptického prostředí. Pokud světlo prochází prostředím délky L a elektrické pole je vytvářeno napětím mezi stěnami prostředí vzdálenými od sebe d, pak je půlvlnné napětí dané vztahem d λ0 , L rn3 kde λ0 je vlnová délka světla ve vakuu, r je Pockelsův koeficient pro daný typ materiálu a n je původní index lomu prostředí [1]. Obecně může být elektrické pole přiložené rovnoběžně (podélné, longitudální modulátory) nebo kolmo (příčné, transverzální modulátory) na směr šíření světla. V našem případě se jedná o integrovaný FM (viz obr. 4.1), kdy je elektrické pole přikládáno v příčném směru. Vzhledem k tomu, že příčné rozměry vlnovodu jsou mnohem menší než jeho délka (d L), půlvlnné napětí je řádu jen několika voltů. Jedná se o jednu z výhod integrovaných modulátorů oproti objemovým příčným modulátorům, kde je Uπ řádově stovky voltů, a podélným modulátorům, kde dosahuje dokonce jednotek kilovoltů. Fázový modulátor APETM od firmy JDSU je vyroben z tradičně používaného krystalu LiNbO3 , který má vysoké složky koeficientu r. Jedná se o Uπ =
29
Obrázek 4.1: Integrovaný elektrooptický FM (typ APETM od firmy JDSU): (a) fotografie, (b) schéma (řez krystalu LiNbO3 v rovině x = 0, šíření světla ve směru osy y, elektrické pole přilo«ené ve směru osy z). (c) Změna elipsoidu indexu lomu krystalu LiNbO3 pro elektrické pole působící ve směru optické osy.
jednoosý dvojlomný krystal, na nějž je přikládáno napětí ve směru optické osy. Pokud elektrické pole působí v daném směru, pak krystal zůstává jednoosý i při působení napětí. Vlnovodná struktura je v materiálu vytvořena pomocí protonové výměny iontů Li+ za ionty H+ , kdy dojde ke zvýšení mimořádného indexu lomu a mírnému snížení indexu lomu řádného. To má za následek, že vlnovod vede pouze jednu složku polarizace související s mimořádným módem, zatímco ortogonální složka polarizace vedená není a je vyzářená ven z vlnovodu. Jedná se tedy o přirozeně polarizující prostředí s velice dobrým extinkčním poměrem (výrobce uvádí hodnotu lepší než 1:100000). Před FM vřazujeme polarizační kontroler, který nám umožní nastavit vhodnou polarizaci vstupního světla a minimalizovat tím průchozí ztráty modulátoru. Vlákna, ze kterých je světlo do vlnovodu navázáno a pak opět vyvázáno jsou typu PM (“polarization-maintaning”), tzn. vlákna, která zachovávají polarizaci. Integrované FM mají poměrně velké průchozí ztráty (kolem 3 dB), což je dané především špatnou účinností navázání při přechodu z vláknové struktury do vlnovodné a obráceně. Největšími výhodami integrovaných FM jsou jejich přesnost a možnost vysoké rychlosti modulace signálu. Elektrooptický jev sám o sobě je natolik rychlý, že by dovoloval dosahovat rozsahu frekvencí až stovek THz [2]. Nejvíce limitujícím faktorem modulační rychlosti je provedení elektrického obvodu sloužícího k vytvoření řídícího napětí mezi stěnami vlnovodu a struktura elektrod. V dnešní době dosahují komerční FM modulační rychlosti až desítek 30
Obrázek 4.2: Piezoelektrický FM od firmy Canadian Instrumentation & Research Ltd.
GHz. V našem případě je rozsah 0,5 GHz. 4.1.2
Piezoelektrický fázový modulátor
U piezoelektrického FM je optické vlákno navinuté ve smyčkách na cívku, kterou můžeme rozpínat pomocí piezoelektrického členu. Při piezoelektrickém jevu dochází působením elektrického pole ke změně rozměrů piezoelektrického krystalu. Pomocí napětí tak můžeme řídit míru roztažení optického vlákna. Změna fáze pro určitou změnu napětí závisí na vlnové délce procházejícího záření, na počtu a typu piezoelektrických členů, na délce a počtu smyček vlákna navinutých na cívce a na způsobu upevnění vlákna na cívku. U fázového modulátoru 915 od firmy Canadian Instrumentation & Research Ltd. je vlákno napínané piezoelektrickým členem pouze v částech, které jsou rovné, viz obrázek 4.2). Tím je zaručeno, že při změně pnutí nebude docházet ke změnám útlumu a dvojlomu, čímž se zamezí nežádoucím změnám intenzity a polarizace procházejícího světla. K ovládání FM slouží kontroler 914-2. Jeho výstup Piezo Out 915 propojíme s FM pomocí přiloženého kabelu s telefonními konektory a na jeho vstup Input 915 přivádíme napětí v rozsahu -5 až +5 V. Kontroler napětí pětkrát zesílí a přiloží na piezoelektrický člen. V našem případě je na cívce FM navinuto 10 smyček optického vlákna, což podle výrobce odpovídá maximálnímu možnému zdvihu optické dráhy o ≈ 5µm. To znamená, že pomocí rozsahu přikládaných napětí projedeme s FM pro vlnovou délku 1550 nm něco přes tři periody. Nevýhodou piezoelektrických FM je jejich nižší modulační rychlost a hystereze. To je dané především relaxačními jevy v optickém vlákně, které je mechanicky namáháno. Aby bylo dosaženo co nejpřesnější fázové modulace, která má lineární odezvu, je třeba nepřekračovat doporučený rozsah frekvencí a měnit ovládací napětí pouze v jednom směru. V našem případě je rozsah 31
20 kHz. Naopak výhodou piezoelektrických FM je možnost zvětšovat počet smyček vlákna navinutého na cívce a dosahovat tak intervalu prodloužení optické dráhy až o několik milimetrů.
4.2
Měření půlvlnného napětí
K měření půlvlnného napětí FM budeme používat vláknový MZ interferometr, v jehož jednom rameni je daný modulátor umístěn, viz obr. 4.3. Vzhledem k tomu, že se fáze optického záření v optických vláknech mění s časem díky vnějším vlivů m(teplotní změny a gradienty, mechanické vibrace), je třeba zvolit takovou metodu měření, která nebude tímto náhodným časovým posunem fáze ovlivněná.
Obrázek 4.3: Schéma pro měření půlvlnného napětí FM. SMF - jednomódové vlákno (single-mode fiber), S - spojka, BS - vláknový dělič svazku 50:50 (beam splitter), PC - polarizační kontroler (polarization controller), EOFM - elektrooptický FM, PEFM piezoelektrický FM, AG - vzduchová mezera (air-gap), CS - navazovací systém (coupling system), MA - mechanický tlumící prvek, VA - zesilovač napětí (voltage amplifier), C počítač, AO - analogový výstup akviziční karty (analog output), AI - analogový vstup akviziční karty (analog input), D - detektory.
Výstupní intenzita optimalizovaného MZ interferometru, v němž jsou intenzity záření v obou ramenech nastavené na stejnou hodnotu I0 , je daná interferenční rovnicí I = I0 [1 + cos (∆ϕ)], (4.2) kde ∆ϕ je rozdíl fází mezi zářením z obou ramen interferometru. Pro měření využijeme skutečnosti, že pokud změníme napětí na FM o dvojnásobek Uπ , dojde ke změně fáze o 2π. To znamená, že se v interferenčním proužku posuneme o celou periodu a intenzity na výstupech interferometru se nezmění. Abychom našli přesnou hodnotu Uπ , budeme na modulátor střídavě 32
přikládat kladné a záporné napětí ±U z intervalu [Umin , Umax ]. Na každém z výstupů MZ interferometru budeme sledovat, jaký je rozdíl intenzit I−U a I+U odpovídajících napětím −U a +U . Minimum absolutní hodnoty tohoto rozdílu |I−U − I+U | odpovídá napětí o hodnotě půlvlnného U = Uπ . Pro měření je třeba nastavit co nejvyšší kontrast interference v MZ interferometru (postup viz úloha 3.2.2). Výstupní intenzity interferometru budeme monitorovat pomocí PIN diod, jejichž výstupní napětí budeme načítat pomocí analogových vstupů AI0 a AI1 akviziční karty do počítače. Pomocí analogového výstupu AO0 této karty budeme ovládat napětí pro řízení FM. Využití akviziční karty nám umožní minimalizovat dobu měření a tím chybu vzniklou náhodným posuvem fáze v čase. Pro řízení měření použijeme software připravený v počítači. V něm vyplníme následující parametry: interval nastavovaných hodnot napětí [Umin , Umax ] (jako první odhad nastavíme jako střed intervalu půlvlnné napětí specifikované výrobcem), krok mezi jednotlivými hodnotami napětí, kolikrát se celé měření bude opakovat a název souboru, do kterého se budou ukládat výsledky. Do souboru se bude zapisovat velikost napětí U , jemu odpovídající absolutní hodnota rozdílu intenzit |I−U − I+U | na jednom a na druhém výstupu interferometru a střední kvadratická odchylka pro měření na prvním a na druhém výstupu. Do grafu vyneseme absolutní hodnoty rozdílů intenzit v závislosti na napětí U . V případě, že je odezva FM lineární (viz rovnice (4.1)), můžeme naměřené výsledky proložit křivkou vycházející z interferenčního zákona. Její minimum odpovídá hodnotě půlvlnného napětí. Výsledek by měl být stejný pro oba výstupy interferometru. Je třeba zdůraznit, že naměřená hodnota půlvlnného napětí je platná pouze pro daný světelný zdroj nebo pro zdroj se stejnou vlnovou délkou. Pokud má světelný zdroj jiné spektrum, pak je třeba provést nové měření nebo potřebnou korekci. Použité vybavení: laserový zdroj na 1550 nm (OZ Optics), optická vlákna (Nufern), optické spojky, vláknové děliče svazku 50:50 (Sifam), polarizační kontrolery (Thorlabs), elektrooptický fázový modulátor (JDSU), piezoelektrický fázový modulátor (Canadian Instrumentation & Research Ltd.), mechanické tlumící prvky (OZ Optics), nastavitelná vzduchová mezera - mechanické elementy (Eksma, Thorlabs), čočky (Thorlabs) a motorizovaný lineární posuv (Newport), PIN diody (Thorlabs), počítač s instalovanou akviziční kartou (Advantech).
Reference [1] Základy fotoniky 4, B. E. A. Saleh a M. C. Teich, matfyzpress 1996. 33
[2] Encyclopedic Handbook of Integrated Optics, K. Iga a Y. Kokubun, CRC Press 2006.
34
5 5.1
Měření modulu autokorelační funkce polovodičového laseru Úvod
Jednou ze základních charakteristik světelného zdroje jsou koherenční vlastnosti generovaného záření. Libovolné optické vlnění můžeme popsat vlnovou funkcí u(r, t) = Re{U (r, t)}, kde U (r, t) je komplexní vlnová funkce. V případě chaotického světla jsou u(r, t) a U (r, t) náhodnými funkcemi. To znamená, že i optická intenzita je náhodnou funkcí a je charakterizovaná střední hodnotou I = h|U (r, t)|2 i. Pokud se střední intenzita nemění v čase, jedná se o stacionární světlo a pokud dále předpokládáme, že se jedná o ergodický proces, pak můžeme statistické středování (středování přes mnoho realizací vlnění) můžeme nahradit časovým středováním. Vzhledem k tomu, že následující úloha je realizovaná pomocí jednomódových optických vláken, budeme se dále zabývat jenom časovou koherencí světla (U (r, t) = U (t)). Abychom popsali provázanost náhodných fluktuací funkce U (t) v čase, zavedeme veličinu zvanou časová koherenční funkce Z T 1 Γ(τ ) = lim U ∗ (t)U (t + τ )dt. T →∞ 2T −T Jedná se o autokorelační funkci náhodné funkce U (t), která popisuje míru podobnosti funkce U (t) se svojí kopií zpožděnou o čas τ . Časová koherenční funkce nese informaci jak o stupni korelace světla, tak o intenzitě (I = Γ(0)). Pokud chceme popsat pouze koherenční vlastnosti záření, zavedeme normovanou autokorelační funkci γ(τ ) =
Γ(τ ) hU ∗ (t)U (t + τ )i = Γ(0) hU ∗ (t)U (t)i
zvanou komplexní stupeň časové koherence. Je zřejmé, že pro úplně koherentní světlo je |γ(τ )| = 1 a pro světlo úplně nekoherentní |γ(τ )| = 0. V následující úloze se budeme zabývat měřením modulu komplexního stupně časové koherence |γ(τ )|. Měření se bude provádět nepřímo na základě měření interferenčního kontrastu na výstupech vláknového MachovaZehnderova interferometru. Pokud vyvážíme intenzity záření v obou ramenech interferometru na stejnou hodnotu I0 , můžeme popsat intenzitu v jednom výstupním portu interferometru pomocí interferenční rovnice I = I0 [1 + |γ(τ )| cos ϕ(τ )]. 35
ϕ(τ ) je rozdíl fáze mezi zářením v prvním a druhém rameni interferometru. Kontrast interference spočítáme z maxim a minim výstupní intenzity podle vztahu Imax − Imin K= = |γ(τ )|. (5.1) Imax + Imin Jak je vidět, hodnota kontrastu interference se v tomto případě rovná velikosti modulu komplexního stupně časové koherence.
5.2
Měření
V této úloze se budeme zabývat měřením modulu komplexního stupně časové koherence polovodičové laserové diody, jejíž záření je navázáno do jednomódového optického vlákna. Spektrum studované laserové diody obsahuje několik podélných módů, viz obr. 5.1(b) a je typickým spektrem laserové diody s Fabry-Perotovým rezonátorem, který je tvořen stěnami krystalu. Vlnové délky jednotlivých módů jsou dané délkou rezonátoru a indexem lomu krystalu. Spektrum souvisí pomocí Fourierovy transformace s časovou koherenční funkcí. Na obr. 5.1(b) je vidět, jak se struktura spektra laserové diody projeví ve tvaru autokorelační funkce.
Obrázek 5.1: (a) Nastavitelná vzduchová mezera. (b) Závislost kontrastu interference na poloze vzduchové mezery pro laserovou diodu a spektrum laserové diody.
Jak bylo předesláno v úvodu, měření autokorelační funkce se provádí nepřímo pomocí měření kontrastu interference na výstupech MZ interferometru, viz obr. 5.2. Abychom mohli modul autokorelační funkce změřit, potřebujeme nějakým způsobem měnit zpoždění mezi zářením procházejícím jedním a druhým ramenem MZ interferometru. K tomu nám poslouží nastavitelná vzduchová mezera, viz obr. 5.1(a). Jedná se o dva kolimátory, z nichž jeden 36
vyváže světlo z optického vlákna do prostoru a druhý ho naváže zpět do vlákna. Jeden z těchto kolimátorů je umístěn na motorizovaném lineárním posuvu, který umožňuje měnit délku vzduchové mezery. V našem případě se jedná o motorizovaný posuv MFA-CC od firmy Newport. Posuv můžeme řídit z počítače přes rozhraní RS232 pomocí kontroleru SMC100CC. K snadné obsluze slouží software SMC100 dodávaný výrobcem.
Obrázek 5.2: Schéma pro měření modulu autokorelační funkce laseru. SMF - jednomódové vlákno (single-mode fiber), S - spojka, BS - vláknový dělič svazku 50:50 (beam splitter), PC - polarizační kontroler (polarization controller), EOFM - elektrooptický fázový modulátor, AG - vzduchová mezera (air-gap), CS - navazovací systém (coupling system), MA - mechanický tlumící prvek, MC - kontroler motorizovaného posuvu, C - počítač, AO - analogový výstup akviziční karty (analog output), D - detektory, O - osciloskop.
Pro měření modulu autokorelační funkce je třeba vyvážit intenzity záření procházející rameny MZ interferometru a optimalizovat kontrast interference na jeho výstupech podle postupu popsaného v úloze 3.2.2. Při tomto nastavení odpovídá modul autokorelační funkce velikosti kontrastu interference podle výše uvedeného vztahu (5.1). Optické dráhy ramen MZ interferometru jsou vyvážené tak, že maximální kontrast interference naměříme, pokud je lineární posuv vzduchové mezery přibližně v polovině rozsahu pojezdu. Jak je vidět z obr. 5.1(b), kontrast interference výrazně stoupá v poměrně úzkých intervalech polohy vzduchové mezery. Proto je třeba proměřit závislost kontrastu na poloze vzduchové mezery dostatečně přesně. My zvolíme krok 5 µm. Protože je rozsah vzduchové mezery 25 mm, je časově výhodnější celé měření automatizovat. K tomu poslouží software připravený v počítači. Výstupní signál MZ interferometru budeme monitorovat PIN diodami, které připojíme na vstupy osciloskopu. Osciloskop spojíme s počítačem přes rozhraní RS232. Při vlastním měření se bude lineární posuv kontinuálně pohybovat rychlostí 5 µm/s a bude tak projíždět interferenční proužky, které se budou zobrazovat na osciloskopu. Jejich maxima a minima se budou načítat do počítače. Je třeba zajistit, aby se na obrazovku osciloskopu zobrazily přibližně 2-3 interferenční proužky. Proto před měřením vhodně nastavíme ča37
sovou osu osciloskopu. Poté dáme lineární posuv do počáteční polohy a spustíme program. Lineární posuv se bude pohybovat danou rychlostí a každou sekundu se do počítače načte jeho přesná poloha a jí odpovídající maxima a minima interferenčních proužků na výstupech interferometru. Z naměřených hodnot spočítáme kontrast interference, který zobrazíme v závislosti na relativním zpoždění záření mezi oběma rameny MZ interferometru. Použité vybavení: laserový zdroj na 1550 nm (OZ Optics), optická vlákna (Nufern), optické spojky, vláknové děliče svazku 50:50 (Sifam), polarizační kontrolery (Thorlabs), elektrooptický fázový modulátor (JDSU), mechanické tlumící prvky (OZ Optics), nastavitelná vzduchová mezera - mechanické elementy (Eksma, Thorlabs), čočky (Thorlabs) a motorizovaný lineární posuv (Newport), PIN diody (Thorlabs), osciloskop (GOOD WILL instrument), počítač s instalovanou akviziční kartou (Advantech).
38
6 6.1
Frekvenční multiplex Úvod
Frekvenční multiplex (zkratka WDM z anglického wavelength division multiplexing) označuje techniku přenosu několika nezávislých signálů jednou komunikační linkou, například jedním optickým vláknem. Přitom jednotlivé signály jsou nesené optickým zářením s různou optickou frekvencí a tedy různou vlnovou délkou. Většina WDM systémů pracuje s jednomodovými optickými vlákny na vlnových délkách kolem 1310 nm a 1550 nm, ale existují i realizace využívající vlákna multimodová. Daný rozsah vlnových délek je rozdělen na několik kanálů se stejnou šířkou pásma. Nezávislé signály nesené zářením s příslušnými vlnovými délkami jsou smíšeny pomocí multiplexeru a vedeny společně optickým vláknem. Na straně příjemce jsou jednotlivé kanály rozděleny demultiplexerem a dále přenášeny nezávisle, případně demodulovány a zpracovány. Kanály mohou být použity pro přenos jedním směrem nebo je možný duplexní provoz. První WDM systém byl realizovaný v roce 1978 v laboratorních podmínkách pouze se dvěma kanály. Dnešní WDM systémy fungují na velkou vzdálenost, zvládají stovky kanálů a mohou dosáhnout přenosových kapacit vyšších než 1 Tb/s [1]. Jednodušší CWDM (z anglického coarse WDM) dělí celý rozsah od 1310 nm do 1610 nm na kanály o šířce 20 nm. S ohledem na zvýšenou absorpci křemenných vláken v intervalu zhruba 1320 nm až 1470 nm nebývají vždy použity všechny kanály, případně je omezen dosah CWDM systému. Dalším důvodem omezeného dosahu je nemožnost využití zesilovačů založených na erbiem dopovaných vláknech pracujících pouze v okolí vlnové délky 1550 nm. Výhodou CWDM je široký rozestup kanálů, což usnadňuje jejich směšování a rozdělování. Větší počet kanálů než CWDM nabízí DWDM (z anglického dense WDM), které dělí C pásmo propustnosti 1525-1565 nm křemenných vláken do 40 kanálů s rozestupem 100 GHz nebo do 80 kanálů s rozestupem 50 GHz. Ultra DWDM poskytuje 160 komunikačních kanálů s rozestupem 25 GHz. V případě současného využití L pásma propustnosti 1570-1610 nm se počet kanálů zdvojuje. Všechny kanály mohou být zesíleny vláknovými zesilovači a DWDM kódování tak lze použít na velké vzdálenosti. Náplní následujících úloh bude realizace CWDM systému v nejjednodušší podobě s pouhými dvěma využitými kanály s centrálními vlnovými délkami 1310 nm a 1550 nm. Ověříme současný přenos amplitudově modulovaných signálů buď jednosměrně nebo duplexně, kdy každá z komunikujících stran přijímá na jedné vlnové délce a vysílá na druhé. Duplexní přenosový režim 39
s dvěma vlnovými délkami využívají například některé kabelové televize. Součastí realizace jednoduchého WDM systému bude i měření ztrát a přeslechů v jednotlivých kanálech.
6.2
Realizace jednosměrného WDM systému
Cílem úlohy je realizace jednosměrného WDM systému se dvěma nosnými vlnovými délkami 1310 nm a 1550 nm. Příslušné polovodičové laserové zdroje umožňují amplitudově modulovat výstupní signál a simulovat tak reálný přenos informace. Obě vlnové délky jsou nejprve smíšeny pomocí WDM děliče se dvěma jednomodovými vstupy a jedním jednomodovým výstupem, který je navázán na jednomodové optické vlákno simulující optickou linku. Na straně příjemce je WDM signál zpětně rozložen (demultiplexován) pomocí WDM děliče s jedním vstupem a dvěma výstupy pro vlnové délky 1310 nm a 1550 nm. Optické příjímače založené na polovodičových PIN diodách, zesilovacích stupních a digitálním osciloskopu detekují a vizualizují přijaté signály.
Obrázek 6.1: Schéma dvoukanálové WDM komunikační linky. Laserové diody L1 a L2 poskytují optické signály s vlnovými délkami 1310 nm a 1550 nm, které jsou smíchány multiplexerem MUX, vedeny jednomodovým optickým vláknem, rozděleny demultiplexerem DEMUX a detekovány optickými přijímači na bázi InGaAs PIN fotodiod. Základní experimentální uspořádání, jehož schéma je znázorněno na obráz40
ku 6.1, je založeno na dvojici WDM děličů: multiplexeru (MUX) a demultiplexeru (DEMUX). Vstupní signály z laserové diody 1310 nm (L1) a laserové diody 1550 nm (L2) jsou přivedeny jednomodovými optickými vlákny na vstup multiplexeru. Jeho výstup je spojen se vstupem demultiplexeru na straně příjemce standardním jednomodovým optickým vláknem (SMF). Výstupy WDM demultiplexeru jsou vedeny do optických přijímačů, které mohou být realizovány několika způsoby. První variantou je InGaAs PIN fotodioda (PD) zapojená pod záporným předpětím následovaná zatěžovacím odporem (typicky 50-150 Ω) nebo instrumentálním převodníkem proudu na napětí (AMP) s nastavitelným ziskem a šířkou pásma. S ohledem na malou aktivní plochu fotodiody je třeba optický signál vyvázat z optického vlákna a fokusovat na aktivní plochu vhodnou optickou soustavou (OC). Druhou variantou je využití integrovaného optického přijímače (REC) opět na bázi InGaAs fotodiody v jednom pouzdře s ultrarychlým elektronickým zesilovačem, případně i příjmovým adaptérem pro optické vlákno a fokusací na aktivní plochu fotodiody. Realizujte popsané experimentální uspořádání jak je znázorněno na obrázku 6.2. Optické konektory (FC) mezi laserovými zdroji L1, L2 a WDM multiplexerem MUX zatím neoptimalizujte na maximální propustnost. Podobně neoptimalizujte ani konektorové spoje na optické lince mezi MUX a DEMUX. Měření propustnosti a optimalizace bude předmětem další úlohy. Při konektorování pouze pečlivě kontrolujte kvalitu a čistotu konektorovaných optických vláken a v případě problémů dbejte pokynů vedoucího praktických cvičení. Za výstupním WDM demultiplexerem DEMUX zvolte jednu z výše zmíněných metod detekce nebo jejich kombinaci a přikonektorujte případně vyvažte a čočkou sfokusujte demultiplexované signály na příslušné detektory. Zkontrolujte, zda jsou všechna vlákna správně spojena a žádný optický signál není veden do volného prostoru. Zapněte laserový zdroj L1 emitující záření 1310 nm, zatím v CW režimu. Pozorujte detekovaný signál na 1310 nm výstupu realizovaného WDM systému pro optický přijímač DC vázaný, tj. bez potlačení kontinuální složky, a s nízkým zesílením. Elektrické napětí můžete měřit digitálním multimetrem (METEX), sledovat na displeji instrumentálního převodníku (AMP) proudu na napětí nebo přímo zobrazit s pomocí digitálního osciloskopu (SCOPE). Zisk postupně zvyšujte až získáte rozumný dynamický rozsah a odstup signálu od šumu. Z hodnot senzitivity PIN fotodiody a zisku elektronického zesilovače určete detekovaný demultiplexovaný optický výkon. Podobným způsobem ověřte, že na výstupu 1550 nm není přítomen měřitelný výkon. Vypněte laserový zdroj L1 a zapněte laserový zdroj L2 emitující záření 1550 nm a opakujte celou proceduru. Uveďte do provozu laserové zdroje na obou vlnových délkách, tentokrát 41
s aktivovanou amplitudovou modulací rozdílnou pro každý zdroj. Volitelně mohou být oba laserové zdroje synchronizovány ze stejného elektronického generátoru signálu. Referenční výstup tohoto generátoru (TRIGGER) ve spojení s výstupy obou detektorů umožní podrobnou časovou charakterizaci WDM komunikační linky. Výstup detektorů připojte k digitálnímu osciloskopu a sledujte nezávislou WDM komunikaci na dvou vlnových délkách po jednom optickém vláknu. Použité vybavení: laserový zdroj 1310 nm (OzOptics), laserový zdroj 1550 nm (OzOptics), WDM dělič MUX a DEMUX pro 1310 nm a 1550 nm (Optokon), optické vlákno (Nufern), InGaAs PIN fotodiody (Thorlabs, Hamamatsu), měřič výkonu (FieldMasterGS, Thorlabs), zatěžovací 50 Ω rezistor, instrumentální převodník proudu na napětí (PDA200C, Thorlabs), rychlý integrovaný optický přijímač (FPD510, Thorlabs, MenloSystems), koaxiální kabely, digitální multimetr (Metex), osciloskop (Gw Instek). Volitelně: generátor signálu, minimálně tříkanálový digitální osciloskop.
Obrázek 6.2: Experimentální realizace dvoukanálové WDM komunikační linky.
6.3
Měření ztrát v jednotlivých kanálech WDM
Cílem úlohy je charakterizace ztrát v optické části WDM komunikační linky. Z měření výkonu za demultiplexerem těsně před optickým přijímačem a před vstupním multiplexerem bude stanovena optická propustnost komunikační linky. Měření bude provedeno pro každou vlnovou délku a tedy pro každý z obou WDM kanálů samostatně. S ohledem na délku použitých optických 42
vláken jsou ztráty způsobené výhradně konektorovými spoji a ztrátami ve WDM multiplexeru a demultiplexeru. V reálném případě komunikace na velkou vzdálenost převažují ztráty a další nedokonalosti způsobené šířením v optickém vlákně. V experimentálním uspořádaní WDM z předchozí úlohy rozpojte konektorový spoj mezi laserovým zdrojem L1 a optické vlákno ze zdroje vložte do vyvazovače (OC) sestaveného z adaptéru konektoru optického vlákna, asférické čočky a vhodných mechanických montáží, viz úloha 2.2. Vyvázaný optický svazek 1310 nm nechte dopadat na detekční hlavu měřiče optického výkonu (FieldMaster GS, Thorlabs) a určete příslušný optický výkon. Rozpojenou konektorovou spojku opět spojte a podobným způsobem změřte optický výkon na výstupu WDM systému ve výstupním kanálu odpovídající vlnové délce 1310 nm. Stejně proměřte optický výkon ze zdroje L2 na vstupu a výstupu WDM kanálu 1550 nm. Optimalizujte metodou klíčování [2] podle návodu vedoucího praktických cvičení konektorové spoje mezi zdroji a optickými přijímači. Klíčování spojů je přímočará ale časově náročná činnost vhodná pouze pro delší praktická cvičení nebo pro studenta, který optimalizaci a další procedury provede v rámci bakalářské práce. Lze také optimalizovat pouze jeden konektorový spoj pro demonstraci. Následně proveďte nové měření propustnosti popsané v předchozím odstavci. Srovnejte hodnoty optické propustnosti před a po optimalizaci. Použité vybavení: stejné jako v předchozí úloze. Další použité vybavení: měřič výkonu (Thorlabs), optický vyvazovač pro vyvázání vedeného modu z optického vlákna do volného prostoru zkompletovaný podle návodu z optických a mechanických součástek (Thorlabs, Ekspla).
6.4
Měření přeslechů mezi kanály WDM
Cílem úlohy je experimentální odhad přeslechů mezi kanály zrealizované WDM komunikační linky. Přeslechem označujeme signál, který detekujeme na výstupu komunikačního kanálu 1550 nm, pokud je na vstupu injektován signál do kanálu 1310 nm a obráceně. Na vstupu nastavte maximální optický výkon laserového zdroje a volte amplitudově modulovaný režim s maximální hloubkou modulace. Na výstupu WDM použijte AC vázaný (dolní mezní frekvence 5 MHz) optický přijímač s vysokým ziskem a nízkým vstupním ekvivalentním šumem (např. FPD510 MenloSystems s celkovým ziskem 4·104 V/W a úrovní temného šumu −120 dBm) a jeho výstup monitorujte digitálním osciloskopem nebo spektrálním analyzátorem. Z parametrů optického přijímače a dalších elektronických modulů odhadněte minimální možný měřitelný výkon (noise equivalent 43
Obrázek 6.3: Schéma dvoukanálové duplexní WDM komunikační linky. power, NEP) na výstupu demultiplexeru. Proveďte měření a určete úroveň přeslechů srovnáním výstupů pro zapnutý a vypnutý laserový zdroj. Pokud je úroveň přeslechů neměřitelná, tj. menší než šum detektoru, považujte velikost přeslechů rovnou NEP optického přijímače. Z hodnoty optického výkonu přeslechů a hodnoty průměrného optického výkonu laserového zdroje na vstupu určete poměrem odstup přeslechů od optického výkonu nosné vlny. Vyjádřete odstup na logaritmické škále v dB. Srovnejte s údaji výrobce WDM multiplexeru a demultiplexeru. Použité vybavení: stejné jako v první úloze pro realizaci WDM systému. Další použité vybavení: optický přijímač s vysokým ziskem a nízkým vstupním ekvivalentním šumem (FPD510, Thorlabs, MenloSystems), digitální osciloskop s vysokou citlivostí vstupu a statistickými funkcemi (WavePro7000, LeCroy) případně elektronický spektrální analyzátor (Agilent).
6.5
Realizace duplexního WDM systému
V následující úloze demonstrujeme možnost duplexního provozu WDM systému. V jednom WDM kanálu realizované WDM komunikační linky zaměňte laserový zdroj a optický přijímač, viz schéma na obrázku 6.3. Záměnu provádějte při kompletně vypnutém systému, zvláště věnujte pozornost vypnutí 44
Obrázek 6.4: Experimentální realizace duplexního WDM komunikačního systému. laserových zdrojů. Po zkompletování systému proveďte oživení postupně jednoho i druhého komunikačního kanálu podle návodu v první úloze zabývající se jednosměrným WDM. Zapněte oba laserové zdroje a zvolte rozdílné amplitudové modulace. Na osciloskopu sledujte duplexní komunikaci. Volitelně lze obě nosné protiběžné vlny modulovat reálnými signály, například výstupem ze zvukové karty osobního počítače. Pokud laserové zdroje nemají možnost takové externí modulace, lze laserový zdroj doplnit rychlým fázovým modulátorem a polarizátorem. Tyto a další modifikace úlohy jsou vhodné jako bakalářská práce. Použité vybavení: stejné jako v první úloze pro realizaci WDM systému. Volitelně další vybavení pro demonstraci reálného přenosu dat.
Reference [1] T. Naito, One terabit/s transmission over 10.000 km using C-band and L-band, Networks and Optical Communications 1, 2 (2000). [2] L. Slodička, M. Ježek, M. Mičuda, Přenos a detekce optického signálu: soubor experimentálních úloh, Katedra optiky, Přírodovědecká fakulta, Univerzita Palackého, miniskriptum za podpory projektu 1586/2007 FRVŠ (2007).
45
7 7.1
Jednofotonový detektor a jeho vlastnosti Úvod
Jednofotonové detektory a jejich aplikace hrají v moderních komunikacích čím dál tím významnější roli. Zde si popíšeme princip jejich fungování a jejich nejdůležitější vlastnosti, jako jsou detekční účinnost, mrtvá doba nebo odezva detektoru.
7.2
Princip funkce jednofotonového detektoru
Základním stavebním kamenem moderních komunikačních protokolů jako kvantová kryptografie jsou detektory schopné detekovat jednotlivá kvanta elektromagnetického záření - fotony. Ideální detektor jednotlivých fotonů mající jednotkovou detekční účinnost a nulový šum zareaguje na každý dopadající foton vygenerováním proudu fotoelektronů. V procesu zesílení je do výstupního signálu typicky zaveden šum znemožňující rozlišení počtu detekovaných fotonů. Výstupní signál reálného jednofotonového detektoru má charakter logických pulsů indikujících přítomnost nebo absenci dopadajících fotonů. Detektorům s touto vlastností se říká binární detektory. Přehledu jednofotonových detektorů a jejich vlastnostem se věnuje například práce [1]. My se zde blíže seznámíme s často používaným zařízením umožňujícím detekovat jednotlivé fotony ve viditelné a blízké infračervené oblasti spektra a to s lavinovou fotodiodou pracující v Geigerově módu. V literatuře se lavinová fotodioda označuje zkratkou APD z anglického Avalanche Photodiode. V dalším textu budeme toto označení používat pro lavinovou fotodiodou pracující v Geigerově módu. Charakteristickým rysem APD je lavinový zesilovací mechanismus, který zesílí energii získanou absorpcí i jediného fotonu na makroskopickou úroveň. Absorpce fotonu v detekčním prvku vytvoří elektron-děrový pár, který je urychlován díky přiloženému vysokému závěrnému napětí. Typická hodnota elektrického pole v multiplikační zóně se pohybuje řádově okolo 105 V/cm [2]. Oba nosiče náboje jsou urychlovány elektrickým polem a zároveň zpomalovány náhodnými srážkami s mřížkou, které předávají část své kinetické energie. Tyto protichůdné jevy způsobí, že oba nosiče náboje dosáhnou jen určité střední saturované rychlosti pro dané elektrické pole. Nosič náboje, který získá dostatečnou energii, může nárazovou ionizací způsobit generaci dalšího elektron-děrového páru. Vzniklý lavinový proces je obecně tvořený elektrony, dírami nebo oběma nosiči náboje současně. V případě, že elektrony i díry ionizují srovnatelně často, oba nosiče náboje pohybující se v navzájem opačných směrech generují další páry nosičů, které jsou schopny generovat 46
další páry. Tímto způsobem se vytváří nekonečná smyčka, které se říká zpětná vazba. Zpětná vazba zvyšuje jak zesílení detektoru, tak i jeho šum, jelikož se jedná o náhodný proces. Zpětná vazba navíc zabírá čas a tím zužuje frekvenční šířku pásma detektoru. V neposlední řadě se zpětná vazba může stát natolik nestabilní, že dojde k lavinovému průrazu a tím i ke zničení detekčního prvku v detektoru, viz obrázek 7.1. Z těchto důvodů jsou pro výrobu
Obrázek 7.1: Obrázek detekčních prvků (chip SLIK) z APD detektoru, který byl získán mikroskopem s horním osvětlením. Vlevo vidíme detekční prvek pokozený průrazem, vpravo je nepokozený prvek.
detekčních prvků upřednostňovány materiály, ve kterých nárazovou ionizaci působí pouze jeden typ nosiče náboje. V doposud nejpoužívanějším materiálu, křemíku, se využívá dominantní elektronové vodivosti. Detektory na bázi křemíku nacházejí své využití v oblastech 450 nm až 850 nm, kdežto pro vlnové délky 1100 nm až 1650 nm se využívá zejména gálium s příměsmi (například InGaAs). Geometrické uspořádání detekčního prvku v APD detektoru se navrhuje s ohledem na maximalizaci absorpce dopadajících fotonů a možnost dosažení silného homogenního elektrického pole, které je potřebné pro bezpečný lavinový mechanismus. Maximalizace absorpce lze dosáhnout v široké vrstvě materiálu. Silné homogenní elektrické pole, které omezí vznik nekontrolovaných lavin z důvodu nestabilit či vzniku mikroplasmatu v multiplikačním regionu, se dá úspěšně dosáhnout jen v geometricky tenké oblasti. Protichůdné geometrické nároky vedly ke konstrukci detekčního prvku, ve kterém jsou oblasti absorpce a multiplikace navzájem odděleny. V literatuře se označuje tato konstrukce pojmem SAM, z anglického Separate Absorbtion Multiplication. Princip fungování SAM je následující. Příchozí fotony jsou absorbovány v geometricky široké oblasti, která je slabě dotovaná nebo má vlastní vodivost. 47
Vlivem slabého elektrického pole fotoelektrony skrz tuto oblast driftují, až se nakonec dostanou do tenké vrstvy, ve které dochází pod vlivem silného homogenního elektrického pole k lavinovému násobení a k následnému zpracování elektronikou. Samotné zhášení laviny lze provést pasivně nebo aktivně. Pasivní zhášení se realizuje s pomocí zátěžového odporu, jehož hodnota limituje maximální velikost proudu tekoucího diodou po detekční události. Kapacitance celého detekčního systému (dioda a zátěžový odpor) udává dobu potřebnou na obnovu detekčních schopností diody. Tato doba se nazývá mrtvou dobou, anglicky dead time. Je to časový interval, po který lavinová fotodioda není schopna detekovat, jelikož se provádí zhášení laviny vzniklé jako důsledek předchozí detekční události. Mrtvá doba detektoru efektivně určuje nejvyšší možnou opakovací frekvenci celého komunikačního protokolu. Aktivní způsob zhášení pracuje na principu dočasného přerušení přepětí na diodě, které následuje zlomek mikrosekundy po detekční události. Přerušení přepětí na diodě dovolí všem nosičům náboje, včetně nosičů zachycených na nečistotách PN přechodu, shromáždit se na elektrodách lavinové fotodiody. Poté se znovu aplikuje přepětí a dioda je opět schopna detekovat. U komerčně vyráběných APD detektorů trvá mrtvá doba desítky nanosekund a déle. Obecně lze konstatovat, že APD detektory s aktivním zhášením jsou rychlejší než se zhášením pasivním.
7.3
Vlastnosti lavinových fotodiod
Důležitou charakteristikou APD detektoru je pravděpodobnost detekce fotonu, kterou lze vyjádřit jako součin kolekční, vnitřní kvantové a lavinové účinnosti. Kolekční účinnost je především určena ztrátami odrazem na detekčním prvku. Vnitřní kvantová účinnost materiálu vyjadřuje pravděpodobnost vzniku elektron-děrového páru vlivem absorpce dopadajícího fotonu a je obecně závislá na vlnové délce. Vnitřní kvantové účinnosti nejpoužívanějších materiálů jsou na obrázku 7.2. Lavinovou účinnost definujeme jako pravděpodobnost, kdy primární pár nosičů náboje vygenerovaný absorpcí dopadajícího fotonu spustí lavinový jev. Komerčně vyráběné APD detektory dosahují pravděpodobnost detekce fotonu typicky 60% pro vlnovou délku 700 nm a 25% pro vlnovou délku 1550 nm. Je třeba ještě podotknout, že obecně jsou kolekční, vnitřní kvantová a lavinová účinnost na sobě nezávislé. Všechny materiály používané pro výrobu detekčních prvků v APD mají díky svému velkému indexu lomu relativně vysokou odrazivost pohybující se řádově v desítkách procent [4]. Pro snížení odrazivosti se v některých případech na detekční prvek nanášejí antireflexní vrstvy. Další možností jak zvýšit pravděpodobnost detekce fotonu je například využití kaskádovitého 48
Obrázek 7.2: Vnitřní kvantová účinnost některých materiálů používaných k výrobě APD detektorů. Převzato z knihy [3]. uspořádání APD detektorů [5, 6]. Princip spočívá v tom, že odraz signálu od prvního detektoru je soustředěn na dalším detektoru a oba elektronické signály jsou sečteny. Stejně jako u detektorů klasického signálu i zde existuje šum detektoru, kterému se říká temné pulsy, z anglického dark counts. Jak už sám název napovídá, jedná se o detekční události za nepřítomnosti signálu, které vznikají náhodnými excitacemi v oblasti absorpce a jsou způsobené vlivem termálních jevů. Chlazením detekčního prvku lze temné pulsy výrazně eliminovat. Podrobnější popis lavinových fotodiod lze nalézt například v knize [7] nebo práci [8].
7.4
Poissonovo rozdělení
Uvažujeme, že na detektor dopadá konstantní úroveň signálu ve formě jednotlivých fotonů. Dále předpokládejme, že dopady jednotlivých fotonů jsou statisticky nezávislé. Výše zmíněné předpoklady vedou na Poissonovo rozdě-
49
lení počtu detekčních událostí n v určitém časovém intervalu, λn −λ e , n = 1, 2, . . . (7.1) n! Parametr λ je současně střední počet a variance detekčních událostí. Odvození Poissonova rozdělení lze najít například v knize [9]. p(n) =
7.5
Měření šumu APD detektoru
Jak už z předešlého textu vyplývá (viz sekce 7.3), četnost temných pulsů určuje počet detekcí na APD detektoru bez přítomnosti signálu. Budeme tedy měřit počet detekcí za jednotku času. Experimentální uspořádání je velmi jednoduché, jelikož se skládá pouze z APD detektoru. V našem případě budeme používat jednofotonový detekční modul id 201 od společnosti id Quantique, viz obrázek 7.3. Před samotným spuštěním id 201 je nutné se
Obrázek 7.3: Na obrázku je vyfocen jednofotonový detekční modul id 201 společnosti id Quantique.
seznámit s návodem k jeho obsluze. Jakékoli nejasnosti by měly být konzultovány s vedoucím cvičení, neboť nesprávné nastavení detektoru může vést k jeho zničení. Detektor id 201 se skládá z chlazené lavinové fotodiody na bázi InGaAs, z elektroniky kontrolující teplotu, přepětí, zhášení diody, čítací elektroniky a vlastního generátoru pulsů. Lavinová fotodioda pracuje v takzvaném hradlovém režimu (gate mode), kde puls o daném napětí způsobí, že na diodu je přiloženo závěrné napětí a fotodioda je schopna detekce. Délka tohoto pulsu určuje velikost detekčního okna. Měření temných pulsů provedeme nejprve pro 10 % jednofotonovou detekční účinnost (detection probability), kterou si nastavíme na detektoru. 50
Obrázek 7.4: Schéma měření statistiky počtu fotonů velmi zeslabeného signálu APD detektorem. Podrobnějí informace lze najít v textu.
Dále si na detektoru nastavíme počet detekčních oken za jednu sekundu (trigger frequency) na 10 kHz a mrtvou dobou nastavíme na ”None”. Velikost detekčního okna (gate width) postupně nastavujeme na 2.5 ns, 5 ns, 20 ns, 50 ns a 100 ns. Pro každou nastavenou hodnotu velikosti detekčního okna provedeme měření, které několikrát zopakujeme. Výsledky si samozřejmě poznačíme. Cílem je získat dostatek naměřených hodnot pro statistické zpracování. Další měření provedeme pro počet detekčních oken nastavených na 100 kHz a s mrtvou dobou nastavenou na 10 µs. Měření provedeme pro všechny výše jmenované velikosti detekčních oken. Dalším úkolem je provedení celého výše popsaného měření pro 25 % jednofotonovou detekční účinnost detektoru. Výsledky následně porovnejte mezi sebou a také je porovnejte s výsledky zkušebního protokolu dodávaného výrobcem detektoru. Použité vybavení: APD detektor id 201 (id Quantique).
7.6
Měření statistiky počtu fotonů velmi slabého signálu
V této úloze se budeme zabývat ověřením Poissonovy statistiky laserového záření. Měření provedeme pro optické záření o vlnových délkách 1310 nm a 1550 nm. Optický signál z laserového zdroje pracujícího na vlnové délce 1550 nm je navázán do jednomódového optického vlákna (SMF) a je postupně zeslaben mechanickým variabilním tlumícím prvkem (MA) a následně digitálním variabilním tlumícím prvkem (DA). Zeslabený signál je veden jednomódovým optickým vláknem do detektoru (APD). Schéma experimentálního uspořádání je znázorněno na obrázku 7.4. Před samotným zapnutím laserového zdroje v pulsním režimu nastavíme na mechanickém a digitálním tlumícím prvku hodnoty útlumu na maximum. Nastavení útlumu na mechanickém tlumícím prvku je provedeno za pomocí šroubu. Maximálního útlumu na něm docílíme úplným zašroubováním šroubu do tlumícího prvku. Detail obou variabilních tlumících prvků lze vidět na obrázku 7.5. Dalším bodem je nastavení detektoru, v našem případě id 201. Nejprve si na detektoru nastavíme jednofotonovou detekční účinnost (de51
Obrázek 7.5: Variabilní tlumící vláknové prvky. Levý panel znázorňuje mechanický variabilní tlumící prvek, pravý panel pak digitální variabilní tlumící prvek. tection probability) na 10 %, počet detekčních oken (trigger frequency) na 100 kHz, velikost detekčního okna (gate width) na 2.5 ns a mrtvou dobou (dead time) na 10 µs. Spustíme APD detektor, který začne detekovat temné pulsy. Zkontrolujeme nastavení maximálního útlumu na obou útlumových prvcích a zapneme laserový zdroj v pulsním režimu. Počet detekčních událostí by se neměl na APD detektoru nijak změnit. Nyní začneme snižovat útlum na útlumových prvcích nasledujícím způsobem. Nejprve na digitálním útlumovém prvku po krocích snížíme velikost útlumu na nulu. Při každém snížení velikosti útlumu zkontolujeme počet detekčních událostí. V případě, že velikost útlumu na digitálním útlumovém prvku dosáhne nuly a počet detekčních událostí registrovaných na APD detektoru nevzrostl, nastavíme digitální útlumový prvek opět na maximální útlum. Poté na mechanickém útlumovém prvku snížíme útlum pootočením šroubu o půl otáčky a opět po krocích snižujeme útlum na digitálním útlumovém prvku. V případě vzrůstu detekčních událostí nad hodnotu detekčních událostí způsobených temnými pulsy můžeme začít provádět samotné měření počtu detekčních událostí. Nedodržení výše zmíněného postupu při přípravě velmi zeslabeného laserového signálu může zapříčinit zničení detektoru. Cílem měření je získat dostatek naměřených hodnot pro statistické zpracování. Samotné ověření Poissonovy statistiky provedeme spočtením střední hodnoty a variance. Poté nastavíme na detektoru 25 % jednofotonovou detekční účinnost při stejné velikosti vstupního signálu a měření zopakujeme. Znovu ještě podotkněme, že při jakékoliv 52
manipulaci s optickými vlákny je potřeba se přesvědčit, zda jsou konektory čisté a případně je vyčistit. Dalším úkolem je provedení výše popsaného měření pro optické záření na vlnové délce 1310 nm. Výsledky měření vzájemně porovnejte. Experimentální realizace měření statistiky počtu fotonů velmi zeslabeného signálu je znázorněna na obrázku 7.6.
Obrázek 7.6: Obrázek možné realizace měření statistiky počtu fotonů velmi zeslabeného signálu.
Použité vybavení: laserové zdroje na 1310 nm a 1550 nm (OZ Optics), optické vlákno (Nufern), vláknový mikroskop (Thorlabs), mechanický variabilní tlumící prvek (OZ Optics), digitální variabilní tlumící prvek (OZ Optics), APD detektor id 201 (id Quantique).
Reference [1] Special Issue on Single-photon: detectors, applications, and measurement methods, Journal of Modern Optics, 51, 1265 (2004). [2] H. Dautet, P. Deschamps, B. Dion, A. D. MacGregor, D. MacSween, R. J. McIntyre, C. Trottier, P. P. Webb, Photon counting techniques with silicon avalanche photodiodes, Appl. Opt. 32, 3894 (1993). [3] S. M. Sze, Physics of Semiconductor Devices, Wiley, New York, 2. vyd. 1981. 53
[4] H. Bachor, A guide to experiments in quantum optics, Wiley-VCH, 1998, kapitola 6. [5] D. J. Jackson, G. M. Hockney, Detector efficiency limits on quantum improvement, J. Mod. Opt. 51, 2429 (2004). [6] Petra Doležalová, Konstrukce detektoru v geometrii zachycující světlo, bakalářská práce, Přírodovědecká fakulta Univerzity Palackého, Olomouc 2005. [7] B. E. A. Saleh, M. C. Teich, Fundamentals of photonic, John Wiley & Sons, 1991, kapitola 17. [8] S. Cova, M. Ghioni, A. Lacaita, C. Samori, F. Zappa, Avalanche photodiodes and quenching circuits for single-photon detection, Appl. Opt. 35, 1956 (1996). [9] B. E. A. Saleh, M. C. Teich, Fundamentals of photonic, John Wiley & Sons, 1991, kapitola 11.
54
