Физические основы волоконной оптики. Волошина Т.В - 29 стр.

UptoLike

ВУЗ: 

ВГУ | Воронеж

Составители: 

Рубрика: 

29
Известно, что кварц обладает очень сильно выраженной
гидрофильностью , потому для большинства волоконных световодов проблемой
является снижение содержания ионов гидроксила (OH) до достаточно низкого
уровня – обычно до нескольких частей на миллион . Волокно, вытягиваемое
даже из хорошо очищенной заготовки, успевает за доли секунды,
предшествующие нанесению первичного покрытия, впитать достаточное число
ионов OH
–
в хорошо очищенной вытяжкой атмосфере установки. Поэтому на
рис. 1 показаны окна прозрачности λ
1
, λ
2
, λ
3
и пики на λ =0,72; 1,36 мкм –
высшие гармоники пика на λ =2,7 мкм , соответствующего основной частоте
колебаний иона OH. Пик вблизи λ =1,25 мкм является комбинацией второй
гармоники колебаний OH
–
(λ=0,95) и основного резонанса матрицы SiO
2
,
обусловленного разрывом межатомных связей (λ=12,5 мкм ).
Расширение полосы связи по кварцевым волокнам в сторону видимого
диапазона (λ=0,7 мкм ), выгодное с точки зрения практического удобства,
ограничено другим механизмом потерь – радиационными потерями. Наиболее
трудно устранимым фактором радиационных потерь является релеевское
рассеяние, обусловленное существованием мелкомасштабных (по сравнению с
длиной волны ) флуктуаций плотности или химического состава вещества. Эти
флуктуации характерны для аморфного кварца и возникают как результат
«замораживания» нескомпенсированных и неравновесных состояний вещества
в момент стеклования. Результирующие неоднородности вызывают почти
изотропное релевское рассеяние, которое , в свою очередь, приводит к выводу
части энергии волноводных мод в оболочку, т.е к потерям . Релеевские потери
зависят от длины волны как λ
– 4
, и на рис. 10 видно, что левое «крыло» кривой
спектрального затухания хорошо укладывается на эту зависимость (штриховая
линия ).
Таким образом , спектральные потери в оптическом волокне вблизи тех
длин волн, которые используют для связи так называемые «окна прозрачности»
( λ
1
, λ
2
, λ
3
), сравнительно слабо зависят от длины волны в узком спектральном
диапазоне, излучаемом возбуждающим источником (Δλ ≈ 10 нм ). Поэтому
α
m
≠α
m
(f), и экспоненциальный множитель в (49) можно вывести из- под
интеграла. Теперь перейдем к рассмотрению всех входящих в формулу (49)
величин.
Эффективность возбуждения модовых групп в волокне. Энергия,
получаемая m - й модовой группой от источника возбуждения, равна
произведению энергии W
m
, получаемой этой группой мод при равномерном
возбуждении всех модовых групп и зависящей от эффективности ввода
излучения из источника в волокно, на эффективность
m
ℵ
~
возбуждения m - й
моды. Если W
0
– полная энергия, передаваемая волноводным модам , а М –
число модовых групп в волноводном континууме, то
M
W
W
m
0
≈
(52)
Знак примерного равенства говорит, что при таком рассмотрении не
учитываются поляризационные эффекты и тонкая структура излучения
источника.

Страницы