Диплом: Реконструкция волоконно-оптической линии связи

светового импульса (в пикосекундах), спектральная ширина которого равна 1 нм,

после прохождения отрезка ОВ длиной 1 км. Значение коэффициента хроматической

дисперсии определяется как D(λ) = М(λ)

+ N(λ). Удельная дисперсия имеет размерность пс/(нм·км).

Рис. 3.2. Зависимости коэффициентов волноводной, материальной и

результирующей хроматической дисперсии от длины волны.

При допущениях, которые исходят из результатов опытов для различных веществ,

из выражения (3.2.7) может быть получена приближенная формула зависимости

показателя преломления от длины волны:

(3.2.9)

где a, b и c - постоянные, значения которых определяются

экспериментально для каждого вещества.

Для одномодового ступенчатого и многомодового градиентного оптических волокон

для расчета дисперсии применима эмпирическая формула Селмейера [5]:

(3.2.10)

Коэффициенты А, В, С являются подгоночными и

определяются для каждого материала ОВ экспериментальным путем. Тогда удельная

хроматическая дисперсия вычисляется по формуле [5]:

(3.2.11)

где - длина волны

нулевой дисперсии, новый параметр S0 =8В - наклон

нуле­вой дисперсии (размерность пс/(нм2·км), а λ -

рабочая длина волны, для которой определя­ется удельная хроматическая

дисперсия.

Хроматическая дисперсия связана с удельной хроматической дисперсией простым

со­отношением:

(3.2.12)

К уменьше­нию хроматической дисперсии ведет использование более когерентных

источников излучения, например лазерных передатчиков, и использование рабочей

длины волны более близкой к длине волны нулевой дисперсии.

3.3. Распространение световых импульсов в среде с дисперсией

Электрическое поле линейно поляризованного светового сигнала,

распространяющегося в одномодовом волокне, можно описать следующим образом

[6]:

, (3.3.1)

где - единичный

вектор, - медленно

меняющаяся амплитуда (огибающая) светового импульса, представляющая собой

комплексный скаляр, который изменяется в направлении z и во времени t,

u(х,у) - распределение амплитуды поля в поперечном направлении,

- постоянная распространения,

- угловая частота.

Распределение амплитуды поля основной моды в поперечном направлении

описывается следующим уравнением [6]:

, (3.3.2)

где (ω)- диэлектрическая проницаемость среды.

В отсутствие в волокне нелинейных явлений рассчитать изменение формы

светового импульса в процессе распространения вдоль волокна можно,

воспользовавшись преобразованием Фурье [6].

Рассмотрим распространение спектральных компонент светового сигнала

, получаемых преобразованием Фурье огибающей светового импульса

:

, (3.3.3)

где - несущая частота.

Спектральные компоненты удовлетворяют уравнению:

, (3.3.4)

где - коэффициент затухания сигнала, =.

Решение этого уравнения известно и характеризует затухание сигнала и сдвиг

фаз, пропорциональный пройденному расстоянию:

,(3.3.5)

где Фурье - образ входного светового сигнала имеет вид:

, (3.3.6)

Для однородного волокна выражение упрощается:

(3.3.7)

Как следует из выражения (3.3.7), в процессе распространения по волокну разные

спектральные компоненты приобретают различный фазовый сдвиг, поэтому Фурье

- образ выходного сигнала, прошедшего участок однородного ОВ длиной L,

имеет вид:

. (3.3.8)

Форма выходного сигнала может быть получена из Фурье - образа обратным

преобразованием Фурье:

. (3.3.9)

Искажение световых импульсов при распространения в ОВ можно оценить, разложив

постоянную распространения β(ω) в ряд Тейлора около

несущей частоты

[6]:

, (3.3.10)

где:

(3.3.11)

Выражение (3.3.10), ограниченное первыми четырьмя членами разложения, имеет

вид:

. (3.3.12)

Если в разложении (3.3.12) пренебречь степенями выше первой, что

соответствует распространению светового импульса по ОВ без искажений, то

после подстановки (3.3.12) в (3.3.8), (3.3.9) получается:

. (3.3.13)

Сделав замену переменных

, получим . Т.е. в

рассмотренном приближении световой импульс затухает, форма его не меняется, и

на выходе из волокна он оказывается с временной задержкой

. Следовательно, групповая скорость распространения светового импульса равна

.

Обычно коэффициент при квадрате разности частот не равен нулю, в этом случае

световой импульс искажается. Для светового импульса произвольной формы получить

аналитическое выражение не удается, но для импульса гауссовой формы (

) аналитическое выражение для выходного импульса имеет следующий вид:

, (3.3.14)

где - начальная длительность импульса.

Таким образом, гауссовский импульс сохраняют свою форму, но его

длительность

, увеличивается [7]:

, (3.3.15)

где величина

называется дисперсионной длиной. Выражение (3.3.15) показывает, что при

импульс расширяется. Темп расширения импульса определяется дисперсионной длиной

. При определенной длине световода более короткий импульс уширяется больше, т.к.

его дисперсионная длина меньше. При z =

гауссовский импульс уширяется в

раз. Импульс, вначале не имевший частотной модуляции, приобретает ее по мере

распространения в ОВ.

Из выражения (3.3.15) следует, что уширение гауссовского импульса, не

обладавшего на входе частотной модуляцией, не зависит от знака параметра

дисперсии .

Поведение изменяется, однако, если импульс на входе имеет некоторую частотную

модуляцию. В случае линейной частотной модуляции гауссовского импульса

амплитуда огибающей записывается в виде [6]:

, (3.3.16)

где С - параметр модуляции. Полуширина спектра (на уровне интенсивности

1/е от максимальной) определяется выражением:

, (3.3.17)

что в раз больше,

чем ширина спектра импульса той же длительности, но без частотной модуляции.

Квазимонохроматический импульс без частотной модуляции имеет минимальную

длительность, достижимую при заданном спектре. Поэтому световые импульсы без

частотной модуляции называются спектрально ограниченными [7].

Форма прошедшего через оптическое волокно светового импульса с линейной

частотной модуляцией (чирпом) имеет вид:

Страницы: 1, 2, 3, 4, 5, 6, 7, 8, 9, 10