авторефераты диссертаций БЕСПЛАТНАЯ БИБЛИОТЕКА РОССИИ

КОНФЕРЕНЦИИ, КНИГИ, ПОСОБИЯ, НАУЧНЫЕ ИЗДАНИЯ

<< ГЛАВНАЯ
АГРОИНЖЕНЕРИЯ
АСТРОНОМИЯ
БЕЗОПАСНОСТЬ
БИОЛОГИЯ
ЗЕМЛЯ
ИНФОРМАТИКА
ИСКУССТВОВЕДЕНИЕ
ИСТОРИЯ
КУЛЬТУРОЛОГИЯ
МАШИНОСТРОЕНИЕ
МЕДИЦИНА
МЕТАЛЛУРГИЯ
МЕХАНИКА
ПЕДАГОГИКА
ПОЛИТИКА
ПРИБОРОСТРОЕНИЕ
ПРОДОВОЛЬСТВИЕ
ПСИХОЛОГИЯ
РАДИОТЕХНИКА
СЕЛЬСКОЕ ХОЗЯЙСТВО
СОЦИОЛОГИЯ
СТРОИТЕЛЬСТВО
ТЕХНИЧЕСКИЕ НАУКИ
ТРАНСПОРТ
ФАРМАЦЕВТИКА
ФИЗИКА
ФИЗИОЛОГИЯ
ФИЛОЛОГИЯ
ФИЛОСОФИЯ
ХИМИЯ
ЭКОНОМИКА
ЭЛЕКТРОТЕХНИКА
ЭНЕРГЕТИКА
ЮРИСПРУДЕНЦИЯ
ЯЗЫКОЗНАНИЕ
РАЗНОЕ
КОНТАКТЫ


Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 ||

«В.И. Борисов, В.И. Лебедев, С.Н. Перепечко ВВЕДЕНИЕ В ОПТИКУ УЛЬТРАКОРОТКИХ ЛАЗЕРНЫХ ИМПУЛЬСОВ Могилев, 2004 г. УДК 535.42 ББК ...»

-- [ Страница 6 ] --

1 Излучение лазера 1 расширяется телескопом 2 и попадает на светоде лительный кубик 5 интерферометра Майкельсона, который содержит колеб лющееся зеркало 3 и уголковый отражатель 4, который можно перемещать, создавая разность плеч интерферометра до одного метра. Зеркало 3 с помо 8 щью пьезокерамики колеблется вдоль оси лазерного пучка с амплитудой по рядка половины длины волны на частоте 400 Гц. Интерференционная кар тина на выходе интерферометра Майкельсона, через диафрагму 5 детектиру ется фотоприемником 6, в качестве которого используется фотоэлектронный умножитель ФЭУ-112. В части экспериментов с газовым лазером регистра ция интерференционной картины осуществлялась путем ее фотографирова ния с целью получения количественных данных по глубине модуляции ин терференционной картины. В этом случае уголковый отражатель не переме щался непрерывно, а устанавливался на определенные расстояния.

При работе с полупроводниковыми лазерами вместо уголкового от ражателя в установке применялось зеркало, которое перемещалось вдоль оси интерферометра, создавая разность хода в плечах интерферометра до 4 см.

Вместо телескопа в этом случае применялся микрообъектив, как показано на рис.7.1.

Излучение лазера с помощью микрообъектива вводилось в световод таким образом, чтобы полностью заполнить апертуру световода. При регист рации ФВК после прохождения световода сколлимированное с помощью микрообъектива излучение направлялось в интерферометр Майкельсона, по казанный на рис. 7.8.

В экспериментах использовались два образца волоконных световодов – многомодовый и одномодовый длиной 1200 м с потерями 7 дБ/км на длине волны 0,63 мкм, намотанные на катушки диаметром 32 см. Диаметры свето ведущей сердцевины световодов 48 и 5 мкм, числовые апертуры 0,15 и 0, для многомодового и одномодового световодов соответственно.

За счет использования колеблющегося зеркала интерферометра ин терференционная картина при регистрации сканируется относительно то чечной диафрагмы, установленной на входе фотоприемника. После детекти рования сигнал регистрируется самописцем, который и строит зависимость ФВК от разности хода лучей в интерферометре. При записи интерференци онной картины на фотопленку функция временной когерентности строится по точкам, каждая из которых соответствует выбранной разности хода в пле чах интерферометра.

При фотографической регистрации интерференционной картины снимки фотометрировались с использованием предварительно построенной характеристической кривой для применяемой фотопленки, а затем по ре зультатам обработки строилась ФВК.

Спектры излучения лазера ЛГ-79 регистрировались сканирующим ин терферометром Фабри-Перо на экране осциллографа с последующим фото графированием их с экрана осциллографа фотоаппаратом.

Спектр полупроводниковых лазеров регистрировался спектрографом ДФС-8, на выходе которого устанавливался фотоэлектронный умножитель со щелью.

() 0,, нс 0 2 Рис. 7.9. Функция временной когерентности лазера ЛГ-79 (1) и на выходе много модового волоконного световода (2). (3) - ФВК в отдельном пятне спекл-структуры и при перемешивании мод ВС.

Результаты измерения ФВК на выходе многомодового световода представлены на рис.7.9 (кривая 2). По сравнению с функцией временной ко герентности лазера рис.5.9 (кривая 1) ширина максимумов на выходе свето вода несколько увеличивается. Наблюдается также большой разброс значе ний ФВК, особенно в области задержек, соответствующих ее минимумам.

Этот разброс обусловлен изменениями спекл-структуры излучения, возни кающими при изменении разности хода лучей в интерферометре Майкельсо наВлияние спекл-структуры устранялось путем применения динамического смесителя мод, который представлял собой катушку диаметром 10 см из витков световода, периодически деформируемую нормально ее оси с не большой амплитудой и частотой 350 Гц. Для уменьшения влияния условий возбуждения световода на результаты измерений ФВК на входе многомодо вого световода устанавливался смеситель мод – отрезок световода, намотан ный на конический стержень, а возбуждение световода проводилось микро объективом с числовой апертурой, большей чем числовая апертура светово да.

Применение двух смесителей мод уменьшает погрешности измерений (рис.7.9, кривая 3). Спектр излучения на выходе световода становится анало гичным исходному. В пространственном распределении излучения в свето вом пучке спекл-структура устраняется. Пятно становится гладким и сим метричным при наблюдении за время, превышающее период механических колебаний динамического смесителя мод. При этом полуширина огибающей ФВК равна функции временной когерентности лазера, хотя ее значение в максимуме и уменьшается до 0,8.

Известно [20], что в многомодовых световодах основной причиной уширения световых импульсов, распространяющихся по световоду, является межмодовая дисперсия. Для многомодовых световодов она составляет по рядка 10 нс/км. В условиях эксперимента, описанного выше, период следо вания импульсов возбуждающего излучения того же порядка – 5 нс. Чтобы убедится в том, что ФВК не уширяется и в случае значительного превыше ния дисперсионного уширения импульса над характерным периодом следо вания импульсов, целесообразно в качестве источника излучения использо вать полупроводниковые лазеры.

Дисперсионное уширение импульса в волоконном световоде характе ризуют безразмерным параметром x k L( ) 2 [20], где k – вторая произ водная волнового вектора по частоте;

L - длина световода;

межмодовое расстояние в спектре излучения лазера. Отношение этого параметра для по лупроводникового и газового лазеров для отрезка световода из кварцевого стекла равно 3,6 104. Таким образом, измерения ФВК полупроводникового лазера после прохождения световода длиной 1200 м эквивалентны экспери менту с газовым лазером при длине световода 4 104 км.

Типичная ФВК полупроводникового лазера представлена на рис.7. (кривая 1). Полуширина нулевого максимума для этого образца лазера со ставляет 246 4 фс, а период ФВК – 6,6 пс. Значение ФВК в промежутках между максимумами не превышает 0,5% от их значения.

При возбуждении многомодового световода полупроводниковым ла зером в вышедшем световом пучке не наблюдается спекл-структуры, а ФВК не зависит от условия возбуждения световода и наличия смесителей мод.

После прохождения излучения полупроводникового лазера через од номодовый и многомодовый световоды полуширина нулевого максимума ФВК равнялась 238 6 и 210 5 фс соответственно (рис.7.10, кривая 2). В случае использования многомодового световода интенсивность фона между максимумами возрастает до 2% от максимального значения. Измерения, про веденные с другими образцами полупроводниковых лазеров, работающих в диапазоне длин волн 0,8...0,9 мкм, дали аналогичные результаты – незначи тельное уменьшение ширины максимумов ФВК (на 0...17%) для излучения, прошедшего через многомодовый волоконный световод длиной 1200 м.

() б 0,5 2 0,7нм а 134фс Рис.7.10. Спектр излучения полупроводникового лазера (а), после прохождения многомодового ВС (б), нулевой максимум ФВК этого же лазера (1) и ФВК на выходе мно гомодового ВС (2).

Таким образом, проведенные измерения показали, что функция вре менной когерентности периодической последовательности когерентных им пульсов в многомодовом световоде существенно не изменяется, а сохраняет ся примерно так же, как и в одномодовом световоде.

Когерентные свойства лазерного излучения при его распространении в многомодовых волноводах позволяют наблюдать ряд интересных интерфе ренционных явлений. Многомодовые волоконные световоды по своей физи ческой сути представляют собой многолучевые интерферометры, где каждая мода ассоциируется с лучом в обычном интерферометре. При этом все моды распространяются с разными фазовыми скоростями по одной и той же све товедущей сердцевине световода. И как для любого интерферометра должны наблюдаться эффекты спектральной селекции.

При различных механических воздействиях на световод (давление, изгиб, кручение, сжатие, растяжение) фазовые скорости волноводных мод могут изменяться по-разному для разных мод, что служит основой для соз дания волоконно-оптических датчиков, которые построены на изменении интерференционной картины на выходе световода при различных воздейст виях.

С целью выяснения селективных свойств многомодовых световодов в работе [17] изучалось влияние изгиба многомодового волоконного световода на спектр продольных мод гелий-неонового лазера ЛГ-79.

Излучение лазера с помощью микрообъектива вводилось в световод таким образом, чтобы полностью заполнить апертуру световода. После про хождения световода сколлимированное с помощью микрообъектива излуче ние направлялось в сканирующий интерферометр Фабри-Перо. База интер ферометра порядка 10 см. Интерференционные кольца на выходе интерфе рометра с помощью объектива с фокусным расстоянием 1,5 м фокусирова лись на точечную диафрагму диаметром 0,2... 0,3 мм, установленную перед фотоэлектронным умножителем. Сигнал с фотоумножителя регистрировался на экране осциллографа и фотографировался.

Использовались два образца волоконных световодов – многомодовый и одномодовый длиной 1200 м с потерями 7 дБ/км на длине волны 0,63 мкм, намотанные на катушки диаметром 32 см. Диаметр световедущей сердце вины световодов 48 и 5 мкм, числовая апертура 0,15 и 0,13 для многомодо вого и одномодового световодов соответственно. На входном конце светово да был образован полукольцевой изгиб.

Эксперименты показали, что на выходе многомодового световода спектр излучения газового лазера становится зависимым от радиуса изгиба световода и условий его возбуждения, что видно на рис. 7.11.

а б 203 М Г ц г в Рис. 7.11. Спектр гелий-неонового лазера ЛГ-79 (а) на выходе многомодового во локонного световода при изгибе его участка с радиусом кривизны 7,5 (б), 5,5 (в) и 4 см (г).

Для одномодового световода такой зависимости не наблюдалось, что указывает на то, что наблюдаемое изменение спектра продольных мод лазера связано с интерференцией света различных пространственных мод многомо дового волоконного световода. Это также подтверждается выводами работы [21], в которой исследовалось влияние отражения от выходного торца отрез ка волоконного световода на спектр продольных мод полупроводникового лазера, излучение которого вводится в многомодовый волоконный световод.

В этой работе также отмечается, что одномодовый ВС, в который вводится излучение полупроводникового лазера не влияет на спектральные характе ристики лазерного излучения.

Не наблюдалось также искажение спектра полупроводниковых лазе ров в многомодовом волоконном световоде длиной 1200 м, что связано с не высокой временной когерентностью их излучения. Это подтверждается так же тем, что на выходе многомодового световода не наблюдается спекл картины при его засветке излучением полупроводникового лазера.

Для выяснения влияния световода на спектр излучения полупровод никовых лазеров использовались небольшие отрезки волоконных световодов [22]. В качестве источника излучения применялся лазер, генерирующий на длине волны 674,5 нм, со встроенной коллимирующей линзой. Использова лись отрезки ВС длиной порядка 1 м с диаметрами световедущих сердцевин 5, 10, 30, 50 и 200 мкм при полных внешних диаметрах 125, 125, 90, 125 и 500 мкм соответственно. Спектр регистрировался на выходе спектрографа ДФС-8 на фотопленку.

Схема экспериментальной установки приведена на рис.7.12.

2 5 6 8 1 2R 7 Рис.7.12. Схема экспериментальной установки для наблюдения искажения спектра излучения полупроводникового лазера, проходящего через волоконный световод.

1 - полупроводниковый лазер;

2, 6 - светоделительные кубики;

3, 5 - согласующие микрообъективы;

4 - отрезок волоконного световода;

7 - “глухие” зеркала;

8 - цилиндри ческая линза;

9 - спектрограф;

10 - непрозрачный экран.

Оптическое излучение лазера 1 с помощью светоделительного кубика делится на два пучка. Первый пучок с помощью микрообъектива 3 вводится в волоконный световод 4, после прохождения которого с помощью микро объектива 5 через второй светоделительный кубик 6 посредством цилидри ческой линзы 8 вводится в спектрограф 9. При этом, второй пучок с помо щью зеркал 7 также через кубик 6 и цилиндрическую линзу 8 фокусируются на входную щель спектрографа 9. Такая схема установки позволяет на выхо де спектрографа наблюдать одновременно две спектральные картины, рас положенные одна под другой. Одна картина соответствует спектру излуче ния, непосредственно вышедшего из лазера, а другая – спектру лазерного из лучения, прошедшего отрезок ВС.

Установка юстировалась таким образом, чтобы излучение, отраженное от светоделительных кубиков и микрообъективов, не попадало обратно в ла зерный резонатор.

С целью изучения влияния ВС на спектр излучения ППЛ использовал ся следующий методический прием. С помощью экрана 10 (рис.7.12) пере крывался лазерный пучок, направляемый в ВС, чем исключалось обратное влияние отраженного торцом ВС света на лазерный диод, и регистрировался спектр излучения лазера. Затем экран убирался и производилась одновре менная регистрация спектра на выходе лазера и ВС. Эксперименты с различ ными ВС показали, что спектры от первого и второго пучка практически идентичны и отличаются от спектра излучения лазера без ввода в ВС. Эта идентичность спектров свидетельствует о том, что световод создает оптиче скую обратную связь на лазер.

Для выяснения характера этой обратной связи участок ВС подвергался изгибу с разными радиусами кривизны, для чего этот участок ВС сворачи вался в кольцо.

Л а зер 674 нм 676 нм а Л а зер 674 нм 676 нм б Рис.7.13. Изменение спектра продольных мод полупроводникового лазера при вво де его излучения в многомодовый с диаметром световедущей сердцевины 30 мкм (а) и в одномодовый с диаметром сердцевины 5 мкм (б) волоконные световоды в зависимости от радиуса изгиба световода.

Цифры 2,3,4 соответствуют уменьшающимся радиусам изгиба световода.

К примеру, на рис. 7.13 приведены спектры продольных мод лазерного излучения при использовании многомодового ВС с диаметром световедущей сердцевины 30 мкм (рис.7.13, а) и одномодового ВС с диаметром сердцеви ны 5 мкм (рис. 7.13, б) для трех различных величин радиуса изгиба ВС. При чем, в обоих случаях спектры расположены в таком порядке, что R 2 R3 R для графиков 2, 3 и 4 соответственно.

Как видно на рис.7.13, изгиб ВС приводит к частичному подавлению отдельных мод лазерного резонатора и увеличению добротности для других.

Эта картина характерна не только для многомодовых, но и для одномодового ВС. Если в спектре имеются две рядом расположенные моды, то постепен ный изгиб ВС приводит к периодическому изменению интенсивностей этих мод. При этом, чем больше диаметр сердцевины, тем меньше период цикли ческих изменений при одном и том же изменении радиуса изгиба ВС. Так, например, для ВС с диаметром сердцевины 10 мкм необходимо изменить диаметр кольца на 3... 5 мм, чтобы две соседние моды поочередно изменили свою интенсивность от минимальной до максимальной. Для наблюдения та кой же деформации в спектре соседних мод для ВС с диаметром сердцевины 50 мкм требуется изменение диаметра кольца на доли миллиметра.

Анализ перестройки спектра при изгибе участка ВС свидетельствует о том, что отрезок ВС представляет собой дополнительный волоконно оптический интерферометр Фабри-Перо, соединенный с лазерным резонато ром. При этом, в случае одномодового ВС, его изгиб приводит к изменению показателя преломления участка ВС за счет механических напряжений, вследствие чего изменяется база волоконно-оптического интерферометра, а, следовательно, перестраивается и спектр излучения лазера. В случае приме нения многомодового ВС к механизму изменения базы волоконно оптического интерферометра за счет механических деформаций еще добав ляется механизм, связанный с интерференцией лазерного излучения, распро страняющегося в нескольких поперечных модах ВС. Это также подтвержда ется результатами работы [21], где отмечается главная роль спекл-картины при перестройке спектра лазера. Суть этого механизма заключается в том, что для определенной частоты, соответствующей некоторой продольной мо де лазерного диода, на изогнутом участке ВС может наблюдаться минимум интерференции излучения его различных поперечных мод, что приводит к отражению света этой частоты от изогнутого участка световода и уменьше нию мощности излучения этой частоты на выходе волоконного световода.

Такой механизм объясняет наблюдаемое явление уменьшения периода цик лических изменений амплитуд соседних продольных мод лазера при измене нии радиуса изгиба ВС. Для других частот, генерируемых лазером изогну тый участок ВС будет иметь большее пропускание.

Наличие такого механизма изменения добротности волоконного ин терферометра для многомодовых ВС подтверждается экспериментами по выяснению влияния отражения от входного и выходного торцов ВС на спектр генерации лазера. Для этого отражение от торцов ВС убиралось пу тем оплавления их до образования полусферических микролинз. Кроме это го, микролинза на выходном торце иммерсировалась жидкостью с показате лем преломления 1,515. В этом случае оказалось, что спектры продольных мод излучения ППЛ на входе и выходе волоконного световода различаются.

Для увеличения эффекта на участке ВС было образовано кольцо диа метром 3,5 см из восьми витков. В этом случае оказалось, что изогнутый участок ВС играет роль селектора спектра лазерного излучения. На рис.7. приведены спектры продольных мод на входе ВС и для двух разных изгибов световода. Изгиб световода осуществлялся путем сжатия кольца в эллипс, меньшая ось которого составляла 3,3 (б) и 3,2 (в) см.

Оказалось, что при изменении величины изгиба, спектр плавно пере страивается. Область свободной дисперсии для случая изгиба, приведенного на рис.7.14 составляет примерно 1 нм.

Рис. 7.14. Спектр продольных мод полупроводникового лазера до ввода его излу чения в волоконный световод (а) и на выходе ВС для двух различных величин деформа ции световода (б и в) Многомодовый световод, как интерферометр, обладает интересной особенностью: спектральный состав излучения в разных пятнах спекл структуры отличается. Это особенно четко проявляется в маломодовых ВС.

Рис.7.15. Схема спекл-картины (а) на выходе радиально-двухмодового ВС и рас пределение интенсивностей продольных мод полупроводникового лазера при открывании верхнего (б) и нижнего (в) пятен спекл-картины соответственно.

Волоконный световод с диаметром световедущей сердцевины 10 мкм, который поддерживает распространение двух поперечных моды, возбуждал ся таким образом, чтобы в световоде распространялся пучок, поперечное се чение которого на выходе световода представляет собой два пятна, располо женные одно над другим, как показано на рис. 7.15, а.

На рис.7.15, б приведен спектр продольных мод лазера при открыва нии только одного пятна. Верхний спектр соответствует открытому верхне му пятну, а нижний – нижнему. Из рисунка видно, что спектры являются взаимно дополняющими. Наблюдается интересное явление, заключающееся в том, что в световод, по всему сечению световедущей сердцевины которого вводится набор спектральных линий, вносит пространственное разделение спектральных линий. Как видно из рисунка, спектральный диапазон между пятнами составляет 0,6…0,7 нм. Это явление обусловлено интерференцией лазерного излучения, распространяющегося в различных волноводных модах и связано с неоднородностью показателя преломления световедущей сердце вины световода.

Таким образом, проведенные эксперименты показали, что при вводе излучения гелий-неоновых и полупроводниковых лазеров в многомодовые волоконные световоды необходимо учитывать спектральные искажения из лучения на выходе световода. При распространении излучения полупровод никовых лазеров в длинных (порядка сотен метров) многомодовых волокон ных световодах на выходе функция временной когерентности лазерного из лучения не испытывает уширения. Однако, спекл-картина, свидетельствую щая о межмодовой интерференции, не наблюдается.

7.3. Определение дисперсионного параметра второго порядка волокон ного световода по кросс-корреляционной функции Скорость передачи информации по волоконному световоду ограничена явлением дисперсионного уширения светового импульса. Для определения этой скорости разработан ряд методов. Наиболее распространенным являет ся радиотехнический подход, рассмотренный в [21], который представляет волоконный световод, как частотно-ограниченную в области модуляционных частот систему. Задача определения информационных характеристик свето вода сводится к нахождению полосы пропускания световода в указанной об ласти частот. При таком подходе нет необходимости в прояснении физиче ских причин, ограничивающих скорость передачи информации, и он годится как для одномодовых, так и для многомодовых ВС.

Самым простым является прямой метод построения частотной харак теристики ВС. Он заключается в подаче на вход световода синусоидально модулированного оптического сигнала и измерения глубины модуляции на выходе световода. Меняя частоту модуляции, можно непосредственно по строить частотную характеристику ВС. Недостатком этого метода является сложность реализации синусоидальной модуляции светового потока в широ кой полосе частот от единиц Гц до десятков ГГц.

В [22] предложено кроме основного канала в виде исследуемого мно гомодового световода использовать опорный канал, состоящий из одномодо вого световода такой же длины, как и исследуемый. В этом случае главный вклад в частотные характеристики будет вносить лишь межмодовая диспер сия ВС.

В работах [23,24] применялась модификация прямого метода для опре деления хроматической дисперсии одномодовых ВС. При этом на выходе световода определялась не амплитуда сигнала, а его фаза. К недостатку ука занного метода следует отнести то, что на выходе многомодовых ВС моду лирующий сигнал может становиться несинусоидальным, что искажает час тотную характеристику. Фаза является периодической функцией, поэтому необходимо знать не только дробную часть фазы, но и целую.

Наиболее распространенным методом является импульсный [25], одна из разновидностей которого заключается в построении Фурье-образа сигнала на входе и на выходе световода. Отношение выходного Фурье-образа ко входному дает частотную характеристику ВС. Недостаток этого метода - не обходимость использования таких сигналов, в спектре которых отсутствуют нули. Достоинство метода - возможность построения частотной характери стики ВС во всем требуемом диапазоне частот за однократное измерение.

Второй разновидностью импульсного метода является построение частотной характеристики из функции отклика импульсного сигнала, пред ставляющую собой такую функцию, произведение которой на входной сиг нал дает выходной сигнал. Трудности такого метода заключаются в сложно сти определения функции отклика, в особенности, в случае слабого ушире ния сигнала, потому что в этом случае необходимо решать уравнение сверт ки, представляющее собой некорректную обратную задачу. Задача упроща ется в случае сильного уширения сигнала, так как в этом случае импульс на выходе ВС будет представлять собой функцию отклика.

В [26] предложен импульсно-спектральный метод, сочетающий прямой метод и метод функции отклика.

В работе [27] предложен расчетный метод, позволяющий найти шири ну полосы пропускания многомодового ВС, основанный на решении уравне ний Максвелла для каждого тонкого кольца, на которые разбивается свето ведущая сердцевина ВС. Отмечается, что метод применим для световодов с любым профилем показателя преломления сердцевины.

Физической причиной, ограничивающей информационную пропуск ную способность волоконно-оптических каналов передачи информации, яв ляется дисперсия показателя преломления мод оптического волокна.

В волоконных ВКР-лазерах удается достаточно просто компенсировать дисперсионное уширение генерируемых импульсов путем включения в каче стве одного из участков волоконного резонатора отрезка световода с об ратной дисперсией [28]. Предлагается также компенсировать положитель ную материальную дисперсию отрицательной волноводной дисперсией за счет выбора параметров световода [29].

Главную роль в искажении импульсных сигналов играет вторая произ водная волнового вектора по частоте (дисперсионный параметр второго по рядка), обычно обозначаемая k [20,30,31]. Знание этого параметра позволя ет определить информационную способность используемого одномодового ВС. Самым распространенным методом определения k является прямое измерение задержки короткого импульса в отрезках световода при измене нии длины волны оптического сигнала с последующим вычислением первой производной от полученной зависимости. Для этого используются отрезки световодов длиной от единиц [32] до десятков километров [33,34]. Одна из разновидностей такого метода описана в [35], где задержки отдельных спек тральных составляющих импульса, введенного в световод, определялись на скоростном фоторегистраторе.

Простой метод определения хроматической дисперсии одномодовых ВС предложен в [36]. В этом методе небольшой отрезок одномодового во локна устанавливался в одно из плеч интерферометра Маха-Цандера и непо средственно измерялся показатель преломления волноводной моды в зави симости от длины волны. Построенная дисперсионная кривая позволяла рас считать k в диапазоне минимальной дисперсии и минимальных потерь во локонных световодов (1,2 - 1,6 мкм). В качестве источника использовалась лампа накаливания. Похожий метод был применен в работах [37,38]. Интер ференция белого света в интерферометре Майкельсона позволила опреде лить k и k для образцов кварца и диэлектрических слоев многослойного зеркала [39].

В принципе, для определения дисперсионных характеристик ВС мож но измерять любые параметры световода на разных длинах волн, по которым математическим путем можно получить информацию о k. Так в работах [40,41] для этих целей измеряют в ближней зоне размер пятна моды одномо дового волокна на разных длинах волн, а затем обработкой полученных дан ных определяют хроматическую дисперсию световода.

Измерение контраста спекл-картины на выходе многомодового воло конного световода также дает информацию о ширине полосы пропускания ВС [42]. Показано, что полуширина частотно-контрастной характеристики спекл-структуры соответствует полуширине полосы пропускания ВС.

Поведение АКФ лазерного излучения после прохождения волоконно го световода существенно отличается от поведения кросскорреляционной функции (ККФ) первого порядка, когда регистрируется резкость интерфе ренционной картины при интерференции двух пучков лазерного излучения, один из которых прошел отрезок волоконного световода.

В работе [17] проведено исследование зависимости ККФ первого по рядка от длины волоконного световода. Измерение ее проводилось на экспе риментальной установке, схема которой приведена на рис.7.16. По своей фи зической сути установка является интерферометром Маха-Цандера.

4 2 6 7 Рис.7.16. Схема экспериментальной установки для регистрации кросс-корреляционной функции излучения полупроводникового лазера, прошедшего одномодовый волоконный световод.

1 - полупроводниковый лазер;

2,4,5,6,8 - микрообъективы;

3 - светоделительный кубик;

7 - отрезок волоконного световода;

9,13 -”глухие” зеркала;

10,11 - полупрозрачные зеркала;

12 - щель;

14 - фотоприемник;

15 - регистрирующее устройство.

Излучение полупроводникового лазера (1), сколлимированное микро объективом 2, с помощью светоделительного кубика 3 делится на два пучка, один из которых является опорным, а другой рабочим. Рабочий пучок с по мощью “глухого” зеркала 9 и микрообъектива 6 вводится в исследуемый от резок волоконного световода 7. Излучение, прошедшее световод, коллими руется микрообъективом 8 и через полупрозрачное зеркало 11 распространя ется в направлении фотоприемника 14. Опорный пучок проходит через теле скопическую систему из двух микрообъективов 4,5 и через полупрозрачное зеркало 10 направляется на “глухое” зеркало 13. Микрообъективы 4,5 ис пользуются для того, чтобы реализовать полную физическую симметрию в опорном и рабочем каналах интерферометра. Излучение, отраженное от движущегося зеркала 13, отражается при помощи полупрозрачного зеркала 11 также в направлении фотоприемника. За зеркалом 11 опорный и рабочий световые пучки складываются и образуют интерференционную картину, ко торая регистрируется фотоприемником 14 через щель 12. Резкость этой ин терференционной картины от разности плеч интерферометра записывается регистрирующим устройством 15, состоящим из селективного усилителя У 2-8 и самописца КСП-4. Используемая схема интерферометра Маха-Цандера позволяет легко менять отрезки волновода различной длины без перестройки элементов установки. При смене световода лишь зеркало 13 необходимо смещать вдоль рельса, на котором оно установлено, чтобы выровнять плечи интерферометра. Для улучшения условий регистрации интерференционной картины движущееся зеркало 13 с помощью пьезокерамики колебалось с ам плитудой порядка половины длины волны используемого излучения.

Зависимость видности интерференционных полос в суммарном пучке от разности хода лучей измерительного и опорного пучков и есть кросс корреляционная функция первого порядка.

При не слишком больших длинах одномодового световода выражение для ККФ имеет вид:

k L ( m ) 2 m (t ) m (0), (7.1) F (t ) I ( m ) cos m t m где I(m) - интенсивность спектральной компоненты с частотой m в спектре излучения квазинепрерывного лазера;

m - отстройка частоты m-моды от центральной частоты спектра;

m(t) - медленно меняющаяся часть фазы m-моды;

m(0)- начальные фазы мод.

Как можно убедиться, анализируя формулу (7.1), нестационарность фаз m порождает монотонное уширение максимумов ККФ.Оказалось, что в соответствии с расчетами по формуле (7.1) для отрезка световода длиной по рядка 1 м наблюдается 3-4 кратное уширение ККФ по сравнению с ФВК. На рис.7.12 приведены расчетная и экспериментальная зависимости относи тельного уширения нулевого максимума ККФ от длины световода L для ла зера, спектр излучения которого приведен на рис. 7.7, а.

Характерной особенностью как экспериментальной, так и расчетной зависимостей является наличие линейного участка зависимости полуширины ККФ от длины используемого отрезка световода. Привязка эксперименталь ной зависимости к расчетной может дать информацию об одном из важных параметров световода - дисперсионном параметре k, который, в основном, определяет уширение световых импульсов при их распространении в воло конных световодах.

Определение дисперсионного параметра осуществляется следующим образом. Проводятся измерения спектра излучения и ФВК лазера и ККФ на небольших отрезках световода. Путем подбора величины безразмерного па раметра x k L( ) 2 строится расчетный график так, чтобы линейные уча стки расчетной и экспериментальной зависимостей совпадали. Тогда для любой точки этих зависимостей, расположенной на линейном участке, вос станавливается безразмерный параметр x, а по нему просто определяется дисперсионный параметр световода.

После обработки данных, приведенных на рис. 7.17, была получена величина k =0,4410-27 с2/см, что в 1,25 раза выше, чем литературные дан ные для плавленого кварца. Такое расхождение может быть обусловлено как точностью предлагаемого метода, так и тем, что в экспериментах использо вался не чистый, а легированный кварц.

t/to Рис.7.17. Зависимость уширения кросс-корреляционной функции излучения непрерывного полупроводникового лазера на выходе одномодового волоконного световода от его дли ны. Сплошная линия - расчет, точки - эксперимент.

Таким образом, проведенные исследования показывают, что зависи мость ширины кросс-корреляционной функции от длины световода для из лучения непрерывного полупроводникового лазера может служить для опре деления дисперсионного параметра второго порядка (второй производной волнового вектора по частоте) одномодовых световодов.

0 20 40 60 L,см 7.4. Определение дисперсионного параметра второго порядка полоско вого волновода полупроводникового лазера по функции временной ко герентности его излучения Создание полупроводниковых лазеров, работающих в режиме генера ции предельно коротких световых импульсов, требует компенсации диспер сионного расплывания импульсов, циркулирующих в лазерном резонаторе.

Такая компенсация может осуществляться введением в лазерный резонатор элементов, дисперсионный параметр (вторая производная волнового вектора по частоте) которых имеет обратный знак и величину, равную дисперсион ному параметру активного слоя [43]. Это обуславливает необходимость раз работки методики определения дисперсионного параметра полупроводнико вых лазерных диодов k (второй производной волнового вектора по частоте).

Интерференционные методики определения хроматической дисперсии, ис пользуемые для оптических волноводов [36], трудно применить к лазерным диодам ввиду малой оптической длины и поперечных размеров последних. В работе [44] предлагается применять фурье-спектроскопию кросскорреляци онной функции собственной люминесценции лазерного диода для определе ния дисперсии групповых скоростей и коэффициента усиления в пределах спектральной полосы люминесценции.

В работах [45,46] проводились исследования по возможности опреде ления дисперсионного параметра полупроводниковых лазеров по функции временной когерентности лазерного излучения.


В экспериментах применялись полосковые полупроводниковые лазе ры на арсениде галлия типа ИЛПН-108, работающие в инфракрасном диапа зоне на длине волны 825...840 нм и полупроводниковые лазеры, работающие в видимом красном диапазоне спектра 650... 670 нм. Накачка лазерных дио дов осуществлялась стабилизированным постоянным током. Излучение ла зера направлялось в интерферометр Майкельсона, одно из “глухих” зеркал которого медленно со скоростью 1 мм/мин перемещалось вдоль его оси, обеспечивая изменение разности хода лучей в плечах интерферометра. Дру гое “глухое” зеркало колебалось вдоль оси интерферометра с амплитудой, составляющей примерно половину длины волны генерируемого излучения, с помощью пьезокерамики, к которой прикладывалось переменное электриче ское напряжение с частотой 450 Гц. Излучение на выходе интерферометра через точечную диафрагму регистрировалось фотоумножителем ФЭУ-112, сигнал с которого детектировался и записывался самописцем КСП-4, ско рость которого синхронизировалась со скоростью перемещения зеркала ин терферометра Майкельсона.

0,4 5 н м б а -6 L -4 L -2 L 0 2L 4L 6L l Рис.7.18. Функция временной когерентности (а) и спектр продольных мод полупроводникового лазера (б).

Зависимость видности интерференционных полос, даваемых интер ферометром Майкельсона, от разности лучей в его плечах l и есть функ ция временной когерентности. На рис.7.18 представлен вид функции вре менной когерентности (ФВК) для одного из образцов лазера и спектр его излучения при токе накачки, превышающем пороговый на 35%. Видно, что функция временной когерентности представляет собой последовательность максимумов, отстоящих друг от друга на расстояние, соответствующее двойной оптической длине резонатора лазера. По мере увеличения разности хода в плечах интерферометра Майкельсона амплитуда максимумов ФВК уменьшается. Значение ФВК в области между максимумами не превышает 0,5% от максимального значения. Из рис.7.18 видно, что увеличение разно сти хода в плечах интерферометра приводит также к возрастанию ширины пиков функции временной когерентности.

в 0, б 0, а 0, l -6L -4L -2L 0 4L 6L 2L Рис.7.19. Зависимость нормированной ширины пиков ФВК лазера без (а) и при внесении в интерферометр кварцевого цилиндра длиной 10 (б) и 20 см (в) от разности плеч интерферометра.

На рис.7.19 приведены зависимости относительной полуширины по следовательных пиков ФВК от разности хода лучей в плечах интерферомет ра Майкельсона. Ширина пиков пронормирована на двойную оптическую длину L лазерного резонатора. Некоторая асимметрия ФВК относительно нулевой разности плеч интерферометра связана с нестабильностью спектра генерации лазера во времени. Многократные измерения спектра лазера пока зали, что амплитуды мод за время измерения ФВК могут изменяться на ве личину до 15%, при этом полуширина спектра - до 9%. Уширение максиму мов ФВК тем больше, чем больше ширина спектра исследуемого лазера.

Особенность функции временной когерентности состоит в том, что два ее максимумы первого порядка, соседствующие с нулевым, образован ным при нулевой разности плеч интерферометра максимумом, получаются в результате интерференции световых пучков, которые отличаются тем, что один из них имеет дополнительный набег оптического пути, равный двойной оптической длине лазерного резонатора. Пики ФВК последующих порядков - результат интерференции пучков, отличающихся по задержке на четыре, шесть и так далее проходов по резонатору, т.е. для пиков ФВК, отличных от нулевого, реализуются те же условия, что и при регистрации кросс корреляционной функции, когда интерферируют два световых пучка, один из которых прошел исследуемый образец. В данном случае роль такого об разца играет сам лазерный диод. Следовательно, уширение последователь ных максимумов ФВК обусловлено дисперсией генерируемого излучения в активном слое лазера. Известно, что уширение ККФ пропорционально длине образца [17]. Таким образом, измерение ширины пиков ФВК лазерного из лучения нескольких порядков позволяют оценить дисперсионный параметр активного слоя лазера.

Для полупроводникового лазера, спектр излучения которого состоит из узких линий, кросс-корреляционная функция может быть расчитана по его спектру с помощью формулы (7.1).

Численные расчеты уширения ККФ для двух исследованных образцов лазеров ИЛПН-108, проведенные по формуле (7.1), показали, что для объяс нения наблюдаемого уширения максимумов ФВК необходимо считать, что значение k составляют 0,810-25 и 1,310-25 с2 /см соответственно.

Дисперсия света в активном слое лазера учитывается по формуле (7.1) безразмерным параметром kL 2m2. При нулевом значении этого пара метра ширина максимумов ФВК не зависит от разности хода лучей в интер ферометре Майкельсона. Хроматическая дисперсия света в полосковом вол новоде полупроводникового лазера приводит к последовательному ушире нию пиков ФВК с увеличением этой разности хода.

Дисперсия света в активном слое лазера может быть определена по экспериментально измеренной ФВК на основании ее сопоставления с расче том по формуле (7.1). При определении относительного уширения последо вательных максимумов ФВК необходимо учитывать, что нулевой пик ФВК всегда уже, чем рассчитанный по спектру генерируемого излучения (в нашем случае примерно в 1,3 раза). Это объясняется тем, что в нулевой максимум интерференции дает вклад усиленная люминесценция лазерного диода, ко торая всегда имеет заметную мощность. Поэтому при построении экспери ментальной зависимости для сравнения с расчетной, с целью определения k, ширины наблюдаемых пиков ФВК нормировались не по нулевому, а по пер вому пику, на который люминесценция образца практически не влияет. Для одного из образцов исследуемых лазеров эта ФВК приведена на рис. 7.14, а.

На рис.7.20 приведены расчетные и экспериментальные зависимости уширения ФВК от разности плечей интерферометра для двух образцов полу проводниковых лазеров видимого диапазона. Из этого рисунка видно, что на расчетных и экспериментальных зависимостях имеется линейный участок, характеризующий прямую пропорциональную зависимость величины уши рения кросс-корреляционной функции от размера дисперсионной среды. Оп ределение дисперсионного параметра проводилось сравнением эксперимен тальных и расчетных данных на этих линейных участках. Для образцов, ха рактеристики которых приведены на рис.7.15, получается величина диспер сионного параметра 0,310-25, 1,410-25 с2 /см соответственно. Так как ни длина лазерного кристалла ни его состав не были известны, то для оценок k эффективный показатель преломления генерирующей моды принимался равным 3,2, а затем по периоду ФВК определялась длина лазерного диода.

Для лазеров ИЛПН-108 длина лазерного диода определялась с помощью микроскопа.


Для определения знака k для ИК-лазеров измерения функции вре менной когерентности проводились при введении в одно из плеч интерфе рометра Майкельсона пластин из материала с известной хроматической дис персией.

На рис.7.19 (кривые б,в) приведены результаты измерений уширения пиков ФВК при внесении в интерферометр пластин из кварцевого стекла толщиной 10 и 20 см соответственно. Видно, что при этом минимальное зна чение ширины пика ФВК смещается с нулевого пика. Это указывает на то, что k для лазера имеет противоположный знак по сравнению с кварцевым стеклом, и дисперсия лазера компенсируется дисперсией кварцевого стекла.

Причем, чем больше толщина кварцевой пластины, вносимой в интерферо метр Майкельсона, тем дальше от нулевого пика смещается минимальное значение ширины пика ФВК (рис.7.19,в).

Однако полной компенсации дисперсии лазера не наблюдается, так как при внесении кварцевых пластин в интерферометр минимальное значе ние ширины пика ФВК на 15.20% больше значения, измеренного интерфе рометром без пластин.

0 а 3. б 2.5 2. 1. 1. 0.5 0. L L 0 2 4 6 8 0 2 4 6 8 Рис 7.20. Рассчитанные по спектру (1) и экспериментально измеренные (2) зави симости относительного уширения ФВК от разности плечей интерферометра Майкельсо на для полупроводниковых лазеров №4 (а) и №87 (б). Рассчитанные зависимости норми рованы на нулевой пик ФВК, а экспериментальные - на первый. Линейные участки зави симостей обозначены прямой линией.

Это свидетельствует о разной функциональной зависимости диспер сии кварца и арсенида галлия в пределах спектра излучения лазера. Параметр k для кварцевого стекла в спектральной области 0,85 мкм положителен и равен 0,3210-27 с2/см. Экспериментальные данные показывают, что диспер сионный параметр полосковых волноводов исследованных лазеров в 260 и 310 раз больше, чем для плавленого кварца. Эти значения совпадают с k, полученными выше путем сравнения расчетных значений ККФ и измерен ных значений ФВК.

Таким образом, дисперсионный параметр активного слоя полупро водникового лазера, который ответственен за дисперсионное уширение ге нерируемых лазером импульсов, может быть определен на основании изме рений его спектра, функции временной когерентности и длины лазерного диода. Дисперсионный параметр полоскового полупроводникового лазера на арсениде галлия k (вторая производная волнового вектора по частоте) равен примерно -1,010-25 с2 /см.

Большая величина дисперсионного параметра приводит в полупро водниковых лазерах с синхронизацией мод к уширению длительности им пульсов до единиц пикосекунд [46,47]. Компенсация дисперсии активной среды позволяет уменьшить длительность таких импульсов [47]. Проводи лась экспериментальная проверка возможности компенсации дисперсии ла зерного диода в полупроводниковом лазере с внешним резонатором [48]. Для построения лазера использовался полупроводниковый лазер ИЛПН-108 со снятым защитным стеклом. С помощью сорокакратного микрообъектива формировался квазипараллельный пучок, который направлялся на внешнее зеркало. База внешнего резонатора без стеклянного элемента внутри резона тора составляла 25 см.

Так как длительность спектрально ограниченных световых импуль сов, генерируемых полупроводниковыми лазерами, составляет доли и еди ницы пикосекунд, то измерение их длительности представляет непростую задачу даже при генерации регулярной последовательности. Тем более зада ча усложняется при измерении длительности импульсов при генерации нере гулярной их последовательности, что наиболее часто и происходит.

Так как в конечном итоге длительность генерируемых лазером им пульсов определяется шириной генерируемого спектра, то эксперимент осу ществлялся следующим образом. Собирался лазер с внешним резонатором и определялся генерируемый спектр продольных мод при уровне тока накачки, превышающем пороговый на 10 мА. После этого в резонатор помещался стержень из кварцевого стекла, изготовленный из заготовки для вытяжки волоконных световодов, зеркало внешнего резонатора придвигалось в на правлении лазерного диода так, чтобы с учетом оптического пути в кварце вом стержне база внешнего резонатора оставалась прежней. А затем при превышении тока накачки на 10 мА над пороговым снова регистрировался спектр генерации.

На рис.7.21 б приведен спектр генерации лазера с внешним резонато ром с кварцевым стержнем длиной 10 см, установленным во внешний резо натор, при токе накачки 109 мА. Пороговый ток накачки составлял 99 мА.

Рис.7.21. Спектр продольных мод полупроводникового лазера с внешним резона тором до (а) и после установки во внешний резонатор кварцевого стержня (б). Межмодо I, вый интервал лазерного резонатора равен 0,6 нм.

отн.ед б I, отн.ед а Из приведенного рисунка видно, что внесение в резонатор дисперси онного элемента, дисперсионный параметр материала которого имеет знак обратный знаку дисперсионного параметра области генерации полупровод никового лазера, приводит к компенсации дисперсии, что выражается в уширении спектра генерации и, как следствие, приводит к генерации лазе ром импульсов более короткой длительности.

Таким образом, предлагаемая методика позволяет определить в пер вом приближении характеристики оптического элемента, компенсирующего дисперсию исследуемого образца лазерного диода в лазерном резонаторе с внешним по отношению к диоду зеркалом. Для получения режимов генера ции предельно коротких импульсов конструкция компенсатора дисперсии должна учитывать дисперсионные параметры более высоких порядков.

Литература к разделу 1. Кейси Х., Паниш М. Лазеры на гетероструктурах. Т.2 - М.: Мир, 1981.- 264 с.

2. Hakki B.W.,Nash F.R. // J. Appl. Phys.- 1974.-Vol.45. P.3907.

3. Van der Liel J.P., Dupuis R.D., etc. Degradation of GaAs lasers grown by metalorganic chemical vapor deposition on Si substrates. Appl. Phys. Lett.// 1987, 51, N 2, 89.

4. Грибковский В.П. и др. Деградация гетеролазеров и изменение их внутренних п а раметров.// ЖПС.-1977.-Т.26, N4. С.633.

5. Макрицкий Ю.В. и др. Влияние режимов эксплуатации на скорость старения гет е ролазеров.//Препринт ИФ АН БССР.-1977.- 137 c.

6. Egawa N., Jimbo T., Hasegawa Y e.a. Optical and electrical degradations of GaAs based laser diodes grown on Si substrates // Appl. Phys. Lett.-1994.-Vol.64,N11.- P.1401.

7. Кочетков А.А. Прогнозирование параметров распределения времени отказов ин жекционных гетеролазеров// Квантовая электрон. (М).-1995.-Т.22, №7.-С.649.

8. Snyder C.W., Lee J.W., Hull R. e.a. Catastrophic degradation lines at the fasets of I n GaAs/InP lasers investigated by transmission electron microscopy// Appl. Phys. Lett. 1995.-Vol.67, N4.- P.488.

9. Яковлев В.П., Лупу Ф.Т., Суручаку Г.И. и др. Внутренняя генерация второй га р моники в лазерных диодах на основе AlGaAs в процессе их деградации// Письма в ЖТФ.-1995.-Т.21, №13.-С.75.

10. Борисов В.И., Лебедев В.И., Перепечко С.Н. Определение длительности свер х коротких лазерных импульсов интерференционным методом.// Материалы III симп о зиума “Сверхбыстрые процессы в спектроскопии”.-Минск. 1983.- С.246.

11. Takahara H. Coherence of a laser beam passing through an optical fiber // Optica. acta. 1982.- Vol.29, №4.- P.441.

12. Джибладзе М.И., Лежаева Б.С., Чагулов В.С. и др. Влияние оптического волокна на когерентность лазерного излучения // Сб. Проблемы голографии, вып.7.-М.:1976.- С.155.

13. Imai M., Asakura T. Speckle contrast of laser light transmitted through multimode optical fi ber // Optik.-1977.- Vol.48, N3.- P.335.

14. Imai M., Iida M., Asakura T. Off axis speckle contrast of laser light transmitted through mul timode optical fiber // Optik.-1978.- Vol.51, N4.- P.429.

15. Tsuji T., Asakura T., Fujii H. e.a. Variation of speckle contrast in a graded index fiber by mi salignment of the incident beam // Opt. and Quant. Electron.-1984.- Vol.16,N1.- P.9.

16. Маевский С.М., Назаров В.Д., Петрик В.Ф. О сохранении пространственной когерент ности поля излучения многомодового ступенчатого волокна // ЖТФ.-1983.-Т.53, №12. С.2414.

17. Борисов В.И., Лебедев В.И. Временная когерентность последовательности когерент ных импульсов в волоконном световоде // ЖПС.-1989.- Т.50, №1. С.90.

18. Абдуллаев С.С., Ахманжанов Т., Мирзаев А.Т. Временная когерентность излучения лазера, прошедшего многомодовый световод // Квант. электрон.-1985. Т.12, №1. С.157.

19. Дедловский М.,Коршунов Н.П.,Шевченко П.П // Радиотехника и электроника, 1980.

Т.25, № 3. С.481.

20. Унгер Х.Г. Планарные и волоконные оптические волноводы. -М.: Мир,1980.- 656 с.

21. Бабкина Т.В., Григорьянц В.В., Смирнов В.В. Частотно-импульсные характеристики волоконных световодов // В сб. Итоги науки и техн.. Радиотехника.-М.: 1982.- Т.29.- С.3.

22. Okoshi T., Chang I.C., Saito S. Measuring the complex frequency response of multimode optical fibers // Appl. Opt.-1981.- Vol.20, N 8.- P.1414.

23. Vella P.I., Garel-Jones P.M., Lowe R.S. Measurement of chromatic dispersion of long spans of single mode fiber // Electron. Lett.-1984.- Vol.20, N 4.- P.167.

24. Costa B., Puleo M., Vessoni E. Phase-shift technique measurement of chromatic dispersion in single-mode optical fibers using LEDs // CSELT Rapp. Techn.-1984.- Vol.13, N 2.- P.147.

25. Yang S., Gallawa R.L. Fiber band width measurement using pulse spectrum analysis // Appl.

Opt.-1986.- Vol.25, N7.- P.1069.

26. Drajev M., Piocari L. Application of pulsed-spectral method for bandwidth measurement of optical fibres // Opt. and Quant. Electron.-1984.- Vol.16, N5.- P.91.

27. Bernoux F., Parrians O. Bandwidth calculation in actual multimode fibers // J. Opt. Com mun.-1984.- Vol.5, N 2.- P.56.

28. Dennis M.L., Putnam M.A., Kang J.U. e.a. Grating sensor array demodulation by use of a passively mode locked fiber laser // Opt. Lett.-1997.- Vol.22, N17.- P.1362.

29. Goncharenko I.A., Grudinin A.B., Payne D.N. On the possibility of soliton generation at 1, m. // Opt. Commun.-1995.- Vol.115, N 3-4.- P.261.

30. Marcuse D. Pulse distorsion in single-mode fibers // Appl. Opt. -1981.- Vol. 29, №17. P.2969.

31. Перепечко С.Н. Применение полиномов Эрмита к расчету дисперсии и распростране ния импульсов в одномодовых волоконных световодах // Вести АН БССР. Сер. физ. мат.

наук.-1986.- 2.- С.60.

32. Saunders M.I., Gardner W. Interferometric determination of dispersion variations in single mode fibers // J. Lightwave Techn.-1987.- Vol. LT-5, N 12.- P.1701.

33. Sladen F.V.E., Reichard H.S., Uveges S. Chromatic dispersion measurement on long fiber length using LEDs // Electron. Lett. -1986.- Vol.22, N 16.- P.841.

34. Barlow A.I., Jones R.S., Forsyth K.W. Technique for direct measurement of single-mode fi ber chromatic dispersion // J. Lightwave Techn.-1987.- Vol. LT-5, N 9.- P.1207.

35. Mochizuki K., Fujise M., Kuwazuru M. e.a. Optical fiber dispersion measurement technique using a streak camera // J. Lightwave Techn.-1987.- Vol. LT-5, 1.- P.119.

36. Белов А.В., Дианов Е.М., Курков А.С. //Измерение хроматической дисперсии в одно модовых ВС интерференционным методом. Квант. Электрон. -1986.- Т.13, №8.- С.1680.

37. Francois P.L., Alard F., Moncrie M. Chromatic dispersion measurement from Fourier trans form of white-light interference pattern // Electron. Lett. -1987.- Vol.23, N 7.- P.357.

38. Vobian J. Chromatic and polarization dispersion measurement of single-mode fibers with Mach-Zehnder interferometer between 1200 and 1700 nm // J.Opt. Commun. -1990.- Vol.11, N 11.- P.29.

39. Diddams Scott, Diels Jean-Claude Dispersion measurement with white-light interferometry // JOSA, B.-1996.- Vol.13, N 6.- P.1120.

40. Coppa G. Nearfield measurement in monomode fibres: determination of chromatic dispersion // Electron. Lett. -1983.- Vol.19, N 18.- P.731.

41. Pocholle J.P., Raffy J., Ange J. e.a. Determination of modal dispersion in monomode fibers from wavelength dependence of the mode spot size // Electron. Lett. -1983.- Vol.19, N 25 - 26. P.1093.

42. Moslehi B., Goodman J.W., Rawson E.G. Bandwidth estimation for multimode optical fibers using the frequency correlation function of specl pattern // Appl. Opt. -1983.- Vol.22, N 7. P.995.

43. Martines O.E., Fork R.L., Gorolon J.P. Theory of passively mode-locking lasers including self-phase modulation and group-velocity dispersion // Opt. Lett.-1985.- Vol.9, N 2.-P.156.

44. Naganuma K. Semiconductor laser cavity dispersion measurement based on interferometric cross-correlation of amplified spontaneous emission // Appl. Phys. Lett.-1994.-Vol.64, N 3. P.261.

45. Борисов В.И., Лебедев В.И. Определение хроматической дисперсии полупроводнико вого лазера по временной когерентности его излучения // ЖПС.-1992.-Т.57, №3.- С.340.

46. Deridson D.J., Helkey R.J., War A. e.a. Self-mode locking оf a semiconductor laser using positive feedback // Appl. Phys. Lett.-1990.- Vol.56, N 1.-P.9.

47. Jiang W.B., Friberg S.R., Iwamura H. e.a. High powers und subpicosecond pulses from an external-cavity surface-emitting InGaAs/InP multiple quantum wall laser// Appl. Phys. Lett. 1991.- Vol.58, N 8.-P. 809.

48. Борисов В.И., Крол А.М., Лебедев В.И. Компенсация дисперсии активной среды в по лупроводниковом лазере с внешним резонатором// ЖПС.-1999.-Т.66, №5.-С.707.



Pages:     | 1 |   ...   | 4 | 5 ||
 





 
© 2013 www.libed.ru - «Бесплатная библиотека научно-практических конференций»

Материалы этого сайта размещены для ознакомления, все права принадлежат их авторам.
Если Вы не согласны с тем, что Ваш материал размещён на этом сайте, пожалуйста, напишите нам, мы в течении 1-2 рабочих дней удалим его.