SISTEME DE TRANSMISIUNI DIGITALE PE FIBRE OPTICE

Introducere

Actuala "eră a tehnologiei" este rezultatul a numeroaselor invenţii şi descoperiri şi

responsabilă pentru această evoluţie este nevoia şi apoi, capabilitatea noastră de a transmite

date si informaţii prin variate modalităţi. Pornind de la cablurile din fire de cupru, ale

secolului trecut, până la cablurile din fibre optice, puterea noastră de a transmite mai multă

informaţie, mai repede si peste mari distanţe, a mărit graniţele dezvoltării tehnologice din

toate domeniile.

De la apariţia laserelor cu divergenţă foarte mică, a apărut preocuparea pentru

transmiterea informaţiei pe cale optică. Într-un timp foarte scurt, de la transmiterea directă

prin atmosferă s-a trecut la transmisia prin ghiduri de undă conductoare de lumină, medii

transparente, dielectrice, protejate - fibrele optice. În acest caz lumina rămâne concentrată

într-un fir subţire de sticlă care constituie fibra optică.

Sistemele cu fibre optice de primă generaţie puteau transmite lumina pe distanţe de

câţiva kilometri fără a utiliza repetoare, dar prezentau o atenuare în fibră de circa 2 dB/km.

Curând apare cea de-a doua generaţie, care folosea lasere InGaAsP ce emiteau pe lungimea de

undă de 1,3 µm, unde atenuarea era de 0,5 dB/km, iar dispersia pulsului mai mică de 850 nm.

Dezvoltarea primelor sisteme hardware pentru cabluri trans-atlantice de fibră a demonstrat că

fibrele monomod sunt cele mai fiabile. Când s-a produs liberalizarea pieţei telefoniei

internaţionale în 1980, companiile au construit sisteme backbone naţionale de fibră optică

monomod cu surse de lumină de 1300 nm. Această tehnologie s-a răspândit şi în alte aplicaţii

de telecomunicaţii, şi rămâne standardul pentru cele mai multe sisteme de fibre optice.

Oricum, o nouă generaţie de fibre optice monomod se dezvoltă, şi îşi găseşte aplicaţii

în sistemele care servesc un număr mare de utilizatori. Operează cu unde luminoase de 1,55

µm, unde atenuarea în fibră este de 0,1-0,2 dB/km, permiţând astfel distanţe mai lungi între

repetoare. Mai important, fibrele dopate cu erbium pot funcţiona ca amplificatoare optice la

această lungime de undă, eliminând necesitatea regeneratoarelor electro-optice. Cablurile

submarine pot opera la viteze de 5 Gbiţi/sec, şi pot fi upgradate de la viteze mai mari numai

prin înlocuirea părţii electronice a terminalelor. Amplificatoarele optice sunt atractive şi în

cazul sistemelor care trimit aceleaşi semnale la terminale multiple.

Progresele din acest domeniu sunt determinate de realizarea şi perfecţionarea diodelor

laser acordabile, a fibrelor optice cu pierderi de dispersie mici, a circuitelor optice integrate de

mare viteză a tehnologiilor de conectare şi a modulatorilor externi. S-a reuşit ca pe distanţe de

zeci de km să se transmită informaţii cu debite de peste 11 Gbiţi/sec, bidirecţional pe două

fibre optice, sau pe o singură fibră folosind tehnica multiplexării şi demultiplexării prin

lungime de undă. Fibrele optice au început să fie folosite şi pentru transmisia programelor de

TV prin cablu (CATV).

Utilizările fibrelor monomod cu λ=1,3µm şi λ=1,7µm permite mărirea distanţelor între

noduri la 40-50 km şi se tinde spre sute de km, în loc de 2-10 km la fibrele multimod.

Prin interconectarea reţelelor FDDI (Fiber Distributed Data Interface), LAN(Local

Area Network) şi MAN(Metropolitan Area Network) se va putea avea acces la suporturi

informaţionale ale diferitelor unităţi de calcul (mini, microcalculatoare, PC-uri sau diferite

tipuri de echipamente periferice).

mediul 1 cu c1

mediul 2 cu c2

1 2

Rază incidentă

Rază reflectată

Axa de incidenţă

Capitolul I

CARACTERISTICILE TEHNICE ALE FIBRELOR OPTICE

1.1 Reflexia

Dacă lumina cade pe suprafaţa de separaţie dintre două medii, apare fenomenul de

întoarcere (parţială), în mediul din care au venit a radiaţiilor ondulatorii sau corpusculare.

Cantitatea de lumină reflectată depinde de unghiul α1 care este format de raza incidentă

cu axa de incidenţă (normală la suprafaţa de separaţie). Raza luminoasă reflectată formează

un unghi α2 cu axa incidentă (figura 1.1).

Raza reflectată:

- rămâne în planul de incidenţă format de raza incidentă şi axa de incidenţă;

- este situată pe partea opusă a axei de incidenţă în raport cu raza incidentă;

- formează cu axa de incidenţă un acelaşi unghi: α1 = α2.

Fig. 1.1 Reflexia luminii.

1.2 Refracţia

Dacă o rază luminoasă trece oblic, cu un unghi de incidenţă α, dintr-un mediu mai puţin

dens (exemplu aerul) într-un mediu mai dens (exemplu sticlă) sau invers, atunci direcţia sa

este schimbată în raport cu axa de incidenţă, formând un unghi β cu această axă.

În cazul materialelor izotrope, materiale având proprietăţi identice în toate direcţiile, se

aplică legea de refracţie a lui Snell: raportul dintre sinusul unghiului de incidenţă şi sinusul

unghiului de refracţie este constant şi egal cu raportul c1/c2; c1 şi c2 sunt vitezele de propagare

sin

Mediu 2 cu c2

Mediu 1 cu c1

sin

Rază incidentă Axă deIncidenţă

Rază refractată

a luminii în mediile 1 şi 2.

sin αsin β

=c1

c2 , unde: (1.1)

α = unghiul de incidenţă,

β = unghiul de refracţie,

c1 = viteza luminii în mediul 1,

c2 = viteza luminii în mediul 2.

În cazul a două medii transparente, considerăm mediul cel mai dens, cel în care viteza de

propagare este mai lentă.

Dacă considerăm trecerea unei raze luminoase din vid , unde viteza de propagare este c0,

într-un mediu unde viteza de propagare este c, relaţia este :

sin αsin β

=c0

c=n

(1.2)

Fig.1.2 Refracţia luminii.

Acest raport este numit „indice de refracţie n“ şi este constantă proprie materialelor

respective.

Indicele de refracţie al vidului este aproximativ egal cu al aerului având valoarea 1.

Pentru două medii cu indici de refracţie n1 şi n2 şi viteza de propagare a luminii c1 şi c2

putem scrie:

c1=c0

n1

; c2=c0

n2 (1.3)Prin deducţie, se ajunge la o formă diferită a legii refracţiei a lui Snell:

sin αsin β

=n2

n1 (1.4)

Raportul dintre sinusul unghiului de incidenţă şi sinusul unghiului de refracţie este invers

proporţional cu raportul indicilor de refracţie.

Aplicaţie:

Pentru un indice de refracţie n1 = 1,5, o valoare tipică pentru sticla fibrei optice, viteza de

propagare c1 în fibră este egală cu:

c1=c0

n=3⋅105 km/s

1,5=200 m/ μs

(1.5)

respectiv 5 s pentru 1 km de fibră optică sau 5ns pentru 1 m de fibră optică.

Indicele de refracţie n al unui material depinde fundamental de lungimea de undă a

luminii; pentru sticla de cuarţ şi în gama de unde infraroşii, care este importantă pentru

comunicaţiile optice, indicele de refracţie descreşte proporţional cu creşterea lungimii de

undă.

Valoarea n este valabilă pentru unde care se propagă cu o singură lungime de undă şi cu

o amplitudine constantă, deci care nu pot transmite informaţii. Pentru ca informaţia să poată

fi transmisă, aceste unde trebuie modulate. Pentru comunicaţii optice digitale se utilizează

impulsuri de lumină. Aceste impulsuri sunt scurte grupuri de unde, formate din unde

luminoase cu lungimi de undă diferite.

În aceste grupuri undele individuale se propagă cu viteze diferite. Viteza de propagare a

unui astfel de grup de unde este numită „viteză de grup“. Relaţia între indicele de refracţie de

grup ng şi indicele de refracţie n este:

ng=n−λdndλ (1.6)

Câteva valori tipice se găsesc în tabelul 1.

Indicele de refracţie de grup ng este considerat mai mare decât indicele de refracţie n

pentru toate lungimile de undă.

Tabelul 1. Indice de refracţie n şi indice de refracţie de grup ng 100% SiO2.

Lungime de undă în nm Indicele de refracţie n Indicele de refracţie de grup ng

1,4580 1,4780 700

1,4553 1,4712 800

1,4533 1,4671 900

1,4518 1,4646 1000

1,4504 1,4630 1100

1,4492 1,4621 1200

1,4481 1,4617 1300

1,4469 1,4616 1400

1,4458 1,4618 1500

1,4446 1,4629 1600

1,4434 1,4629 1700

1,4422 1,4638 1800

1,4409 1,4648 1900

Pentru a calcula timpul de propagare al semnalelor optice, trebuie utilizat doar indicele ng.

Este de remarcat faptul că indicele de refracţie de grup atinge un minim în jurul unei valori de

lungime de undă de 1300 nm. Aşa cum am văzut înainte, această gamă de unde prezintă un

interes deosebit în transmisia pe fibră optică.

1.3 Reflexia totală

Dacă o rază luminoasă (3) trece sub unghiuri de incidenţă crescând dintr-un mediu mai

dens (cu un indice de refracţie n1) într-un mediu mai puţin dens (cu un indice de refracţie n2),

se poate ajunge ca pentru un unghi de incidenţă α0, unghiul de refracţie să fie β0=900 (fig.1.3).

Fig. 1.3 Reflexia totală a luminii.

1-reflexia totală a razei incidente; 2- raza refractată sub un unghi de refracţie β0=900; 3- raza

refractată.

În acest caz, raza luminoasă (2) se propagă în paralel cu suprafaţa de separare dintre cele

două medii. Unghiul de incidenţă este numit unghi limită.

Pentru unghiul limită α0 are valabilă relaţia următoare:

sin α0 =

n2

n1 (1.7)

Aceasta înseamnă că unghiul limită depinde de raportul indicilor de refracţie n1 şi n2 ai

celor două medii.

Aplicaţie:

Unghiul limită dintre apă ( n1 = 1,333) şi aer ( n0 = 1) este egal cu:

sin α0=1

1 , 33=0 ,75 si α 0=490

Între sticlă (n1 = 1,5 ) şi aer (n0 = 1) obţinem:

sin α0=1

1,5=0 ,67 si α0=420

Pentru toate razele luminoase având unghiul de incidenţă α mai mare ca unghiul limită α0,

nu mai există raze refractate în mediul mai puţin dens. La suprafaţa de separare dintre cele

două medii aceste raze luminoase se răsfrâng în mediul mai dens.

Acest fenomen este numit reflexie totală (raza luminoasă 1 din figura 1.3). Reflexia totală

poate avea loc doar în cazul trecerii unei raze luminoase dintr-un mediu mai dens (de exemplu

sticlă cu n1=1,5) într-un mediu mai puţin dens(de exemplu aer cu n2=1); invers nu este posibil.

1.3.1. Apertura numerică

Într-o fibră optică se foloseşte fenomenul reflexiei totale pentru a ghida raza luminoasă.

Acest ghidaj se obţine instalând un miez de sticlă (indice de refracţie n1) înconjurat de un

înveliş de sticlă (indice de refracţie n2), n1 fiind puţin mai mare ca n2 (fig. 1.4).

Analizând expresia sin α 0=

n2

n1 putem concluziona că toate razele luminoase care nu deviază mai mult de ( 900 -0) faţă de axa fibrei vor fi ghidate prin sticla miezului.

Fig. 1.4 Ghidarea luminii într-o fibră optică.

Injectând din exterior (aer, indice de refracţie n0=1) o rază luminoasă în sticla miezului,

unghiul de injecţie dintre raza luminoasă şi axa fibrei poate fi determinat aplicând legea

refracţiei:

sin θ

sin (900−α 0)=

n1

n2 , aceasta implicând: (1.8)

sin θ=n1 ; cos α 0=n1√1−sin2 α 0 .

Condiţia pentru unghiul limită (sin0=n2/n1) ne conduce la expresia:

sin θ=√n12−n2

2. (1.9)

Unghiul de injecţie maximal θmax este numit „unghiul de acceptanţă“ al fibrei optice; el

depinde doar de indicii de refracţie n1 şi n2.

Sinusul unghiului de acceptanţă este numit apertura numerică (1) a fibrei optice:

AN=sinθmax (1.10)

Această valoare este de o importanţă majoră pentru injecţia luminii în fibră.

1.3.2. Propagarea luminii în fibra optică

Legile optice permit descrierea reflexiei totale la suprafaţa de separaţie dintre miez-

înveliş a fibrei optice.

Pentru a efectua o analiză mai detaliată a posibilităţilor de propagare ale luminii în miezul

sticlei, trebuie să considerăm fenomenele opticii ondulatorii; aceasta devine necesar datorită

diametrelor miezurilor fibrelor, cuprinse între 10 şi 100 m şi care sunt, în consecinţă, cu

puţin mai mari decât lungimea de undă a luminii transportate, care e în jur de 1m.

Datorită acestui fapt, anumite fenomene de interferenţă care apar nu pot fi aplicate decât

cu ajutorul teoriei optice ondulatorii.

Superpoziţia a două sau mai multe unde şi combinarea lor într-una singură este, în

general, numită interferenţă.

O manifestare tipică a interferenţei a două unde este obţinută când ele au aceeaşi lungime

de undă şi când există un defazaj constant între ele. Astfel de unde se numesc unde coerente.

Dacă într-un punct din spaţiu, cele două unde diferă în faza lor, printr-un multiplu par al

lungimii de undă , atunci are loc o însumare a amplitudinilor. Pe de altă parte, în cazul unui

defazaj egal cu un multiplu al jumătăţii de undă (/2) se produce o scădere, iar în cazul a două

unde având aceeaşi amplitudine, are loc o anulare locală a undelor.

Dacă considerăm două surse luminoase obişnuite (becuri electrice) şi le suprapunem

lumina, nu observăm nici un tip de interferenţă pentru că lumina lor e incoerentă. Acest fapt e

datorat procesului de emisie a luminii (în exemplu precizat filamentele fluorescente).

În cazul fenomenelor spontane şi aleatorii, fiecare atom al filamentelor incandescente

emite „ flash-uri “ de lumină care au serii de unde cu o durată de viaţă în jur de 10 -8s.

Considerând că viteza luminii în aer este 3108 m/s, aceste serii de unde au o lungime de 3 m.

Această lungime este numită „lungime de coerenţă“. Suprapunerea acestor serii de unde este

complet neregulată şi ocazionează doar iluminarea globală a spaţiului înconjurător.

Pentru transmisia pe fibre optice este necesar să se găsească o sursă luminoasă cât mai

coerentă. Prin urmare, lărgimea spectrală va trebui să fie cât mai mică. Spre deosebire de

diodele electroluminiscente, dioda laser oferă, graţie unei emisii stimulate, o diferenţă de fază

constantă la o aceeaşi lungime de undă. Prin urmare, fenomenele de interferenţă apar în

ghidul de undă, ceea ce poate fi constatat din faptul că lumina se propagă doar sub unghiuri

bine determinate în miezul fibrei; prin „determinate“ înţelegându-se că propagarea are loc în

direcţii în care undele luminoase sunt amplificate prin suprapunerea lor şi prezintă o

interferenţă constructivă. Undele luminoase capabile să se propage într-o fibră optică sunt

numite moduri (unde naturale).

Aceste moduri pot fi determinate matematic, mai precis prin ecuaţiile lui Maxwell.

Acest sistem de ecuaţii, de obicei utilizat pentru unde electromagnetice, poate fi

simplificat în mod considerabil în ceea ce priveşte fibrele optice, dacă nu ţinem seama decât

de undele slab ghidate.

Este vorba de unde care se propagă aproape în direcţia axială a fibrei şi care prezintă o

intensitate neglijabilă a câmpului, în lungul axei. Ele apar dacă indicii de refracţie ai sticlei

miezului n1 şi sticlei învelişului n2 nu diferă decât foarte puţin.

Măsura acestei diferenţe în refracţie este diferenţa relativă de indice , definită astfel:

Δ=n1

2−n22

2n12=

n1−n2

n1 (1.11)Pentru o fibră optică diferenţa relativă de indice este foarte mică în raport cu unitatea şi,

datorită acestui fapt, nu are loc decât un ghidaj slab al undelor luminoase în sticla miezului.

Soluţiile ecuaţiilor simplificate ale lui Maxwell oferă foarte bune aproximări pentru

modurile care se propagă în fibra optică. Figura 5 dă ca exemplu distribuţia intensităţii

luminoase în secţiunea transversală a fibrei optice pentru primele 10 moduri. Undele naturale

oscilează pe un singur plan şi ele sunt polarizate liniar. Denumirea lor este LP νμ cu cei doi

indici modali ν şi μ .

Valoarea lui ν este indicele modal azimutal şi indică jumătatea numărului de puncte

luminoase pe inel luminos concentric.

Valorile lui ν pot fi 0,1,2,3,..., şi pentru ν = 0, fiecare inel luminos există fără

subdiviziuni.

Valoarea lui ν este indicele modal radical şi indică numărul de inele luminoase

concentrice ale modului; μ poate lua valorile 1,2,3,...

Figura 1.5. Primele 10 moduri LPμν ale unei fibrei optice.

Modul fundamental este numit LP01, ordinul superior fiind LP11.

1.4. PROFILELE FIBREI OPTICE

Dacă indicele de refracţie n al unei fibre optice este considerat în funcţie de raza r, atunci

vom vorbi despre profilul indicelui de refracţie al fibrei. Astfel descriem variaţia radială a

indicelui de refracţie, începând pe axa fibrei şi mergând spre exteriorul învelişului:

n = n(r)

Propagarea modurilor în fibra optică depinde de forma profilului indicelui de refracţie

(fig. 1.6).

În practică, suntem interesaţi să considerăm profilele de indice definite prin legi (expresii)

exponenţiale. Se studiază profilele de indice prin refracţie pentru care variaţia radială a

indicelui urmează o lege (expresie) de forma:

n2 (r )=n12 [1−2 Δ(ra )

g ] pentru r < a în miez si

n2 (r )=n22= constant pentru r ≥ a în învelis (1.12)

Unde:

n1 = indice de refracţie pe axa fibrei (r = 0);

= diferenţa relativă de indice;

r = distanţa radială de la axa fibrei, în m; r [0,a];

a = raza miezului fibrei, în m;

g = puterea, numită şi exponentul profilului;

n2 = indice de refracţie al undei învelişului.

Diferenţa relativă de indice depinde de apertura numerică şi de indicii de refracţie n1 şi n2.

Δ=AN

2

2 n12=

n12−n2

2

2n12

(1.13)

Merită să fie menţionate următoarele cazuri excepţionale (fig.1.6)

g = 1: profil triunghiular;

g = 2: profil parabolic;

g: profil cu indice în treaptă (caz limită).

Doar în ultimul caz (pentru profilul de indice în treaptă) - indicele de refracţie n(r)=n 1

este constant în miez. Pentru toate celelalte profile cu indice de refracţie în miez, n(r) creşte

proporţional de la valoarea n2 în înveliş, la valoarea n1 pe axa fibrei.

Din acest motiv, aceste profile sunt denumite „ profile cu indice gradat“. Această

denumire a fost special adoptată pentru profilul parabolic (cu g = 2), deoarece aceste fibre

optice au proprietăţi tehnice bune în ghidarea luminii.

O altă valoare importantă care descrie fibra optică este parametrul V, numit frecvenţă

normală de tăiere. Ea depinde de raza a, de apertura numerică AN a sticlei miezului, de

lungimea de undă λ şi de numărul de undă k. Parametrul V este adimensional:

V=2 πaλ

AN=kaAN unde: (1.14)

a = raza miezului;

λ = lungimea de undă;

AN = apertura numerică;

k = numărul de undă.

Numărul N de moduri ghidate prin sticla miezului depinde de acest parametru; pentru un

profil de indice la o putere oarecare cu un exponent de profil g există următoarea relaţie:

N=V 2

2g

g+2 . (1.15)Pentru profilul cu indice treaptă (g) numărul de moduri ghidate este aproximativ: N

¿ V 2

2 .

Fig. 1.6 Profilul indicelui de refracţie al unei fibre optice

Pentru profilul cu indice gradat, numărul de moduri este aproximativ: N=V 2

4 .

Aplicaţie:

O fibră optică cu indicele gradat (g = 2), având un diametru al miezului 2a = 50 μm, o

apertură numerică AN = 0,2, are ca frecvenţă normală V, pentru o lungime de undă λ=1 μm:

V=2 π

502 μm1 μm

=31, 4. (1.16)

Numărul N de moduri ghidate în miezul fibrei este atunci:

N¿ V 2

4=2,7

. (1.17)Fibra optică care ghidează mai multe moduri este numită fibră optică multimod.

Dacă vrem să reducem numărul de moduri, adică să reducem parametrul V, trebuie să

micşorăm diametrul miezului 2a, fie să micşorăm apertura numerică sau să mărim lungimea

de undă λ.

Întrucât cantitatea de lumină care poate fi injectată în fibră depinde, în mod substanţial,

de apertura numerică, aceasta trebuie să rămână atât de mare cât este posibil. Reducerea razei

miezului a, este limitată, deoarece manipularea şi tehnica conexiunilor devin din ce în ce mai

dificile. Pe de altă parte, devine dificilă construcţia surselor şi detectoarelor pentru lungimi de

undă mai mari şi, prin urmare, o creştere substanţială a lui λ nu este posibilă.

Dacă pentru o fibră optică cu indice în treaptă (g) parametrul V devine mai mic decât

constanta VC = 2,405, atunci un singur mod, modul fundamental LP01, se poate propaga.

Numim o astfel de fibră optică fibră optică monomod.

Constanta VC reprezintă o valoare limită pentru fibra optică cu indice de treaptă (g).

Indicele c provine din cuvintele englezeşti cut-off value. Pentru un profil de indice, valoarea

limită Vc se calculează cu relaţia:

V c=V c∞√ g+2g . (1.18)

Pentru o fibră optică cu indice gradat (g = 2), valoarea limită Vc este aproximativ:

V c=2 , 405√2=3,4 . (1.19)

Aplicaţie:

O fibră optică cu indice în treaptă cu un diametru al miezului 2a = 9 μm şi o apertură

numerică AN = 0,11 atinge frecvenţa normală V=Vc pentru o lungime de undă de:

λ=π2aV

AN=πgμm

2 , 405⋅0 ,11=1293nm

.

(1.20)

Lungimea de undă calculată, căreia îi aparţine valoarea limită Vc este numită „ lungime

de undă de tăiere“c.

λc=π2 aV c

A N.

Pentru toate lungimile de undă λc, doar un singur mod este în stare să se propage în

miezul unei fibre considerate. Această fibră este, deci, o fibră optică monomod pentru toate

lungimile de undă superioare lui λc.

Drept urmare a polarizării luminii, modul fundamental şi toate modurile de ordin superior

sunt constituite din două moduri care oscilează perpendicular unul în raport cu celălalt.

Efectele acestor moduri polarizate nu sunt importante decât pentru aplicaţiile speciale ale

fibrelor optice care menţin polaritatea (tehnici de detectare optică, busole cu fibră optică).

Efectele datorate separării în două moduri sunt, în prezent, nesemnificative pentru tehnica

cablurilor optice şi pentru tehnologia comunicaţiilor. Aceasta este ilustrată de faptul că se

vorbeşte despre fibre optice monomod, în ciuda prezenţei celor două moduri polarizate.

1.4.1. Profil cu indice în treaptă

Pentru ca lumina să fie ghidată în sticla miezului unei fibre optice cu indice în treaptă,

trebuie ca la interferenţa miez-înveliş indicele de refracţie n1 al miezului sticlei să fie uşor

superior indicelui de refracţie al învelişului sticlei n2. Dacă indicele de refracţie n1 al sticlei

miezului este constant pe toată secţiunea transversală a miezului, vorbim de profil cu indice în

treaptă, căci indicele de refracţie creşte la interfaţa înveliş-miez în formă de treaptă şi rămâne

apoi constant. Figura 1.07 arată profilul de refracţie al unei fibre optice cu indice în treaptă şi

traiectoria unei raze luminoase cu unghiurile corespunzătoare.

Fig.1.7 Fibră optică cu indice în treaptă

Astfel de fibră optică este numită „fibră optică cu indice în treaptă“. Această fibră poate fi

fabricată simplu, dar ea este utilizată mai rar în prezent. Pentru a descrie mai bine propagarea

luminii în fibra optică, s-a ales exemplul următor (fig. 1.7).

Dimensiunile tipice ale unei fibre multimod cu indice în treaptă:

- diametrul miezului (2a) 100 m;

- diametrul învelişului (D) 140 m;

- indicele de refracţie al miezului (n1) 1,48;

- indicele de refracţie al învelişului (n2) 1,46.

În exemplul considerat, unghiul limită 0 al reflecţiei totale, adică unghiul cel mai mic

dintre o axă luminoasă şi axa de incidenţă la care această rază este ghidată de sticla miezului,

fără a fi reflectată în înveliş este:

sin α=n2

n1

=1 , 461 , 48

=0 ,9865→α0=80 , 60

(1.21)

Toate razele luminoase care formează un unghi mai mic sau egal cu (900–0) = 9,40 cu

axa fibrei optice, sunt ghidate prin sticla miezului.

Dacă se injectează în sticla miezului o rază luminoasă din exterior (aer, n0= 1), trebuie să

se ţină seama de legea refracţiei şi în consecinţă în fibră nu pot pătrunde decât razele cuprinse

într-un con de acceptanţă cu un unghi determinat. Pentru exemplul nostru, acest unghi se

calculează astfel:

sin θ=√n12−n2

2=√1 , 482−1 , 462=0 ,242, (1.22)

deci = 140.

Cum sinusul unghiului de acceptanţă este, prin definiţie, egal cu apertura numerică,

rezultă pentru AN:

AN = sin = 0,242. (1.23)

Diferenţa relativă de indice este pentru această fibră optică:

Δ=A N

2

2⋅n12=0 , 0134=1 ,34 %

(1.24)

La o lungime de undă = 850nm, frecvenţa normată V se calculează pentru o fibră optică

cu indice în treaptă, cu un diametru al miezului 2a = 100 m, după cum urmează:

V=2aλ

AN=100 μm0 ,85 μm

=0 ,242=89 ,4. (1.25)

Numărul de moduri este atunci aproximativ:

N=V 2

2=89 , 42

2=4000

. (1.26)

O astfel de fibră optică este numită fibră optică multimod. Un „flash“ de lumină

propagându-se într-o astfel de fibră este format din numeroase alte „flash-uri“ parţiale,

transportate în fiecare din modurile conductorului. La începutul fibrei optice, fiecare din

aceste moduri este excitat sub un unghi de injecţie diferit şi ghidat de sticla miezului după

traiectoriile respective. Fiecare mod parcurge fibra pe o traiectorie diferită şi ajunge, astfel, la

extremitatea conductorului în timpi diferiţi. Raportul între timpul de propagare cel mai lung şi

timpul de propagare cel mai scurt este direct proporţional cu raportul indicilor de refracţie

între înveliş şi miez, adică este de ordinul diferenţei relative de indice (mai mult de 1%).

Aplicaţie:

Lumina parcurge aproximativ în 5s o fibră cu indice în treaptă cu lungimea de 1Km.

Timpul de întârziere t este aproximativ:

t = 5 s 0,01 = 50 ns.

Distorsiunea care produce diferenţele de timp în modurile individuale este numită

„dispersie modală“. Ea este cauza apariţiei unui impuls luminos de scurtă durată pe timpul

trecerii printr-o fibră cu indice în treaptă. Dispersia modală afectează calitatea comunicaţiilor

optice deoarece reduce viteza de transmisie (debitul binar) sau lărgimea benzii de

transmisiune. Acest efect este moderat pentru că modurile individuale se influenţează unul pe

altul şi schimbă energia în lungul traiectoriilor lor. Acest amestec de moduri sau cuplaj de

moduri se produce cu o intensitate particulară în locuri cu neregularităţi ale sticlei miezului, la

îmbinări şi la curburi ale fibrei.

Dacă se observă traiectoria modurilor în lungul axei fibrei optice, se constată că, prin

schimb de energie, are loc o transformare a modurilor de ordin inferior (cu un unghi > 900

între mod şi axa fibrei) în moduri de ordin superior (cu un unghi ascuţit între mod şi axă) şi

invers. Rezultă, prin urmare, o compensare a vitezelor de propagare a modurilor.

Prelungirea în timp t a impulsului injectat nu este deci o funcţie liniară depinzând de

lungimea fibrei (t proporţional cu L), ci, în cazul ideal, este în funcţie de radicalul lungimii

(proporţional cu√L ).

Δt=√L (1.27)

Dispersia modală poate fi eliminată complet dacă fibra cu indice în treaptă este

dimensionată astfel încât un singur mod să se poată propaga, în principiu modul fundamental

LP01.

Dar modul fundamental suferă de asemenea o împrăştiere în timpul când este parcursă

fibra optică. Acest fenomen este numit dispersie cromatică. Fiind o proprietate a materialului,

ea se manifestă, în general, pentru toate fibrele optice. Totuşi, comparată cu dispersia modală,

dispersia cromatică este relativ mică sau chiar nulă, pentru o gamă de unde cuprinsă între1200

nm şi 1600 nm.

Termenul „diametrul“ al câmpului de mod „2W0“ a fost introdus pentru cuantificarea

valorii (amplitudinea radială a câmpului) modului fundamental.

Pentru obţinerea unei fibre optice cu indice în treaptă şi cu pierderi mici, care ghidează

doar modul fundamental în zona superioară lui 1200 nm, trebuie să se reducă diametrul

câmpului de mod 2W0 până la aproximativ 10 m. O astfel de fibră optică cu indice în treaptă

este numită fibră optică monomod.

Dimensiuni tipice pentru fibre optice monomod:

- diametrul câmpului de mod (2W0) = 10 m;

- diametrul învelişului (D) = 125 m;

- indicele de refracţie maxim (n1) 1,46;

- diferenţa relativă de indice = 3%.

Profilul indicelui de refracţie şi traiectoria unei raze luminoase pentru o fibră optică

monomod sunt prezentate în figura 1.8.

Fig. 1.8 Fibră optică monomod.

Apertura numerică AN a unei fibre optice monomod este dată de:

AN=n1√2 Δ≈1, 46√2⋅0 ,003 (1.28)

cu unghi de acceptanţă de:

sin = AN 0,113, = 6,50. (1.29)

Trebuie notat că într-o fibră monomod, nu numai diametrul miezului dar şi apertura

numerică şi deci unghiul de acceptanţă, sunt mult mai mici, comparate cu o fibră optică

multimod. Din acest motiv injecţia de lumină devine relativ dificilă.

Pentru o fibră optică monomod tipică (având o frecvenţă normală V = Vc = 2,405),

lungimea de undă de tăiere c (de la valoarea sa în sus se propagă numai modul fundamental)

este definită de:

λc=π2 aV c

A N=π8,5 μm2, 405

⋅0 , 113≈1255 nm. (1.30)

Pentru această lungime de undă c, modul următor LP11 (fig. 1.9 şi 1.10) nu se mai poate

propaga în fibră dar modul fundamental LP01 se mai propagă la lungimi de undă mai mari şi

câmpul său de mod se extinde în sticla învelişului (fig. 1.9).

Fig. 1.9 Distribuţia radială a câmpului modului fundamental LP01.

Fig. 1.10 Distribuţia radială a câmpului la modurile LP11 şi LP02.

Aplicaţie:

O fibră monomod cu indice în treaptă cu un diametru al câmpului de mod 1W 0 = 10 m

şi o lungime de undă de tăiere c = 1255 nm.

(Vc = 2,405) are pentru diametrul miezului 2a şi lungimi de undă de 1300 şi 1550 nm,

următoarele valori:

2 a=V c λc

2,6 λ2W 0

, (1.31)pentru = 1300 nm:

2 a=2 ,405⋅1255 nm2,6⋅1300nm

⋅10 μm=8,9 μm,

(1.32)

pentru = 1550 nm:

2a=2 ,405⋅1255nm2,6⋅1550nm

⋅10 μm=7,5μm. (1.33)

Dimensiunile câmpului de mod reprezintă un factor important în ceea ce priveşte

atenuarea fibrelor monomod curbate sau sudate. Astfel, un câmp de mod mai puternic

provoacă un ghidaj mai slab al undelor luminoase la curburi, dar pierderi mai mici la suduri şi

la conexiuni.

1.4.2. Profil cu indice gradat

Într-o fibră optică cu indice în treaptă multimod, modurile se propagă pe traiectorii mai

mult sau mai puţin lungi şi ajung la capătul fibrei în timpi diferiţi. Această dispersie modală

nedorită poate fi serios redusă, variind indicele de refracţie în lungul razei miezului fibrei

conform unei legi parabolice. Valoarea maximă n1 a indicelui de refracţie se găseşte pe axa

fibrei şi este redusă gradat, pentru a atinge valoarea n2 în sticla învelişului.

Un astfel de profil cu indice gradat sau profil cu indice variind după o lege exponenţială

cu un exponent de profil g = 2 este definit de:

n2 (r) = n1

2−AN2 ( r

a )2

pentru r < a la miez; (1.34)

şi n2 (r) = n22

pentru r a în înveliş.Un ghid de undă cu acest profil cu indice gradat este de asemenea numit fibră optică cu

indice gradat.

Dimensiuni tipice pentru o fibră cu indice gradat:

- diametrul miezului (2a) = 50 m;

- diametrul învelişului (D) = 125 m;

- indice de refracţie maxim (n1) = 1,46;

- diferenţa relativă de indice () 0,010.

Figura 1.11 arată traiectoriile undelor luminoase de ordin diferit şi profilul de refracţie al

unei fibre cu indice gradat. Razele luminoase urmăresc traiectorii curbilinii de formă ondulată

sau elicoidală, invers de ceea ce se întâmplă în profilele cu indice în treaptă unde ele se

propagă în zig-zag. Ca urmare a schimbării continue a indicelui de refracţie n(r) în sticla

miezului, razele sunt în permanenţă refractate şi direcţia lor de propagare se schimbă, deci ele

se propagă pe traiectorii ondulatorii.

Figura 1.11 Fibră optică cu indice gradat

Razele care oscilează în jurul axei fibrei au totdeauna de parcurs traiectorii mai lungi

decât raza care se propagă în jurul axei dar, ca urmare a diminuării indicelui de refracţie

dincolo de axă ele se propagă cu viteze mai ridicate şi există, în acest fel, compensare. De

fapt, timpii de întârziere dispar aproape complet. Dacă forma parabolică a profilului este

fabricată cu suficientă precizie, nu se mai observă, pe o distanţă de 1 Km şi deci pentru un

timp de propagare al luminii de 5 s, decât timpii de întârziere în jur de 0,1 ns.

Acest timp de întârziere, minim pentru fibrele cu indice gradat, este datorat nu numai

dispersiei materialului ci şi dispersiei profilului. Aceasta îşi găseşte explicaţie în faptul că

indicii de refracţie între miez şi înveliş variază în diferite feluri în funcţie de lungimea de undă

şi, prin urmare, atât diferenţa relativă de indice cât şi exponentul de profil g, sunt funcţie de

lungimea de undă.

Exponentul de profil optim g pentru un profil cu indice gradat parabolic, poate fi calculat

în mod teoretic cu expresia:

g = 2 – 2P – (2–P). (1.35)

Parametrul P < 1 şi diferenţa relativă de indice , depind de lungimea de undă, deci,

exponentul de profil g depinde şi el de această lungime de undă.

Trebuie notat că pentru un profil cu indice gradat cu g = 2, timpii de propagare ai

modurilor nu pot fi aproape identici decât într-o plajă de lungimi de undă redusă.

sin2

0

-(r)

sin2

-max

0r2

a2

CN2

r2a2

Pentru că indicele de refracţie n(r) al unei fibre optice cu indice gradat depind de distanţa

radială r de la axa fibrei, unghiul de acceptanţă , care este important pentru injecţia luminii

este, de asemenea, o funcţie de r:

sin θ (r )=√n12 (r )−n2

2(r )=AN √1−( ra )

2

≤AN(1.36)

Unghiul de acceptanţă îşi atinge maximul pe axa fibrei (r=0) şi este egal cu apertura

numerică AN. La suprafaţa de separare miez-înveliş (r=a) acest unghi este egal cu zero.

Apertura numerică a unei fibre optice cu indice gradat este:

AN=n1√2 Δ=1 , 46√2⋅0 , 01≈0 , 206 (1.37)

şi unghiul de acceptanţă maxim max pe axa fibrei este egal cu:

sinmax = AN 0,206 iar = 11,90. (1.38)

Aşa cum s-a dovedit, coordonatele sin2 şi r2 sunt cele mai favorabile pentru

reprezentarea unghiului de acceptanţă în funcţie de distanţa r de la axa fibrei. Un astfel de

sistem de coordonate este numit diagrama fază-spaţiu. Figurile 12 şi 13 compară diagramele

unei fibre optice cu indice gradat şi ale unei fibre cu indice în treaptă.

Fig. 1.12 Diagrama fază - spaţiu Fig. 1.13 Diagrama fază – spaţiu a unei fibre unei fibre optice cu indice gradat optice cu indice în treaptă

Suprafaţa limitată de curba unghiului de acceptanţă maxim max este proporţională cu

puterea optică pe care o putem injecta în miezul fibrei. Puterea optică injectabilă într-o fibră

cu indice în treaptă face cât dublul puterii injectabile într-o fibră cu indice gradat, cu condiţia

ca apertura numerică AN şi raza miezului a, să fie identice pentru cele două fibre. Numărul N

de moduri ghidate de miez este, astfel, proporţional cu această suprafaţă. Modurile individuale

pot fi localizate în interiorul acestei arii.

Astfel modurile LP de ordin inferior cu indici modulari v = 0,1,2, şi =1,2 şi care se

propagă aproape paralel în raport cu axa fibrei, se găsesc în apropierea originii. În schimb,

modurile LP de ordin superior (cu > 1) sunt foarte îndepărtate de origine. Modurile care se

găsesc în afara acestei suprafeţe nu sunt ghidate, adică sunt foarte slabe. Modurile situate cu foarte

puţin în afara curbei limită sunt încă capabile să se propage restrictiv, ele prezintă totuşi o atenuare

ridicată. Astfel de moduri sunt numite „moduri de fugă“ fiind parţial ghidate şi parţial degajate.

1.4.3. Profil segmentat (multitreaptă)

Dispersia într-o fibră monomod este o combinaţie a două tipuri de dispersie. Primul tip

este dispersia materialului care rezultă dintr-o dependenţă a indicelui de refracţie de lungime de

undă n=n()şi astfel de viteza luminii c=c(). Un al doilea tip de dispersie este dispersia

ghidului de undă, care rezultă din dependenţa repartiţiei luminii modului fundamental LP01 pe

sticla miezului şi învelişului (fig.1.09) rezultând diferenţa relativă de indice = (). Suma

acestor două dispersii se numeşte dispersie cromatică.

În plaja lungimilor de undă superioare lui 1300 nm, cele două tipuri de dispersie în sticla

de cuarţ au semne opuse. Dispersia materialului nu poate fi modificată decât în limite

restrânse, variind dopajul sticlei de cuarţ. Din contră, dispersia ghidului de undă poate fi

considerabil influenţată variind structura profilului indicelui de refracţie.

Profilul indicelui de refracţie al unei fibre monomod obişnuită este un profil cu indice în

treaptă cu o diferenţă relativă de indice . Pentru acest profil simplu, suma dintre dispersia

materialului şi dispersia ghidului de undă este egală cu zero pentru o lungime de undă în jur

de 1300 nm.

Dacă vrem să deplasăm acest punct de zero al dispersiei către alte valori ale lungimilor

de undă, trebuie schimbată dispersia ghidului de undă şi, în consecinţă, schimbată structura

profilului. Trebuie realizate profile segmentate sau cu multiple trepte de indice. Cu ajutorul

acestor profiluri, este posibil să se producă fibre optice în care dispersia nulă să fie decalată

spre 1550 nm (fibre optice cu dispersie decalată) sau care au valorile de dispersie foarte slabe

în gama de unde de 1300 şi 1550 nm ( numite fibre optice cu dispersie compensată sau

aplatizată). În figura 1.14 dispersia cromatică M () este reprezentată în funcţie de lungimea

de undă pentru o fibră monomod fără decalaj al dispersiei (1), cu decalaj al dispersiei (2) şi

cu dispersie compensată (3).

a b

a b c

Fig. 1.14. Dispersia cromatică în funcţie de lungimea de undă.

1. Fără decalaj al dispersiei.

2. Cu decalaj al dispersiei

3. Cu aplatizare a dispersiei

Aceste fibre optice monomod pot fi realizate cu structuri de profil diferite. În cele ce

urmează se prezintă o alegere a diverselor profil.

a) Tip 1 fără decalaj de dispersie

Profil cu indice în treaptă simplă (simple step-index sau matched-cladding), figura 1.15a.

Profil cu indice de refracţie redus în înveliş (depressed cladding), figura 1.15b.

Fig. 1.15 Structuri de profil de fibre optice fără decalaj al dispersiei

b)Tipul 2 cu decalaj al dispersiei

Profil segmentat cu miez triunghiular (segmentat core), figura 1.16a.

Profil triunghiular (triunghiular profile), figura 1.16b.

Profil segmentat cu indice în treaptă dublă în înveliş (double clad), figura 1.16c.

Fig.1.16 Structuri de profil de fibre optice cu decalaj de dispersie.

c) Tipul 3 cu dispersie condensată

Profil segmentat cu indice în treaptă cuadruplă în înveliş, (quadruple clad), figura 1.17a.

Profil în formă de W (double clad), figura 1.17b.

Fig.1.17 Structuri de profil în fibre optice cu aplatizarea dispersiei

Capitolul II

SURSE PRIMARE DE RADIAŢII OPTICE

Ca emiţătoare de semnal optic (Φe) în tehnica circuitelor de măsură cu fibre optice, în

prezent se utilizează practic numai LED-urlie şi diodele laser (DL), care emit în infraroşu

apropiat (800-1600 nm). LED-urile sunt relativ ieftine, au consum redus (I=20-100 mA) şi

caractieristica Φe (I) liniară, însă sunt mai lente (100-200 MHz ), au banda optică (Δv) mai

largă şi conul de emisie mai mare decât la DL. Acestea din urmă au Δv foarte îngustă (1-5

nm), iar conul de emisie mai mic ceea ce asigură o cuplare cu fibra optică mult mai bună.

Principalele caracteristici ale acestor 2 tipuri de surse care interesează în tehnica

circuitelor cu fibră optică sunt: caracteristica de intensitate, lungimea de undă centrala, banda

optică, banda electrică, caracteristica intrare-iesire, puterea optică nominală si coeficientul de

cuplaj cu fibră optică.

2.1. Diode electroluminescente

Diodele electroluminescente numite prescurtat LED (Light Emiting Diode) sunt diode

semiconductoare ce emit flux de radiaţii (Φe, Φy) prin fenomenul de recombinare radiativă a

purtătorilor minoritari injectaţi într-o joncţiune polarizată în sens direct. Sunt simple, robuste,

admit frecvenţe relativ mari de modulare (<100 MHz), iar puterea optică emisă (Φe) depinde

liniar de curentul consumat. În cele ce urmează ne referim numai la LED-urile ce emit în

infraroşu apropiat (800-1600 nm)

2.1.1. Mecanismul electroluminescenţei

După cum se ştie la revenirea unui electron de pe un nivel de energie (W2) pe un altul

inferior (W1,fig.1a ) se eliberează o cuantă de energie.

Wi=W2-W1=h*v

care poate fi şi sub forma unui foton. Acest fenomen se numeste tranziţie radiativă si are loc

indiferent de natura excitaţiei care provoacă “urcarea” electronului pe W2 (termică, electrică,

optică). Când excitaţia este electrică, fenomenul se numeşte electroluminiscenţă.

În cazul semiconductoarelor intrinseci (Fig.2.1b) tranziţia radiativă rezultă din

revenirea unui electron din zona de conducţie (populată cu electroni) în zona de valenţă

(populată cu goluri), adică din recombinarea electron-gol. Fenomenul se manifestă suficient

de puternic numai la anumite semiconductoare, dintre care cel mai cunoscut este arseniura de

galiu (GaAs).

Fig.2.1. Mecanismul emisiei radioactive a) principiu b) la semiconductoare

La aceasta lăţimea zonei interzise este Wi=1,42eV si deci lungimea de undă a relaţiei

emise: λ=h*c/Wi are valoarea λ=6,62*10-34*3*108 / 1,42*1,6*10-19 ≈ 0,87*10-6 m=870 nm,

adică este din infraroşu apropiat.

De observat că nu toate recombinările sunt radiative, ci numai o mica parte (restul se

transformă, prin diferite mecanisme, în caldură) si de aceea randamentul energetic η=

ΦP * 100

(%) al recombinării este foarte redus (sub 1%) (P este puterea consumată pentru excitaţie).

Un randament sensibil mai bun (3-5%) se obţine polarizând în sens direct o joncţiune

p-n dintr-un semiconductor emisiv (Fig.2.2a), operaţie prin care se injectează un număr foarte

mare de electroni şi goluri în joncţiunea respectivă, ceea ce duce la o creştere corespunzătoare

a recombinărilor şi deci a puterii optice (Φe).

2.1.2. LED-uri cu homojoncţiune

Când joncţiuea p-n este realizată pe un acelaşi material (de ex. GaAs) se spune că avem

homojoncţiune, iar când este realizată din 2 materiale diferite, heterojoncţiune.

Funcţionarea LED-urilor cu homojoncţiune

Funcţionarea unei homojoncţiuni (HOJ) poate fi urmarită pe figura 2.2 Când HOJ (fig.2.2a)

nu este polarizată (Ud=0, fig. 2.2b), curentul electric de derivă creat de către diferenţa de

potenţial dintre regiunea p si regiunea n compensează exact curentul de difuziune rezultat din

gradientul de concentraţie al purtătorilor de sarcină din vecinătatea joncţiunii. Când însa HOJ

este polarizată în sens direct (fig. 2.2c), curentul de difuziune creşte iar cel de derivă scade şi

ca urmare, i-a naştere un curent ce traversează joncţiunea şi care este egal cu cel rezultat din

recombinarea perechilor electron-gol într-un caz ideal; această recombinare provoacă

luminescenţă.

Fig.2.2 Fig.2.3

În ceea ce priveşte frecvenţa (v a radiaţiei emise pe această cale, trebuie de reţinut că,

în afară de tranziţiile coerente (uni-frecvenţă) descrise de Fig.2.4. se mai produc şi tranziţii

spontane ale căror frecvenţe sunt aleatoare şi de aceea radiaţia totală emisă nu este

monocromatică ci are şi alte componente, situaţia ce este descrisă prin banda optică de

frecvenţe (Fig.2.3) Aceasta se defineşte ca intervalul Δλ în afara căruia puterea radiaţiei (Φ e)

scade la jumătate (3dB) faţă de cea maximă. Valori obişnuite: Δλ=40-60 nm. Frecvenţa la

vârful puterii se numeşte frecvenţă centrală şi se exprimă prin λp , parametrul de catalog (s-a

utilizat indicele ”p”, de la peak (vârf), în loc de ”v”, pentru a se evita confuzia cu mărimile

fotometrice.În fine, în timpul polarizării directe, în zona joncţiunii p-n i-a naştere o regiune

activă de a cărei grosime g (zeci de µm) depinde eficacitatea radiativă a jocţiunii.

Dacă g (Fig.2.4a) este prea mic, creşte procesul de interacţiune fotoni purtători

minoritari, ceea ce duce la scăderea producţiei nete de fotoni, iar dacă g este prea mare

provoacă creşterea numărului recombionărilor neradiative.

Fig.2.4. LED homojoncţiune: a) principiu b) schemă constructivă

În zona activă, emisia de fotoni este izotropă (adică egală în toate direcţiile) şi deci se

pot alege mai multe direcţii pentru culegerea radiaţiei: o direcţie paralelă cu joncţiunea (1) pe

fig.2.4a şi alta perpendiulară pe aceasta, fie în sensul traversăii regiunii p (2), fie în sensul

traversării regiunii n (direcţia 3).

2.1.3. LED-uri cu heterojoncţiune

Unul din neajunsurile LED-urilor HOJ constă în dificultatea (practic imposibilitatea)

influenţării lungimii de undă (λp) a radieţiei emise. Căutările pentru rezolvarea acestei

probleme au condus la apariţia LED-urilor cu heterojoncţiune (HEJ). Spre deosebire de LED-

urile de tip HOJ (Fig.2.4),la care joncţiunea respectivă este formată din semiconductoare

diferite, tipic aliaje ternare GaAlAs (Galiu Aluminiu Arseniu).

a) Structuri emisive

LED-urile de tip HEJ se construiesc atât în variantă cu emisie de suprafaţă cât şi în cea cu

emisie laterală.

Fig.2.5. LED-uri heterojoncţiune: a) cu emisie pe suprafaţă b) cu emisie

laterală c,d) forme constructive ale a şi b

LED-uri cu emisie de suprafaţă. În fig.2.5a se arată structura unui LED de tip HEJ din

GaAIAs cu emisie de suprafaţă. Se observă că la anod (+) este o pătură p+ de Ga0,7AI0,3As, la

mijloc o pătură p de Ga0,9AI0,1As, iar la catod (-) o pătură n de Ga0,7AI0,3As.

b) Forme constructive

În fig.2.5c şi d se arată 2 forme constructive tipice de LED-uri HEJ utilizabile în

circuite de măsură cu fibre optice. Construcţia din fig.2.5d aparţine firmei Hewlett-Packard.

La acesta conectarea la masă se face prin suportul filetat (M) care mai este denumit şi port de

conectare (CP – Conector Port).

2.1.4. Circuite de comandă pentru LED-uri

În instrumentaţie LED-urile sunt utilizate atât la masurători analogice cât şi (mai ales)

numerice. În ambele cazuri sunt necesare circuite de comandă (drivere).

a) Circuite de comandă pentru măsurări analogice

Indiferent dacă e vorba de măsurări (sau transmisii) analogice sau numerice circuitul

de comandă pentru LED-uri este alcatuit din 2 părti: de alimentare şi comandă.

Partea de alimentare (Fig.2.6.a) cuprinde o sursă de tensiune continuă care să furnizeze

tensiunea de alimentare (+U) precum şi un rezistor (R1) necesar limitării curentului (I) la

valoarera nominală de catalog (In). R1 se calculează cu relaţia R1 =

U−U d

I n

Fig.2.6 Comanda LED-ului cu semnal analogic a) alimentare b)comanda în c.c. c)

comanda în c.a.

Circuitele de comandă (modulare) tipice pentru măsurări analogice sunt prezentate în Fig.2.6b

şi c. Primul se utillizează când semnalul de comandă Uc provenit de la senzor (SACC) este o

tensiune continuă, iar al 2-lea când Uc este o tensiune alternativă. În Fig.2.6c , condensatorul

C serveşte la separarea galvanică dintre alimentarea LED-ului si comanda acestuia. La

măsurări de precizie (unde liniaritatea contează mult) cu LED-uri de mică putere (In=10-20

mA) comanda acestuia se face cu un amplificator operaţional.

a) Circuite de comandă pentru măsuratori numerice

Un circuit elementar de comandă pentru măsurări si transmisii numerice este prezentat în

Fig.2.7 Aici tranzistorul lucreză în comutaţie (sazurat-blocat) scurtcircuitând sau lăsând liber

LED-ul respectiv. În Fig.2.7b tranzistorul este înlocuit cu o poartă SI-NU TTL. În Fig.2.7c

comanda LED-ului se face cu o combinaţie a primelor 2: poartă CMOS şi tranzistor bipolar,

incluse într-un cicuit integrat (CI); soluţia este utilizată de către firma HP (12).

Fig.2.7 Circuite de comandă numerică pentru LED-uri: a) cu tranzistor b) cu poartă

TTL c) cu poartă CMOS şi tranzistor în CI

Observaţie:

În terminologia circuitelor cu fibră optică, ansamblul format din LED-ul emiţator şi

circuitele asociate: de alimentare, de comandă (modulare), de protecţie, precum şi (eventual)

de răcire se numeşte inferfaţa de emisie optică. Deoarece costul acestor circuite asociate este

mult mai mare decât al LED-ului, pentru reducerea acestui cost precum şi pentru simplificarea

montajului, în ultima vreme se observă tendinţa de reunire(parţială sau totală) a respectivelor

componente într-un circuit integrat. Dispozitivul de comandă din Fig.2.7c ilustrează această

tendinţă.

c) Interfaţă de emisie cu alimentare optoelectronică

În instrumentaţia industrială cu fibră optică există situaţii în senzorul (S) şi interfaţa de

emisie trebuie să lucreze în medii ostile (pericol de explozie, presiune, temperatură, câmp

electromagnetic puternic, etc., situaţie în care nu se poate face alimentarea acestora prin cablu

de cupru. În astfel de situaţii se recurge la alimentarea locală cu baterii miniaturale sau se

apelează la alimentarea optoelectronică.

Schema de principiu a unui circuit de alimentare optoelectronică este prezentată în

fig.2.8 se observă că fluxul optic de putere (Φp) generat de un LED de putere LEDP sau de o

diodă laser (DL) este trimis la sonda de măsură printr-un cablu optic separat. Ajuns în sonda

de măsură, Φp este convertit în tensiune electrică cu ajutorul unei fotodiode în regim voltaic

(FDV), tensiune care este distribuită componentelor de măsură de consum redus: senzor (S),

modulator (M) şi LED de semnal, de către blocul de alimentare (BA). Pe această cale, BA

poate primi o putere de 5-10 nW, suficientă pentru alimentarea unei interfeţe optice echipată

cu circuite integrate CMOS.

Fig.2.8 Alimentarea eptoelectronică: X - mărimea de măsurat, S – senzor, M –

modulator, BA – bloc alimentare , FD – fotodiodă , FDV – fotodiodă fotovoltaică

2.1.5.Avantajele şi dezavantajele LED-urilor

Principalele calităţi ale LED-urilor utilizabile în măsurări si transmisii de date:

Consum moderat (10-80 mA);

Liniaritate bună a caracteristicii Φ(I);

Bună rezistenţă la şocuri şi fiabilitate ridicată;

Cost scăzut (în comparaţie cu diodele laser);

Inconvenientele cele mai resimţite sunt:

Putere optică nominală (Φn) relativ redusă (2+5mW) şi deci nu pot fi utilizate decât cu

FO scurte (sub 100 m), neajuns minor pentru instrumentaţie (legături scurte);

Banda electrică (de modulare) coborâtă (f2 ≤1-50 MHz), din motive optice (durata de

viaţă a purtătorilor de sarcină în regiunea recombinărilor - mare) şi electrice

(capacitatea parazită, C1, mare, sute pF); tc >5-100 ns.

Observaţie:

Se mai pot menţiona şi alte caracteristici ale LED-urilor care pot apărea ca

inconveniente sau avantaje, în funcţie de utilizare:

Lărgimea benzii optice mare (Δλ=40-60 nm), deci coerenţă slabă;

Con de emisie larg (300, 2400).

Banda optică mult mai îngustă (Δλ=1-3 nm), putere de emisie sensibil mai mare(zeci mW)

şi bandă electrică (f2) mult mai largă (până la GHz) decât la LED-uri se obţin la diode

laser.

2.2. Diode laser

Dioda laser (Light Amplification by Stimulated emision of Radiation) sau laserul cu

semiconductori, este o sursă de flux optic (Φ) mult mai puternică (zeci de mW) decât LED-ul,

are apertură numerică mai mică (avantaj la cuplarea cu FO), iar radiaţia emisă este coerentă

(avantaj metrologic). În schimb DL este mai puţin fiabilă, are viaţă mai scurtă şi este mai

scumpă (10-15 ori) decât LED-ul. Se pare că primele diode laser cu destinaţie metrologică au

apărut în anii 70.

2.2.1 Principiul de funcţionare la diode laser

Funcţionarea unei diode laser (DL) este asemănătoare cu cea a unui LED, cu

deosebirea că la DL are loc şi amplificarea optică. După cum s-a mai arătat, la polarizarea

directă a unei joncţiuni p-n din GaAs apare un flux important de fotoni; o parte dintre aceştia

sunt emişi către exterior (fig.2.5a) iar o parte sunt absorbiţi de către unii atomi din reţeaua

cristalină a semiconductorului respectiv, atomi ce trec din starea fundamentală (electroni

numai în banda de valenţă) în starea excitată (electroni în banda de conducţie). În starea

excitată atomul este instabil şi, după un timp foarte scurt (τv = sute ps), sumit şi durată de

viaţă, revine în starea fundamentală, revenire ce se soldează cu generarea unui al doilea foton

(2) de aceeaşi frecvenţă (v) şi fază cu foronul ”inductor” (1) (fig.2.9a). Fenomenul se numeşte

emisie stimulată. Prin urmare, la baza funcţionării unei diode laser stau trei procese fizice

fundamentale: absorbţia, emisia spontană şi emisia stimulată (de fotoni).

Inversiunea populaţiei. Dacă într-un sistem de atomi numărul celor excitaţi este mai

mare decât cel al atomilor aflaţi în stare fundamentală se spune că sistemul respectiv are

populaţia inversată. Fenomenul se produce numai dacă este îndeplinită condiţia WF2-

WF1>W2- WF2 în care WF1 şi WF2 sunt quasi-nivelele fermi ale electronilor aflaţi în neechilibru

pe nivelele energetice W1 şi respectiv W2 (fig.2.9a). Această condiţie, numită inegalitatea

Bernard-Durrafourg, fixează benzile de energie din afara zonei interzise în care se produce

inversiunea populaţiilor. La DL inversiunea populaţiei se obţine prin polarizarea directă a

joncţiunii p-n, acţiune ce se soldează cu injectarea unui număr mare de electroni şi goluri în

zona activă a acesteia.

Fig.2.9 Principiul laserului

În fine, dacă la un sistem cu populaţia inversată acţionează fotoni cu energie h*v = W 2

– W1 , atunci emisia stimulată este mai probabilă decât absorbţia, adică vor părăsi sistemul

mai mulţi fotoni decât au fost absorbiţi. Acest fenomen se numeşte amplificare optică. Însa

pentru obţinerea unei fracţiuni suficient de mari de emisie stimulată este necesară o densitate

de curent pe joncţiunea p-n sensibil mai mare decât la LED-uri, adica DL-urile au consum de

curent mult mai mare decât primele (cam de 5 ori în funcţie de puterea optică radiată).

2.2.2 Tipuri de diode laser

După mecanismul amplificării optice, DL pot fi cu reacţie (pozitivă) prin rezonator

Fabry-Perot sau cu reacţie distribuită de tip Bragg. Există şi o altă variantă numită cu gropi

cuantice, însă aceasta este destinată DL de putere.

Spre deosebire de LED-uri care pot fi cu emisie de suprafaţă sau cu emisie laterală

(fig.2.6), diodele laser sunt numai cu emisie laterală.

a) DL cu reacţie prin rezonator Fabry-Perot

În fig 10a se arată o structură homojoncţiune a unei diode laser de tip Fabry-Perot (FP).

Fig.2.10 Structura unei diode LASER

Se observă că la extremitaţile păturii active pe direcţia de propagare a fluxului optic

(Φ) sunt prevăzute nişte oglinzi minuscule (O1 şi O2). Acestea sunt semitransparente

(transparenţa mai mare la O2) şi formează cavitatea rezonantă (sau rezonatorul) FP. În pătura

activă au loc cele două fenomene specifice DL: inversiunea populaţiilor şi amplificarea

optică. Creştererea amplificării necesare intrării sistemului în oscilaţie se obţine (ca la

oscilatoarele electronice) prin amplificarea unei reacţii pozitive (o parte din fluxul generat de

către pătura activă este reintrodusă în aceasta). Operaţia se face cu ajutorul rezonatorului FP

(fig.2.10b). Când un flux de fotoni Φ1 este amplificat şi ajungând la oglinda O2 este parţial

transmis (pentru a compune fluxul util) şi parţial reflectat (pentru a putea fi amplificat din

nou). Cum operaţia se repetă (fig.2.10b) se ajunge la un moment când fluxul optic generat

devine mai mare decât pierderile prin diodă (dispersii monocromatice la trecerea acestora pe

lângă muchia unui obiect). Fenomenul este utilizat în, încălzire, recombinări, etc.)

”amplificatorul” intră în oscilaţie şi generează un flux total Φ mult mai puternic şi mai

selectiv (fig.2.10) decât cel ce ar fi fost generat în absenţa cavitaţii FP.

b) Diode laser cu reacţie distribuită

La această diodă, denumită DBF (Distributed Feed Back), reacţia este mult mai

selectivă, calitate ce se obţine înlocuind rezonatorul Fabry-Perot cu unul de tip reţea de

difracţie Bragg.

Difracţia este a treia excepţie de la propagarea luminii în linie dreaptă (primele două

fiind reflexia si refracţia) şi constă în schimbarea direcţiei şi intensitaţii (apar minime şi

maxime datorate interferenţei) unui fascicul monocromatic la trecerea acestuia pe lângă

muchia unui obiect. Fenomenul este utilizat în optică (microscoape, interferometre, etc.) prin

intermediul unor dispozitive numite reţele de difracţie.

Reţelele de difracţie sunt plăcuţe de mici dimensiuni (din metal sau sticlă) pe care sunt

trasate(foarte fin şi precis) şănţuleţe cu profil în triunghi, în creneluri (dreptunghi) sau în sinus

(1,9). O reţea triunghiulară funcţionează după ecuaţia:

mλ=d(sin α + sin β), (m= ±1, ±2,…) (2.1)

în care α este unghi format de raza incidentă (Φ i) cu normala (OA) la suprafaţa reţelei

(fig.2.11b), iar β – unghiul razei difractate (Φr), d – pasul (constanta) reţelei, λ – lungimea de

undă a lui Φ, iar m un număr întreg numit mod de difracţie.

Reţeaua Bragg (triunghiulară) are particularitatea că: α = β = θB (fig.2.11c) ceea ce arată

că unghiul razei incidente (Φi) este egal cu al razei difractate. Unghiul θB se numeşte unghiul

Bragg şi satisface relaţia:

sin θB =

mλ2 d

(m= ±1, ±2,…) (2.2)

Fig.2.11 Reţea de difracţie în triunghi a) formă b) schemă de funcţionare c) reţea Bragg

În care d, m, λ au semnificaţia din (2.1).

În structura DL, reaţeaua Bragg este plasată longitudinal (direcţia AB) pe direcţia

ghidului (pătură activă) şi deci θB = π/2, situaţie în care reflexiile succesive si reflexiile

distribuite, provocate de către ”dinţii” reţelei sunt în fază. Datorită acestei calităţi, reţeaua

Bragg acţionează ca un filtru foarte selectiv: lasă să treacă numai o singură lungime de undă

(λp). aceasta satisface relaţia:

d = m

λp

2n0 ; (m= ±1, ±2,…) (2.3)

ce reprezintă ecuaţia de funcţionare a reţelei Bragg în optică integrată (DL, FO). În această

ecuaţie n0 este indicele de refracţie a mediului de propagare (pătură activă a diodei). La o

pătură activă de tipul Ga0,7 Al0,3 As (fig.12a), n0 = 3,55 şi deci pentru o radiaţie cu λp = 1550

nm si m = 1 este necesar ca reţeaua să aibă pasul d = 2,18 nm.

Diodă laser cu reacţie distribuită (DFB). În fig.2.12a se arată o structură cu reacţie prin

reţeaua Bragg. Se observă că reţeaua Bragg este plasată în ghidul format în pătura activă.

Fig.2.12 DL de tip Bragg; a) structură b) bandă optică

Funcţionarea DL Bragg este oarecum asemănătoare cu cea DL tip FP. Reţeaua Bragg

fiind în lungul zonei active (mai exact în interiorul eclipsei emiţătoare), face ca la fiecare pas

(d) al reţelei o mica fracţiune din fluxul generat să fie reintrodusă în pătura activă pentru a fi

amplificată din nou. Fenomenul se repetă la fiecare dinte şi dacă numărul acestora este

suficient de mare (tipic 100 la un cip cu L = 300 µm), amplificarea optică devine puternică şi

foarte selectivă (fig.2.12b). Datorită acestei calitaţi, diodele Bragg pot fi utilizate ca surse de

semnal în măsurări coerente (permit heterodinarea) şi în plus, sunt mai potrivite a lucra cu FL

monomod.

Observaţii:

1. În optica integrată reţeaua Bragg poate fi utilizată şi la realizare de fibre optice

monomod. Reţeaua se imprimă pe miezul fibrei prin fotorefractivitate (modificarea indicelui

de refracţie, n1, sub efectul unui flux optic). În fig.2.13a se arată schema unui asemenea filtru

optic.

FIg.2.13 Alte utilizări ale reţelei Bragg a) Filtru optic b) Multiplexor optic

2. Fibra optică prevazută cu reţea Bragg (fig.13a) poate fi utilizată şi la realizarea de

multiplexoare optice în lungime de undă (fig.2.13b). Fluxul de intrare (Φ i), transmis prin FO

şi colimat prin lentila L1 ajungând la reţeaua Bragg (RB) se desface într-un numar mare de

semnale optice Φ1, Φ2,… Φn fiecare având propria lungime de undă λ1, λ2,… λn, (distanţe la

câţiva nm), semnale care sunt trimise la fibrele optice de iesire FO1, FO2,… prin intermediul

unei lentile de colimare (L2). În instrumentaţie, multiplexoarele Bragg se utilizează la reţele

de traductoare, în situaţia în care emiţătorul şi receptorul sunt la mare distanţă (industria

petrolieră de ex.). Multiplexoarele în lungimi de undă se mai numesc şi multiplexoare

cromatice.

În măsurări , diodele laser fiind mai puternice decât LED-urile (dar şi mult mai

scumpe) se utilizează acolo unde se impun sub raportul performanţe/cost ca, de exemplu, la

generatoarele de semnal optic sau la transmiterea la distanţă cu mare viteză a datelor măsurate

(instrumentaţia în timp real).

2.3 Concluzii asupra surselor primare de SO

Principalii parametrii de calitate (valori tipice) ai LED-urilor şi diodelor laser,

dispotive utilizate ca surse primare de radiaţie optică în măsurări (şi transmisii de date) sunt

prezentate în tabelul 2.1.

Datele din acest tabel arată că:

1. LED-urile deşi au parametrii de bandă şi de putere relativ modeşti sunt cele mai

potrivite pentru măsurări de laborator, datorită liniaritaţii caracteristicii de transfer şi

consumului redus, la care trebuie adăugat şi costul scăzut.

2. Diodele laser au parametrii de calitate (putere, selectivitate, viteză, cuplaj) sensibil mai

buni decât LED-urile, însă prezintă dificultăţi de modulare şi sunt mult mai scumpe.

DL prezintă importanţă la măsurări de mare viteză precum şi în transmiterea de date,

domenii în care pot fi utilizate LED-urile.

3. Pentru măsurările de mică viteză şi cost scăzut sunt potrivite LED-urile, iar pentru

măsurările de mare precizie şi de mare viteză (Mb/s), precum şi în transmiterea de date sunt

mai adecvate diodele laser.

Tabelul 2.1. Comparaţie între LED-uri şi diode laser

Capitolul III

RECEPTORII PENTRU RADIAŢII OPTICE

3.1. Fotodiode

Fotodiodele sunt diode semiconductoare la care curentul în conducţie inversă prin

joncţiune (Ii) depinde de puterea optică (Φ) care cade asupra joncţiunii respective. Sunt

singurele fotodetectoare ce pot fi utilizate la circuitele de măsură cu FO. Deoarece semnalul

optic vehiculat prin FO este foarte slab (µW), fotodiodele trebuie să aibă sensibilitate mare şi

zgomot cât mai redus. De aceea începem cu analiza acestor două aspecte ce sunt comune la

toate fotodiodele.

3.1.1. Sensibilitatea la fotodiode

Pentru a analiza acest parametru e necesar ca mai întâi să prezentăm caracteristica de

intrare-ieşire.

a) Caracteristica intrare - ieşire

Deoarece mărimea de intrare la FD este semnalul optic Φ (putere optică), iar cea de

ieşire este (tipic) un curent, ecuaţia de funcţionare rezultă în forma:

I = IΦ + Id = f (Φ) (3.1)

în care I<j, reprezintă curentul fotoelectric (datorat lui Φ), iar - curentul de întuneric (produs

în absenţa Iui O). Forma grafică a ecuaţiei (3.1) se numeşte caracteristică de conversie sau

caracteristică de intrare - ieşire.

Curentul fotoelectric IΦ constituie semnalul util, produs de către fotodetector şi apare

fie ca rezultat ai creşterii numărului de electroni în zona de valenţă sub influenţa lui Φ

(fotorezistenţe) fie ca rezultat al creării de perechi electron-gol de către fotonii conţinuţi în Φ

(fotodiode, fototranzistoare).

Expresia lui IΦ Fotonii conţinuţi în Φ, având fiecare energia h*v sunt absorbiţi în

interiorul FD care emite un număr de electroni proporţional cu numărul de fotoni absorbiţi.

Aceşti electroni formează curentul fotoelectric, curent definit de relaţia:

IΦ =

λqh .c

.ηΦ = mΦ; m =

ηλ qhc

(3.2)

în care λ reprezintă lungimea de undă a lui Φ , q = 1,6*10-19 C - sarcina electronului, h

= 6,62*10-34 J*s - constanta lui Planck, c =3 *108 m /s - viteza luminii în vid (c – λ*v) iar η un

număr subunitar numit randament cuantic.

Curentul de întuneric Id (indicele de de la dark) este un semnal parazit şi reprezintă

curentul ce străbate fotodetectorul (aflat în condiţii normale de lucru) în absenţa semnalului

util Φ. Acest curent care este o sursă de erori (deoarece limitează valoarea minimă detectabilă

pentru Φ ), are Ia bază două cauze principale:

1. O cauză internă: eliberarea unor purtători de sarcină sub influenţa excitaţiei termice,

fenomen ce se manifestă cu atât mai puternic, cu cât energia de ionizare a semiconductorului

din FD este mai mică (cazul semiconductoarelor sensibile la infraroşu).

2. O cauză externă: Radiaţiile parazite care ajungând la FD dau naştere unui curent

fotoelectric (parazit), dacă FD este sensibilă la radiaţiile respective.

Pentru limitarea primei cauze se recurge iar răcirea FD (tipic la 77 K), iar pentru

limitarea celei de-a doua se recurge la micşorarea ferestrei de intrare (conul de acceptare).

Observaţie:

Ecuaţia de funcţionare (3.2) poate fi liniară (avantaj metrologic) sau neliniară, iar

importanţa acesteia constă în aceea că permite calculul analitic al parametrilor metrologici de

bază: sensibilitate, limite de măsură, precizie de bază, etc. în cazul FD neliniare, pentru

determinarea acestor parametri, se utilizează caracteristica de conversie ridicată experimental,

curbă ce oferă aceleaşi informaţii ca şi (3.3), dar mai greu de exploatat analitic.

b) Sensibilitatea fotodiodei (S)

Sensibilitatea fotodiodei (S), se defineşte la fel ca la orice dispozitiv de măsură pe

baza ecuaţiei de funcţionare (3.2) din care rezultă:

S =

dIdΦ

=

dIΦ

dΦ; Id = const (3.3)

În cazul când FD este liniară (Id = prop Φ), (3.3) devine:

S =

I Φ

Φ = const (3.4)

şi se exprimă în A /W sau în A/Im după cum Φ se exprimă în unităţi radiometrice (W) sau

fotometrice (Im). În primul caz exprimarea tipică este în µA/mW.

Observaţii:

1. Sensibilitatea definită de (3.4) se numeşte sensibilitate integrală (sau energetică),

deoarece nu ţine seama de lungimea de undă a lui Φ. Această definiţie este valabilă pentru

fotodetectoare piroelectrice deoarece la acestea conversia Φ -1 este globală (integrală) fără a

ţine seama de lungimea de undă (λ). Aceste FDT nu "discern" lungimea de undă, însă la

fotodiode, după cum rezultă din (3.1), IΦ depinde de lungimea de undă (λ) iar sensibilitatea

se numeşte sensibilitate spectrală, S(λ) şi se defineşte tot cu (3.4) şi care ţinând cont de (3.3)

este:

S(λ) =

I Φ

Φ( λ ) = η *

q∗λh∗c = m (A/W, la un λ dat) (3.5)

2. Curba S(A) cu FD se aseamănă cu cea a sensibilităţii ochiului, adică are un maxim

pentru o anumită lungime de undă (λp) şi devine zero pentru alte două valori ale lui λ. Curba

S(A) prezintă importanţă în proiectarea circuitelor de măsură optoelectronice, la alegerea FD

în acord cu emiţătorul (LED, laser) utilizat.

3. În cataloagele unor firme, în locul lui S(λ) se prezintă un alt parametru - de fapt o

altă denumire a Iui S(λ) - numit responsivitate. Acesta se exprimă tot în A/W la o anumită λ

dată: 0,2 A/W la 1,5 µm, de exemplu.

c) Banda electrică

Banda electrică (f2), numită şi frecvenţa maximă de modulaţie (f2) a lui Φ la yX are semnalul

de ieşire (I, U) scade cu 3 dB, faţă de valoarea de regim. Frecvenţa f2 depinde, în principal, de

capacitatea proprie (C1) a fotodiodei precum şi de parametrii (R, C) ai circuitului asociat.

3.2 Tipuri de fotodiode

În circuitele de măsură cu FO se utilizează fotodiode p-n, pin şi cu avalanşă; dintre

acestea cele de tip pin au utilizarea cea mai largă.

3.2.1 Fotodiode p-n

Este cea mai veche fotodiodă cu joncţiune şi pe cale de a fi părăsită deoarece nu mai

satisface complet cerinţele metrologiei optice moderne, mai ales în privinţa vitezei de lucru.

Cu toate acestea o prezentăm, deoarece poate fi întâlnită în aparatura fotoelectronică de

fabricaţie mai puţin recentă si pentru că descrierea, fie şi sumară, a acesteia uşurează

prezentarea celorlalte două tipuri de FD precum şi a caracteristicilor metrologice ale acestora.

a) Principiul de funcţionare al fotodiodei p-n

Dioda p-n în conducţie inversă

Se ştie că dioda redresoare p-n în conducţie inversă , funcţionează dupa ecuaţia:

Ii = I0 * ﴾ 1 - eqUKT ﴿ (3.6)

în care I0 este curentul de saturaţie, q = 1,6*10-19 – sarcina electronului, K – constanta

Boltzmann K = 1,38*10-23 J/K, iar T – temperatura absolută. La 270C adică T = 300 K, KT/q

= 26 mV. Termenul

KTq = Ur (3.7)

se mai numeşte şi tensiunea termică a joncţiunii p-n.

Fotodioda p-n în conducţie inversă, în regim fotoconductor (plusul tensiunii de

activare, U, pe catod, deci pe stratul n), funcţionează după o ecuaţie similară cu (3.6):

Ii = I ( 1- e

UU i

) (3.8)

Unde I = Id + IΦ reprezintă curentul fotoelectric total definit de (3.1), expresie în care IΦ este

dat de (3.2) .

Semnul convenţional pentru FD este prezentat în fig.3.1c iar forma constructivă în

fig.3.1 d. Se observă că joncţiunea p-n este montată într-o capsulă de tip tranzistor, prevăzută

cu o fereastră din sticlă. Carcasa metalică este legată electric (prin construcţie) cu catodul

fotodiodei.

Fig.3.1 a) Diodă redresoare şi Fotodiodă b) schemă c) semn grafic d) construcţie

Schema structurală a unei fotodiode p-n este prezentată în fig.3.2a. Curentul

fotoelectric IΦ definit de (3.2) apare ca rezultat al creării de perechi electron – gol de către

fotonii conţinuţi în semnalul optic Φ.

Aceşti fotoni traversează stratul subţire de semiconductor p şi ajung în stratul de baraj

(SB) unde sunt absorbiţi, absorbţie ce se soldează cu crearea de perechi electron – gol. Sub

influenţa tensiunii U, electronii se îndreaptă spre catod (+) iar golurile spre anod şi formează

curentul util IΦ (fig.3.2a). Pentru ca fenomenul fotoelectric să se producă este necesar ca

energia fotonului (h*v) să fie mai mare sau cel puţin egală cu lăţimea benzii interzise a

semiconductorului respectiv.

Fig.3.2 Funcţionarea fotodiodei: a) în fotoconducţie b) în fotovoltaic

Observaţie:

FD poate funcţiona şi în regim fotovoltaic (generator de tensiune electromotoare). Sub

acţiunea câmpului electric (Ei) din SB (câmp ce există în orice joncţiune p-n), electronii din

perechile formate de către h*v se îndreaptă în sensul lui Ei iar golurile – în sens contrar şi dau

naştere unei t.e.m. fotovoltaice proprii EΦ = 200-400 mV, având polul pozitiv pe catod

(fig.3.2b).

b) Caracteristica tensiune – curent

Caracteristica tensiune – curent a unei fotodiode p-n este prezentată în fig.3.3 a.

Fig.3.3 a) Caracteristica vold – amper a fotodiodei b) funcţionare în fotovoltaic c) şi în

fotoconductor

Ramurile din cadranul 1 şi 4 se referă la funcţionarea în regim fotovoltaic (mărimea

primară de ieşire o tensiune EΦ , fig.3.3b) iar cele din cadranul 3 – la funcţionarea în regim

fotoconductiv (mărimea primară de ieşire un curent IΦ , fig.3.3c), regimul cel mai utilizat în

circuitele de măsură cu FO.

Principalul neajuns al fotodiodei p-n îl constituie capacitatea proprie (C i) mare: 100-

200 pF, din cauza grosimii mici a stratului de baraj. Un alt neajuns: sensibilitatea relativ

redusă. Ambele neajunsuri sunt mult ameliorate la fotodioda p-n care în prezent constituie

fotodetectorul preferat în circuitele şi dispozitivele de măsură cu fibre optice.

3.2.2 Fotodioda pin, particularităţi de construcţie

Spre deosebire de fotodioda p-n, la fotodioda pin între păturile n şi p se află o pătură

de semiconductor intrinsec (I, fig.3.4a) de unde şi numele. La o astfel de structură majoritatea

fotonilor din semnalul optic (Φ) sunt absorbiţi în zona I, ceea ce conduce la o sensibilitate mai

mare decât la FD de tip p-n. În plus, datorită creşterii distanţei dintre păturile p şi n (zona I),

capacitatea proprie (Ci) a fotodiodei pin este cam de 10-20 ori mai mică (1-10 pF) decât la FD

de tip p-n (50-200 pF), cu avantaje importante în privinţa vitezei de lucru (t2, f2).

O altă particularitate de construcţie a acestei fotodiode constă în prezenţa inelului de

gardă (fig.3.4a). Acesta are rolul de a elimina curenţii de margine (curenţii de fugă) din

circuitul anod – catod, în mod asemănător ca la măsurarea rezistenţei de volum la

electroizolanţi. Inelul de gardă este conectat în interior la carcasa metalică a FD, iar carcasa

poate fi flotantă (fig.3.4b) sau conectată (interior) la catod (fig.3.4c).

Fig.3.4 Fotodiodă pin: a) structură b) construcţie cu carcasă flotantă c) cu carcasa la catod

În prezent fotodioda pin este cel mai utilizat fotodetector în metrologia optoelectrică,

motiv pentru care în cele ce urmează ne vom referi numai la acest tip de FD.

3.2.3 Regimuri de funcţionare la fotodioda pin

Fotodiodele pin, ca şi cele p-n, pot funcţiona atât în regim voltaic cât şi în regim

fotoconductiv (numit în unele cărţi, regim de fotodiodă).

a) Funcţionarea în regim fotovoltaic

Regimul fotovoltaic (fig.3.3b) prezintă importanţă prin aceea că:

Nu are curent de întuneric (fig.3.3a) şi deci este potrivit pentru detectarea semnalelor

optice mici;

Nu necesită tensiune de polarizare, ceea ce simplifică circuitul de măsură respectiv.

Însă prezintă neajunsul că are banda electrică (f2) coborâtă (sute de KHz), din cauza

capacitaţii proprii a diodei (Ci) care este cam de 10-20 ori mai mare decât la funcţionarea

în regim fotoconductiv, motiv pentru care este utilizat numai la frecvenţe (f2) joase (zeci

de KHz). În fotovoltaic FD poate funcţiona la gol sau în scurtcircuit.

Funcţionarea la gol

În funcţionarea la gol, mărimea primară de ieşire este tensiune EΦ . Cum curentul

invers prin diodă (Ii) este nul (U = 0) şi curentul de întuneric (Id) este, de asemenea, nul,

expresia (2.5) poate fi transcrisă în forma (EΦ > 0):

EΦ = Ur 1n (1 +

I Φ

I 0 ) IΦ = m*Φ (3.9)

Ce reprezintă ecuaţia de funcţionare a FD în fotovoltaic la gol şi în care IΦ este curentul

fotoelectric definit de (3.1).

Discuţii:

Forma ecuaţiei (3.9) depinde de raportul IΦ/I0, ce poate fi <<1 sau >>1, ceea ce

corespunde cu funcţionarea la semnale de intrare (Φ) mici sau la semnale mari.

Funcţionarea la gol cu semnale optice mici (IΦ /I0 <<1)

Ce înseamnă semnale mici la FD? În cazul FD cu Si, de ex., m = 0,5 µA/µW, iar I0 ≈ 50 nA,

adică la 50 nA corespund 0,1 µW. Prin Urmare, admiţând că 5 nA este mic în comparaţie cu

50 nA rezultă că pentru IΦ /I0 <<1 este necesar ca Φ<0,01 µW. În această situaţie (IΦ /I0 <<1),

în dezvoltarea în serie a termenului logaritmic rezultă: In (1 + IΦ /I0) ≈ IΦ /I0 şi deci (1.9) poate

fi transcrisă în forma:

EΦ = Ur *

I Φ

I 0 (3.10)

Care arată că răspunsul FD la fluxuri mici este liniar (avantaj metrologic), însă nivelul lui EΦ

este redus. La UT = 26 mV şi IΦ /I0 ≤ 0,1 , de exemplu, rezultă EΦ ≤ 2,6 mV, valoare mică dar

care poate fi adusă la nivelul obişnuit pentru voltmetre numerice (100 – 200 mV) cu ajutorul

unui amplificator operaţional neinversor, prin jocul rezistenţelor din reacţie.

Funcţionarea la gol cu semnale optice mari (Φ ≥ 1 mW)

La semnale de peste 1 mW, conform celor discutate mai înainte IΦ /I0 >>1 şi, ca

urmare, (3.9) devine:

EΦ = Ur * Ln

I Φ

I 0 (3.11)

ceea ce arată că în acest caz răspunsul FD este logaritmic.

Observaţie:

În literatura de specialitate, funcţionarea FD după (3.10) mai este numită şi

funcţionare la iluminări mici, iar cea descrisă de (3.11), funcţionare la iluminări mari.

Funcţionarea în fotovoltaic la scurtcircuit

Funcţionarea FD la scurtcircuit (RS << Ri, fig.3.03b) poate fi simulată cu o schemă ca

în fig.3.5a (convertor curent – tensiune graţie proprietăţii de masă virtuală a punctului M. În

acest caz FD generează un curent de scurtcircuit ISC = IΦ = m*Φ deci tensiunea de ieşire va fi:

U2 = R* IΦ = m*R* Φ (3.12)

relaţie ce arată că răspunsul FD este liniar. Pentru exemplificare, în fig.3.05b se prezintă

caracteristica ISC (Φ) la o fotodiodă de tip FPT102 (Fairchild).

În concluzie, în regim fotovoltaic la gol răspunsul fotodiodei poate fi liniar (la fluxuri

mici) sau logaritmic (la fluxuri mari) iar la scurtcircuit răspunsul este liniar indiferent de

mărimea lui Φ.

Fig.3.5 Funcţionarea FD la scurtcircuit: a) schemă b) caracteristica de conversie

b) Funcţionarea în regim fotoconductiv

După cum s-a mai spus, regimul fotoconductiv este mai complicat şi mai scump

(necesită sursă de alimentare, U, fig.3.3c), decât cel fotovoltaic. Cu toate acestea este regimul

cel mai utilizat în practică deoarece oferă răspuns liniar iar capacitatea proprie (C i) a FD se

micşorează mult sub influenţa lui U (avantaj la viteza de lucru).

Circuite asociate la FD în regim fotoconductiv

Pentru extragerea semnalului electric (Ue) de la iesirea unei FD în regim fotoconductiv

(fig.3.3c) se utilizează scheme de tipul celei din fig.3.6a, la care ecuaţia de funcţionare (în

regim static) este:

U2 = (1+

R2

R1 )RS Ii (3.13)

Cum tensiunea de polarizare (U) este de ordinul volţilor (deci U >> Ur), relaţia (1.8) poate fi

transcrisă în forma:

Ii = I + I0 = IΦ + Id I0 ≡ IΦ + Id (3.14)

Care la semnele (Φ) mari, când Id << IΦ, devine:

Ii ≡ IΦ = m*Φ (3.15)

Fig.3.6 Circuite asociate la FD fotoconductoare: a) de bază

b) cu compensarea curentului electric

Ceea ce conduce la ecuaţia finală a schemei:

U2 = Rs * (1+

R2

R1 ) *m*Φ (3.16)

Observaţii:

1. La valori mai reduse ale Jui Φ, condiţia Id << IΦ nu mai este îndeplinită şi deci

apare o eroare sistematică datorită curentului de întuneric (Id). Pentru eliminarea acestei erori

se recurge la compensarea lui I d , operaţie ce se poate face cu o schemă ca în fig.3.6b, care

reprezintă un Wattmetru optic, aparat pentru măsurat puterea optică (Φ). Compensarea

curentului de întuneric se face în felul următor: în absenţa lui Φ se reglează tensiunea de

polarizare U (cu potenţiometrul de 10 k Ω) până când U2 ~ 0, ceea ce înseamnă că tensiunea

pe Rs este zero; operaţia trebuie precedată de anularea offset-ului (potenţiometrul de 50 k Ω);

reglajul de cap de scară se face cu potenţiometrul de 5 k Ω.

2. Din cele discutate mai înainte rezultă că, pentru circuite de măsură cu fibre optice

regimul de funcţionare tipic al FD este cel fotoconductiv deoarece este mai stabil şi mai uşor

controlabil (prin tensiunea de polarizare inversă U) şi are viteză de lucru mult mai mare

decât în regim fotovoltaic.

3. Adesea constructorii recurg la integrarea pe acelaşi suport ceramic a schemei din

fig. 3.06a (sau fig.3.06b), pe care o montează într-o capsulă metalică de tranzistor (TO5, de

exemplu) sau într-o structură de tip DIL. IJn astfel de dispozitiv este comercializat sub

numele de fotodetector hibrid sau FDT integrat. Faţă de fotodioda separată, FDT hibrid

prezintă unele avantaje importante: compactitate, funcţionare mai stabilă la variaţia

temperaturii şi un raport semnal / zgomot mai bun.

c) Comparaţie între regimurile de funcţionare fotovoltaic şi fotoconductiv

Din cele prezentate referitoare la funcţionarea fotodiodelor rezultă că regimul

fotovoltaic nu cere sursă de polarizare, nu este afectat de curentul de întuneric şi permite

măsurarea semnalelor optice mici (sub 1 µW) însă are banda electrică (f2) coborâtă, iar la

semnale mari (Φ > 5 - 10 µW) răspunsul nu este liniar ci logaritmic. în schimb regimul

fotoconductiv oferă un răspuns liniar atât la semnale mici cât şi la semnale mari

precum şi o bandă electrică (f2) mult mai largă (sute de MHz) însă necesită sursă de polarizare

(Ui= 5 -9 V). Alte caracteristici pot fi comparate prin intermediul tab. 3.1..

Tabelul 3.1. Comparaţie între regimurile de funcţionare fotovoltaic şi fotoconductiv

3.2.4 Fotodioda cu avalanşă

a) Particularităţi de construcţie şi funcţionare

Fotodioda cu avalanşă este echivalentul semiconductor al tubului fotomultiplicator .

Particularitatea acestei FD constă în aceea că, în regiunea joncţiunii p-n (fig.3.7a) ia naştere

un câmp electric (fig.3.7b) intens (apropiat de limita de străpungere), câmp întreţinut de către

Parametrul / Regimul Fotovoltaic Fotoconductiv

Sensibilitate

Capacitate (Ci)

Timp de creştere (te)

Banda electrică (f2)

Curent de întuneric

Zgomot

Mare

Mare (50 – l00 pF)

100 - 500ns

<100 - 500kHz

Absent

Redus

Mai redusă

Mult mai mică (5 – l0pF)

< 1 - 10ns

100 - 1000MHz

Important

Mare

tensiunea de polarizare inversă (U) care aici are valori mult mai mari (sute volţi) decât la

fotodioda pin.

Fig.3.7 Fotodioda de avalanşă: a) structură b) câmpul electric intern c) factorul de multiplicare

a curentului fotoelectric

Perechile electron-gol care apar ca urmare a absorbţiei puterii radiante (Φ) în pătura p sunt

accelerate puternic şi produc noi perechi electron-gol prin ciocniri ionizante. În acest fel, fiecare

pereche electron-gol produsă prin absorbţie de radiaţie optică Φ în zona p dă naştere în final Ia M

perechi (M = sute), pentru care M se numeşte factor de multiplicare (sau factor de amplificare în

curent) al FD cu avalanşă, în fig.3.7c se arată dependenţa de tensiunea de polarizare Ui; se

observă că FD cu avalanşă are sensibilitate mult mai mare (sute de ori) decât FD de tip p-n sau

pin; ceea ce permite ca rezistenţa convertorului curent - tensiune (fig. 3.5a, 3.6a) să fie

corespunzător mai redusă, reducere ce vine în avantajul vitezei de lucru (tc, f2). însă aceste

avantaje (sensibilitate, viteză de lucru) sunt obţinute cu preţul cerinţei unei surse de polarizare de

tensiune mare, deci scumpă. De aceea FD cu avalanşă se utilizează numai în circuite de măsură

de mare sensibilitate şi viteză de lucru, acolo unde celelalte FD nu pot face faţă.

Observaţie: FD cu avalanşă mai sunt cunoscute şi cu denumirea APD (Avalanche PhotoDiode).

b) Comparaţie între fotodiode

Performanţele fotodiodelor diferă sensibil după materialul de bază (Si, Ge, InGaAs,

după tipul fotodiodei (p-n, pin, APD), după suprafaţa activă a acesteia şi după fabricant. Pentru

simplificarea comparaţiei ne vom referi numai la două materiale de bază (Si şi Ge) şi numai la

două tipuri de FD (pin şi APD) şi vom da numai valori tipice pentru parametri de calitate.

Concluziile sunt concretizate în tabelul 3.2.

Tabelul 3.2 Comparaţie între fotodiode

Din acest tabel rezultă că pentru circuitele de măsură cu fibre optice fotodiodele pin

sunt mai avantajoase decât cele de tip APD deoarece necesită tensiuni de polarizare

obişnuite (8 - 10 V). Dintre FD de tip pin cele cu Si au zgomot mai redus dar şi timp de

creştere mai mare. Pentru modulaţii de mare viteză sunt adecvate FD cu Ge, mai rapide

decât cele cu Si dar şi mai zgomotoase. în fine, pentru situaţii când se cere viteză mare dar şi

sensibilitate mare, trebuie de preferat APD.

3.3 Fototranzistoare

În principiu, un fototranzistor (FT) este un tranzistor npn (fig.3.8a) a cărui bază

primeşte semnal optic Φ (fig.3.8b) care determină intrarea în conducţie a acestuia.

Joncţiunea bază – emitor a FT funcţionează la fel ca şi la un tranzistor npn obişnuit (cădere

de tensiune 0,6 – 0,7 V pentru Si), însă joncţiunea bază – conector se comportă ca o

fotodiodă în regim fotoconductiv (fig.3.8c). Curentul fotoelectric (IΦ) care apare în această FD

constituie curentul de comandă pe baza FT, ceea ce determină un curent de colector:

Fig.3.08 Fototranzistor: a) alcătuire b) polarizare c) schemă explicativă d) utilizare la

comanda unei porţi e) luxmetru

Ic = Icd + IcΦ = (1+β)* IΦ (3.17)

în care β este factorul de amplificare în curent al tranzistorului în conexiune emitor comun

Icd = (1+β)* Id – curentul de întuneric al FT, iar IcΦ – curentul de colector datorat semnalului

optic (Φ).

Curentul de întuneric (Icd) la temperatura ambiantă (250 C) are valori de ordinul 1-10

nA şi depinde de tensiunea colector – emitor (creşte cu aceasta) precum şi de temperatură:

creşte foarte mult cu aceasta. De exemplu, la un FT tip BPW-22 la temperatura joncţiunii de

250 C (şi UCE = 8V), Icd =10 nA iar la 600 C atinge 1 µA.

Datorită acestui neajuns,( Icd mare), FT se utilizează în măsurări mai mult în tehnica

numerică, comanda unor porţi (fig.3.8d) sau a unor relee (în locul fotorezistenţelor). Cu

anumite precauţii se utilizează şi în fotometria de mai mică precizie (fig.3.8e). Însă domeniul

principal de utilizare al FT îl constituie optocuploarele.

Sensibilitatea. Sub influenţa semnalului optic Φ (de o anumită lungime de undă λ) fotodioda

bază – colector (fig.8c), trimite în baza tranzistorului un curent (IΦ) datorită căruia apare

curentul de colector IcΦ = (1 + β)* IΦ menţionat mai înainte. Ţinând cont că IΦ = prop Φ,

rezultă că reţeaua de caracteristici Ic =f (UCE) la un FT va avea ca parametru pe Φ (µW) (sau

iluminarea E (Lm)) aşa cum se arată în fig.3.9a.

Sensibilitatea spectrală S(λ). Răspunsul spectral la un FT este determinat de către materialul

fotodiodei bază – colector (tipic Si) şi de gradul de dopare a acestuia. În fig.3.9b se prezintă

curba sensibilităţii spectrale raportate pentru fototranzistorul BPW-22 (fabricant RTC –

Compelec, Franţa), la care sensibilitatea la vârf, S(λp), este 10 mA/mW la λp = 0,8 µm.

Fig.3.9 Fototranzistor BPW-22: a) familia de caracteristici IC (UCE)

b) curba sensibilitaţii spectrale

De observat că la o λ dată, sensibilitatea S = ΔIΦ/ΔΦ nu rămâne constantă (în

principal din cauza curentului de întuneric menţionat mai înainte) ci creşte la creşterea lui Φ.

De exemplu, la fototranzistorul BPW-22, la creşterea iluminării de la 1 mW/cm2 la 8

mW/cm2, sensibilitatea (S) creşte de 1,5 ori.

Puterea echivalentă de zgomot şi detectivitatea

Faptul că la fototranzistoare sensibilitatea în curent (S1) este amplificată de (1+β) ori,

nu conduce la micşorarea NEP-ului deoarece şi curentul de întuneric Id (sursă principală de

zgomot Iz), la FT este sensibil mai mare decât la FD, şi detectivitatea la FT rezultă

corespunzător mai redusă.

Observaţie:

Există şi FT la care baza este accesibilă electric. La astfel de FT curentul de întuneric

este mult mai mic şi, ca urmare, şi NEP-ul este corespunzător mai redus, deci detectivitatea

mai bună. Însă astfel de FT sunt mai greu de găsit.

Viteza de lucru

Timpul de creştere la FT este mai mare (tc = 0,5-10 µs) decât la FD în regim conductiv

(1-10 ns), datorită constantei de timp care este mult mai mare. Ca şi la tranzistoarele

obişnuite şi la FT se pot utiliza artificii de schemă care permit micşorarea lui tc şi deci

creşterea benzii electrice.

Capitolul IV

COMPONENTE AUXILIARE PENTRU CIRCUITE DE MĂSURĂ CU FO

În afară de componentele de bază, la un circuit de măsură (CM) cu fibre optice (FO)

mai sunt necesare şi alte componente optice ca: atenuatoare, întrerupătoare, separatoare,

modulatoare, amplificatoare, etc. Ca şi în cazul CM electronice aceste componente pot fi pasive

sau active.

4.1 Componente optice pasive

La componentele optice pasive nu e necesar semnal (optic sau electric) de comandă. Din

rândul acestor componente, pentru CM cu FO, mai importante sunt atenuatoarele, cuploarele şi

izolatoarele optice.

4.1.1 Atenuatoare optice

Atenuatoarele optice sunt reductoare de putere (Φ) şi pot fi fixe sau reglabile, similară

cu cea a atenuatoarelor electrice rezistive. Ca alcătuire, atenuatoarele optice (fixe sau reglabile)

pot fi cu filtre sau cu fibre optice.

a) Atenuatoare cu filtre optice

La acestea, atenuarea controlabilă se obţine cu ajutorul unor fibre optice neutre având

densitatea uniformă sau variabilă (la AT reglabile). În acest al doilea caz, reglarea se poate face

pas-cu-pas sau continuu cu ajutorul unei comenzi mecanice adecvate. Sunt relativ complicate şi

(la scara dimensiunilor FO) au gabarit relativ mare. Se utilizează în special ca aparate de

laborator. La aparatele portabile locul lor e luat de către atenuatoarele cu FO.

b) Atenuatoare cu fibre optice

La acestea efectul de atenuare a fluxului optic (Φ) se obţine prin dezaxarea a două FO

aflate faţă în faţă (fig.4.1a). La creşterea dezaxării (E) se micşorează tensiunea de trecere a

fluxului optic (Φ) din FO1 în FO2, curba 1, curbă reprodusă în fig.4.1b. Pentru a obţine o

rezoluţie acceptabilă e necesar ca FO1 şi FO2 (identice) să aibă (diametrul) cât mai mare (d> 1-2

mm). În lipsa unei fibre cu d suficient de mare se recurge la 2 mănunchiuri de fibre (M1 şi M2,

fig. 4.1c). Şi în acest caz scăderea lui Φ0/Φi are loc tot după curba din fig. 4.1b.

Examinând curba din fig.4.01b, se observă că, pe intervalul 0 ≤ ε/d ≤ 0,7, aceasta

poate fi aproximată cu o dreaptă a cărei ecuaţie este de forma:

Φo

Φi = 1 – m*x: (x =

εd ) (4.1)

de unde, se ajunge la expresia (ε/d ≤ 0,7);

ap = -10log (1-x); (x =

εd ) (4.2)

care reprezintă ecuaţia de funcţionare a atenuatorului cu FO.

Fig.4.1 Atenuator cu dezaxarea FO: a) schemă b) caracteristică de transfer c) realizarea cu

mănunchi de FO

Ecuaţia (4.2) este utilizabilă la calculele dezaxării (ε) pentru o atenuare (ap) impusă, în

cazul AT fixe, precum şi la gradarea cursorului în cazul AT reglabile.

În afară de cerinţele faţă de secţiunea FO, menţionată mai înainte, un alt neajuns:

necesitatea unor piese de mecanică fină de precizie (în cazul AT reglabile). În ciuda acestor

cerinţe, AT cu fibre optice se răspândesc rapid în dauna celor cu filtre optice.

Exemplu de atenuatoare optice cu FO (fixe)

1. Atenuatorul format conector (puţin mai mare decât o mufă BNC de

osciloscop) pentru FO monomod, tip SVA-S113 produs de către „Seiko Instruments”.

Caracteristici de bază: ap = 10 dB, pierderi de inserţie 1 dB, pierderi în sens invers 40 dB, λ =

1310 ± 50 nm, masă aprox. 10g (Catalog 2001).

2. Atenuatorul SWA-P113 pentru FO multimod produs de către aceeaşi firmă.

Caracteristici: format conector, ap = 10 dB ± 1,5 dB, λ = 850 şi 1300 nm, masă 9g.

4.1.2 Cuploare optice

Cuploarele optice permit divizarea unui semnal optic în mai multe sau regruparea mai

multor semnale în unul singur. Ca formă cuploarele optice pot fi în X, în Y sau în stea. Pentru

a avea pierderi optice proprii cât mai mici, acestea se fac fie din FO monomod, fie în

tehnologie integrată.

Fig.4.2 Cuploare cu FO: a) în X b) separator în Y (C – conector optic)

Cuplorul în X. (2 intrări şi 2 ieşiri) este realizat prin polarizarea (până la miezul FO) şi

lipirea a 2 FO (fig.4.2a). De regulă, în loc de 2 FO se utilizează 2 manunchiuri din FO

monomod, fiecare având 50 FO, ceea ce înseamnă că partea comună (A-B) are 100 FO.

Cuplorul în X se utilizează mai rar ca atare, ci mai mult la realizarea altor cuploare, cum este

cel în Y.

Cuplorul în Y. (o intrare şi 2 ieşiri, sau invers) Acesta se obţine prin asocierea unei

jumatăţi de cuplor în X cu un mănunchi de FO monomod (fig.4.2b). Ca distribuţie a fibrelor

pe ramurile 1 şi 2 ale lui Y aceste cuploare pot fi: simetrice (50/50) sau nesimetrice: 90/10,

95/5, etc. În acest caz (nesimetric) cuplorul Y se mai numeşte şi separator optic.

Observaţii:

1. Cuplorul în Y (cel mai utilizat în CM) din mănunchiuri de fibre (fig.4.2b) deşi are pierderi

de racordare foarte mici (0,2 – 1 dB), datorită FO monomod, are reproductibilitate redusă. O

reproductibilitate mult mai bună se obţine prin realizarea acestuia pe calea opticii integrate

(OI), pe substrat de siciliu sau pe substrat de sticlă (fig.4.3). Cuplorul integrat în Y este

utilizat din ce în ce mai mult în locul celui din componente discrete, mai ales la CM cu FO

monomod. Observaţia este valabilă şi pentru cuploarele în X precum şi pentru cele în stea.

2. La configuraţia integrată (fig.4.3) rolul miezului de FO îl joacă canalele grefate pentru Φ i1,

Φi2 şi Φ0, iar rolul de cămaşă îl joacă substratul de sticlă. Grefarea canalelor menţionate se

face prin creşterea indicelui de refracţie (n) prin procedee de microelectronică: difuzare,

bombardament ionic (precedat de o mascare adecvată), etc.

Cuplorul în stea (fig.4.4) are n intrări şi n ieşiri. Când este jumătate stea la ieşire (Φo1

… Φon) se numeşte repartitor. În asociere cu multiplexoare optice se utilizează în transmisii de

date precum şi în instrumentaţia multicanal. Fibrele utilizare sunt, de regulă, monomod, iar n

poate atinge 100 (sau chiar mai mult).

Fig.4.3 Cuplor Y în optică integrată Fig.4.4 Cuplor cu FO în stea

n2 < n1 indici de refracţie

4.1.3 Izolatoare optice

Acestea permit trecerea fluxului optic (Φ) numai într-un singur sens şi blochează pe Φ

în sens contrar. În CM izolatoarele se utilizează după o diodă laser, pentru a evita

reîntoarcerea în acestea a eventualelor raze reflectate de către FO asociată. De asemenea, se

utilizează şi la amplificatoare optice.

Schema de principiu. Funcţionarea izolatoarelor optice (IO) se bazează pe efectul Faraday. Se

ştie că acest efect constă în rotirea planului de polarizare a unei raze monocromatice, cu un

unghi β, când această rază este supusă acţiunii unui câmp de inducţie B, paralelă cu raza

respectivă. Acest unghi este dat de relaţia:

β = p*L*B (4.3)

în care L este lungimea celulei Faraday (mediu optic transparent si izotrop), iar p - constanta

lui Verdet.

Schema de principiu a IO este prezentată în fig.4.5. Câmpul magnetic (de inducţie B)

este creat de către un magnet permanent (MP) care este dimensionat astfel ca unghiul β sa fie

450. Mediul transparent este realizat dintr-un cristal magnetoopic (CMO) având p mare,

pentru a putea reduce pe B la posibilitaţile unui MP cu dimensiuni rezonabile.

Fig.4.5 Izolator optic CMO cristal magnetoopic, MP magnet permanent, P1 şi P2 polarizori

Funcţionare. Polarizoarele P1 şi P2 sunt poziţionate la 45° unu faţă de altul, iar MP roteşte

electric planul de polarizare a razei Φ cu 45° (în sensul creşterii unghiului lui P 1 faţă de P2).

Ca urmare, raza de intrare (Φi) poate trece nestingherită spre punctul B (sens de trecere) în

timp ce o eventuală rază străină (reflexie de la FO, etc.) este blocată (sens blocat), deoarece P 2

şi P1 sunt complet în antifază (datorită lui β = 45°).

Observaţie:

Deoarece IO utilizează un efect activ (efectul Faraday) s-ar părea că trebuie considerat

ca dispozitiv activ. Cum acesta nu necesită un semnal de comandă (şi nici tensiune de

alimentare) e corect să fie considerat ca dispozitiv pasiv.

4.1.4. întrerupătoare optice manuale cu FO

Un întrerupător de semnal optic, ca şi unul de semnal electric, are rolul de a întrerupe

sau restabili semnalul optic (Φ) într-un circuit. Întrerupătoarele manuale cu fibre optice se

bazează pe două posibilităţi de întrerupere a semnalului optic: dezaxarea sau obturarea celor

două FO componente.

a) Întrerupătoare bazate pe dezaxarea FO

Ca şi atenuatorul cu FO (fig. 4.1a), acest tip de întrerupător foloseşte scăderea fluxului

(Φ) la dezaxarea a 2 capete de FO (fig.4.1b) cu deosebirea că lucrează pe principiul tot sau

nimic.

Când cele două capete de fibră componente, FO1 şi F02 (din aceeaşi FO), sunt perfect

aliniate (fig.4.6a), semnalul optic (Φi) trece complet spre ieşire (Φ0 = Φi) şi deci dispozitivul

se comportă la fel ca un întrerupător electric închis (K, fig.4.6b). Dacă, însă, F02 este

dezaxată complet faţă de FO1, (fig.4.6c), Φ0 cade la zero şi deci dispozitivul se comportă ca

un întrerupător electric deschis (K, fig.4.6d).

Fig.4.6 Întrerupător cu FO: a) închis c) deschis, b) şi d) analogi electrici

Întrerupătoarele bazate pe dezaxarea a două FO sunt simple, robuste şi au pierderi de

inserţie mici (sub 1-2 dB), însă nu pot fi utilizate decât în circuite de măsură de tip laborator.

Aceste întrerupătoare se construiesc mai rar ca dispozitive independente; de regulă, sunt

incluse în comutatoare optice.

b) Întrerupătoare cu obturarea FO

Acest tip de întrerupător este alcătuit tot din două capete de FO identice ca şi cel din

fig.4.06, cu deosebirea că, semnalul optic (Φ) este întrerupt prin obturarea trecerii dintre FO1

şi F02. Deşi ceva mai simplu decât cel cu dezaxare, întrerupătorul cu obturare nu s-a impus

din cauza pierderilor de inserţie mari în starea "închis", datorate interstiţiului dintre FO 1 şi F02

necesar funcţionării obturatorului.

4.1.5. Comutatoare optice manuale cu FO

Ca şi cele electrice, comutatoarele optice manuale servesc la schimbarea semnalului

(Φ) de pe un canal pe altul sau la inversarea a 2 canale între ele.

a) Comutator cu FO

O schemă de astfel de comutator este prezentată în fig.4.7a, iar analogul electric în

fig.4.7b). Pentru evitarea influenţei îndoirii lui FO1 asupra semnalului optic transmis este

necesar ca lungimea activă a acesteia (L) să fie aleasă astfel încât la trecerea de la F02 la F03

unghiul format cu poziţia iniţială să fie sub 2 - 3°. Ca şi IO, comutatoarele optice manuale

sunt destinate instrumentaţiei de laborator.

Fig.4.7 Comutator cu FO: a) schemă b) analog electric

Exemple de realizări

1. Comutatorul SW-011 produs de către firma Seiko Instruments (catalog 2000) şi

destinat circuitelor cu FO monomod. Parametri de calitate: pierderi de inserţie sub 1 dB,

diafonie sub 60 dB, lungimi de undă (λ) 1310 şi 1550 nm, FO (monomod) 10/125 μm.

2. Comutatorul SW-012 pentru FO multimod al aceleiaşi firme cu parametrii de calitate:

pierderi de inserţie sub 1 dB, λ = 850 şi 1310 nm, FO (multimod) 50/125 μm

Observaţie:

Comutatoarele cu FO pot fi utilizate şi ca întrerupătoare, prin neconectarea (NC)

terminalului FO3.

b) Inversor optic manual

Ca şi omologul electric (fig.4.8a) inversorul cu FO permite schimbarea semnalelor

optice (Φi1 , Φi2) între 2 canale de transmisie. O schemă funcţională a unui astfel de inversor

optic este prezentată in fig.4.8b.

Fig.4.8 Inversoare: a) electric b) optic

Pentru evitarea creşterii pierderilor de inserţie prin efect de interstiţiu, până, este

necesar ca lungimea lui F05 să fie aleasă astfel încât unghiul faţă de axa fibrelor FOI - F03

(sau F02 - F04) să fie sub 2-3°.

Observaţie:

Inversorul electric (fig.4.8a) este (în c.c.) inversor de polaritate. Datorită asemănării cu

acesta, inversorul optic mai este numit, impropriu, inversor de polaritate.

4.2. Componente optice active

Spre deosebire de cele pasive, componentele optice active (COA) necesită semnal de

comandă. Din mulţimea acestor componente, pentru circuitele de măsură cu FO prezintă

importanţă mai mare întrerupătoarele, comutatoarele.

4.2.1. întrerupătoare optice active

a) Posibilităţi de comandă

Semnalul optic (Φ) poate fi comandat prin câmp magnetic (efect Faraday) sau prin

câmp electric (efecte electrooptice, Keen Pockels.etc.).

Comanda prin câmp magnetic Se face pe un principiu similar cu cea de la izolatorul optic

(fig.4.5). Însă, întrerupătoare cu efect Faraday se construiesc foarte rar, din cauza volumului

mare şi a vitezei de lucru reduse (datorată constantei de timp mari a bobinei de comandă).

Acest din urmă neajuns, anulează una din calităţile de bază a circuitelor de măsură cu FO:

viteza de lucru mare.

La comanda prin câmp electric ambele neajunsuri dispar şi, în plus; întrerupătoarele

respective au gabarit mai redus şi deci sunt mai adecvate pentru circuitele cu FO.

b) Intrerupătoare electrooptice pentru circuite cu FO

La acestea comanda lui Φ se face prin câmp electric, utilizând mai ales efectul

Pockels. Ca formă constructivă s-au impus întrerupătoare realizate în optică integrată (OI).

Una din formele de întrerupător optic (IO) integrat, cu efect Pockels este prezentată în

fîg.4.9a. Se observă că este alcătuit dintr-un separator şi un cuplor în Y. întreaga configuraţie

(căile de semnal optic Φ), cu dimensiuni micronice, este grefată pe un substrat de niobat de

litiu (LiNb03 ), compus ce posedă un efect Pockels puternic. Pe una din ramuri (Φ1) sunt

depuşi doi electrozi de comandă (A, B) pe care se aplică o tensiune de câţiva volţi (U = 3-5

V). Cum distanţa (g) dintre electrozi e foarte mică (g = 10 μm), câmpul electric E = U/g dintre

aceştia este foarte puternic (200-500 kV/m în cazul de faţă). Cu acest câmp se provoacă o

întârziere de fază a lui Φ1.

Fig.4.9 Întrerupător electrooptic integrat a) schemă b) semnalele optice Φ1 şi Φ2 în fază (U =

0) c) Φ1 şi Φ2 în antifază (U = 3 V), Φ0 = 0

Funcţionare. În absenţa tensiunii de comandă (U) semnalele Φ1 şi Φ2 sunt în fază

(fig.4.9b) şi deci la ieşire se sumează: Φ 0 = Φ1 + Φ2 = Φi , adică întrerupătorul optic este

închis (ON). în prezenţa tensiunii U, câmpul E ce apare în ghidul lui Φ1, produce o întârziere

de fază a acestuia. Câmpul E este reglat astfel încât Φ1 să fie în antifază cu Φ2 (fig.4.9c). în

această situaţie Φ0 = Φ1 – Φ2 = 0 şi deci întrerupătorul optic se deschide (OFF). Prin urmare,

cu tensiunea U se poate comanda întrerupătorul optic prezentat.

Observaţii:

1.Acest tip de întrerupător poate fi utilizat numai pentru semnale optice coerente

(monocromatice), iar pentru o funcţionare corectă este necesar ca traseele lui Φ1 şi Φ2 să fie

ajustate astfel încât în situaţia ON, Φi = Φ0.

2. Datorită constantei de timp reduse (sub 100 ps) acest tip de întrerupător optic poate

funcţiona la frecvenţe de ordinul gigahertzilor.

3. Datorită asemănării configuraţiei optice (fig.4.9a) cu cea a interferometrului Mach-Zender,

acest tip de întrerupător mai este denumit şi întrerupător interferometric.

4.2.2 Comutatoare optice active

Ca şi cele pasive (fig.4.8), comutatoarele optice active servesc la schimbarea lui Φ de

pe un canal pe altul.

a) Comutator interferometric

Schema de principiu a unui comutator interferometric cu două căi este prezentată în

fig.4.10a. Se observă că este alcătuit din două întrerupătoare de tipul celui din fig.4.10a, dintre

care unul (canalul 2) e comandat direct, iar celălalt - prin intermediul unui inversor electronic

(I). Pentru situaţia din figură: semnalul de comandă U în I logic (+U), canalul 1 este cuplat

(lipsă de tensiune pe electrozii AB), iar canalul 2 - blocat, adică dispozitivul se comportă

similar cu analogul electric dir. fig.4.10b.

Fig.4.10 Comutator electrooptic: a) schemă de principiu b) echivalentul electric

Comutatorul interferometric are două neajunsuri importante:

viteză de lucru redusă (MHz), din cauza inversorului electronic I;

pierderi optice mari (peste 3 dB) din cauză că o mică parte din Φ1 se difuzează prin substrat în

canalul 2 (OFF), adică nu trece integral în canalul 1.

b) Un comutator rapid în optică integrată

Pentru eliminarea ambelor neajunsuri semnate mai înainte s-au elaborat, în optică

integrată (Ol), mai multe tipuri de comutatoare electrooptice. Unul dintre acestea este

prezentat în fig.4.11.

Fig.4.11 Comutator rapid în OI: a) configuraţie b) câmpul electric în substrat E c 1 , Ec2, Ec3 ,

electrozi de comandă

Aici, dirijarea lui Φi către canalele 1 sau 2 se face înainte de ramificaţie (porţiunea

AB), cu ajutorul electrozilor de comandă E c 1 , Ec2 şi Ec3 (fig.4.11a). Când tensiunea de

comandă este pozitivă (+U), câmpul electric E1 dintre Ecl şi Ec3 (fig.4.11b) este orientat în

sensul creşterii indicelui (n1) de refracţie pe canalul 1, iar câmpul E2 dintre Ec2 şi Ec3 este

orientat în sensul scăderii indicelui (n1'). Datorită creşterii lui n 1 , canalul 1 îndeplineşte

condiţia de transmisie n1 > n2 şi ca urmare fluxul optic Φ1 va fi orientat spre canalul 1

(devenind Φ01), deoarece pe canalul 2: n1' < n2 şi deci trecerea fluxului este blocată, adică IO

se comportă la fel ca analogul electric din fig.4.10b. În această discuţie, n2 reprezintă indicele

de refracţie al substratului care aici joacă rol ca şi cămaşă a FO. La inversarea polarităţii lui U

lucrurile se petrec invers şi deci canalul 2 trece în starea ON iar 1 cade în OFF.

Acest tip de comutator electrooptic integrat are viteză mare (GHz), gabarit redus

(compatibil cu FO) şi pierderi mici (sub 1 dB). Astfel de comutatoare se utilizează atât ca

dispozitive independente, cât şi la alcătuirea unor modemuri, rapide cu largă aplicabilitate în

comunicaţiile moderne precum şi în instrumentaţie.

CAPITOLUL V

EMISIA ŞI RECEPŢIA ÎN SISTEME OPTICE

5.1 Emisia în sistemele optice

Emisia fasciculelor de fotoni în semiconductoare este atribuită recombinărilor

radiative ale purtătorilor excedentari de sarcină (emisie spontană sau stimulată)(figura 5.1).

Fig. 5.1. Trei procese fundamentale ce pot să apară între două nivele energetice ale unui atom(

E1 , E2); absorbţia, emisia spontană şi stimulată.

Legile mecanicii cuantice impun conservarea energiei şi a impulsului în această

tranziţie în semiconductoarele cu structură de bandă directă dar şi în cele cu bandă indirectă.

Pentru cele din urmă este necesară emisia sau absorbţia unui foton având impuls de

valoare mare şi energie mică.(figura 5.2); Fotonul se referă la un schimb energetic cu reţeaua

cristalină.

Fig.5.2 Semiconductoare cu bandă directă şi indirectă

Tranziţiile indirecte sunt net mai puţin probabile. Nu toate tranziţiile sunt însoţite de

emisie de fotoni. Randamentul cuantic se defineşte ca raportul dintre numărul de fotoni emişi

şi numărul purtătorilor injectaţi în semiconductor.

Recombinările neradiative se datorează unor trape, defecte de structură, sau reprezintă

recombinări de suprafaţă.

Ultimul mecanism este important în sursele optice în domeniul 1,3¿ 1,6 din cauza

grosimii reduse a benzii energetice când energia de recombinare este cedată unui electron sau

unui gol.

În sistemele cu fibre optice, se pot utiliza, teoretic, toate tipurile de surse optice

cunoscute. Un criteriu de clasificare util, care oferă conexiuni funcţionale directe cu tipurile

de fibră optică la care se cuplează sursele, îl reprezintă criteriul lărgimii spectrului optic de

emisie. Stadiul actual al tehnologiei oferă surse cu următoarele spectre de emisie:

surse cu spectru continuu de bandă îngustă (diode electroluminescente- LED, diode

superluminescente- SLD);

surse cu spectru discontinuu (diode laser cu emisie multimodală- LD);

Diodele electroluminescente funcţionează pe baza emisiei spontane. Dacă densitatea

de fotoni emişi spontan este suficient de mare în zona de recombinare, au loc simultan atât

emisia spontană, cât şi o emisie stimulată de fotoni. Emisia stimulată în semiconductori stă la

baza funcţionării diodelor laser[1]. LED-urile folosite în sistemele cu fibre optice

funcţionează la curenţi de până la 100mA.

Din punct de vedere al structurii de siliciu, LED-urile sunt cu emisie frontală şi cu

emisie laterală. Cele cu emisie frontală (figura 5.3) au caracterul unei surse lamberţiene, ceea

ce face ca divergenţa fasciculului emis să nu permită o cuplare eficientă a radiaţiei la fibrele

optice.

La LED-urile şi diodele laser dezvoltate special pentru sisteme cu fibre optice, cum ar

fi folosirea lentilelor microsferice pentru focalizarea fasciculului sau plasarea fibrei în

imediată vecinătate a structurii semiconductoare, în aşa numitele ansambluri “pigtail”.

Fig. 5.3 Structura unui LED cu emisie frontală, Caracteristica de iesire P0(I)

LED-urile cu emisie laterală au o structură asemănătoare cu diodele laser şi emit un

fascicul cu divergenţă mult mai mică, dar nesimetric. Lărgimea benzii spectrale de emisie a

LED-urilor este cuprinsă, în general, între 20nm şi 40nm, centrată faţă de lungimea de undă

de intensitate maximă. Zonele din spectrul optic acoperite în prezent sunt infraroşu, roşu,

oranj, galben, verde şi albastru. LED-urile se folosesc în sisteme cu fibre optice multimodale,

de plastic sau sticlă, cu diametrul miezului mare.

Diodele laser sunt dispozitive semiconductoare cu heterojoncţiuni, cu emisie laterală.

O hetorojoncţiune este o joncţiune formată din semiconductoare de naturi diferite. Un

dispozitiv semiconductor fotoemisiv este format din două heterojoncţiuni ,aşa cum este

ilustrat în figura 5.4

Fig. 5.4 Structura simplă a unei diode laser

Dispozitivele fotoemisive cu heterojoncţiuni se realizează, în general, cu emisie

laterală, adică într-un plan perpendicular pe joncţiune. În acest plan, modurile permise ale

ghidului de undă, format prin variaţia indicelui de refracţie pe direcţie perpendiculară,

micşorează divergenţa fascicolului emis. Fascicolul are simetrie eliptică, cu grosimea de

câţiva µm (determinată de grosimea stratului activ) şi lăţimea de ordinul zecilor de µm

(determinată de dimensiunea zonei de injecţie a purtătorilor). Comparativ cu dispozitivele cu

emisie frontală, la diodele cu emisie laterală, se obţine o îmbunătăţire a cuplării radiaţiei, mai

ales la fibrele cu diametru mic, datorită dimensiunii şi divergenţei mai mici ale fascicolului

emis şi densităţii crescute de putere optică.

Emisia diodelor laser se situează, în general, în domeniul infraroşu şi roşu, dar, recent,

au fost realizate şi diode laser cu emisie în verde sau chiar albastru. Diodele laser sunt, ca şi

LED-urile, dispozitive comandate în curent, intensitatea optică depinzând de valoarea

curentului direct. Spre deosebire de LED-uri, caracteristica puterii optice, în funcţie de

curentul direct a diodelor laser are două zone distincte, corespunzătoare emisiei nestimulate şi

emisiei stimulate(laser). Până la o anumită valoare a curentului, numită curent de prag, dioda

are o emisie nestimulată, comportându-se ca o diodă electroluminescentă. De la curentul de

prag se obţine emisia laser, intensitatea optică crescând brusc. Operarea diodelor laser la un

curent apropiat de valoarea curentului de prag şi răcirea corectă asigură un timp de viaţă

estimat la 85 ani.

Temperatura influenţează în mai multe feluri parametrii optici ai diodelor laser (figura

5.5). Creşterea temperaturii conduce la variaţia puterii optice emise şi la modificarea

spectrului diodei, în sensul creşterii numărului de moduri emise.

Fig. 5.5 Caracteristici de ieşire pentru diode LED şi Laser în funcţie de temperatură

Diodele laser, deşi sunt mult mai bine adaptate pentru folosirea în sistemele cu fibre

optice decât alte tipuri de laser, sunt totuşi mult mai scumpe şi pretenţioase în ceea ce priveşte

utilizarea, comparativ cu LED-urile. Folosirea lor este limitată la acele aplicaţii care necesită

lumină monomodală sau densităţi ale intensităţii optice care nu pot fi obţinute cu diode

electroluminescente: senzori interferometrici, senzori polarimetrici, etc.

5.1.1 Emiţătoare optice( EO)

Un emiţător optic (EO) este format din dispozitive optice (LED sau LD), blocul

electronic de comandă(driver) ca în figura 5.6.

Fig. 5.6 Schema bloc a unui emiţător optic

În cazul LD se utilizează o reacţie negativă cuplată optic printr-o diodă de recepţie

DR. Realizarea blocului electronic de comandă (driver) depinde substanţial de dispozitivul de

emisie, de particularităţile legăturii optice.

Din punct de vedere al dispozitivului de emisie, trebuie considerate următoarele

limitări: puterea pentru a comanda liniaritatea răspunsului optic, comportamentul termic,

lărgimea spectrală, raportul de strângere şi din punct de vedere al particularităţilor de

transmisie, tipul sistemului.

5.1.2 Puterea radiantă. Intensitatea luminoasă

Cu toate că este de dorit ca o sursă să genereze o putere optică cât mai mare, pentru a

compensa pierderile din întreg sistemul optic, trebuie să se aibă în vedere faptul că o putere

prea mare poate genera fenomene neliniare (necontrolabile) în fibrele optice. Aceste

fenomene pot genera, în cele din urmă, o creştere semnificativă a zgomotului, ceea ce, în mod

evident, înrăutăţeşte raportul semnal- zgomot al sistemului. În prezent, în majoritatea

cazurilor, o densitate de putere de aproximativ 10mW/µm² este considerată limită (această

presupune o putere cuplată în fibră de aproximativ 3W pentru un diametru al fibrei optice de

20 µm).

5.1.3 Timpul de viaţă şi temperatura de operare

Durata de viaţă a surselor optoelectrice este influenţată de temperatura de lucru a

joncţiunii, de structura şi materialele acestora. În ceea ce priveşte temperatura, trebuie precizat

faptul că o supraîncărcare a surselor conduce la scurtarea duratei de viaţă, dar şi la unele

fenomene nedorite: modificări ale caracteristicilor spectrale şi fluctuaţii ale intensităţii

luminoase. La LD problema nu poate fi evitată prin simpla răcire a laserului ci trebuie făcut

un astfel de driver care să menţină constantă puterea optică medie emisă.

5.1.4 Caracteristicile spectrale

Caracteristicile spectrale ale unei surse luminoase sunt necesare în vederea alegerii

corecte a ansamblului „ sursă optică – fibre optice – fotodetector” din punctul de vedere al

„ compatibilităţii spectrale”, în vederea obţinerii unor pierderi cât mai reduse în sistemul de

transmisie sau de măsurare. LED-urile au, în general, o lăţime spectrală de ordinul zecilor de

nm, iar diodele laser (LD-urile) de ordinul nanometrilor.

Tabelul 5.1 Sursa electrooptică Δλ [nm]

Dioda electroluminescentă 20÷150Dioda laser (LD) 1÷5Laser Nd: YAG 0.1

Laser HeNe 0.002

5.2 Recepţia în sistemele optice

Funcţia unui receptor optic este de a converti puterea optică pe care o primeşte în

semnal electric. Receptorul joacă un rol esenţial în performanţele unui sistem optic.

Detectorul (aproape întotdeauna un dispozitiv semiconductor) converteşte fluxul optic în

curent care apoi este amplificat şi convertit în tensiune. Fotoelectronul trebuie să

îndeplinească o serie de cerinţe pentru a creşte performanţele globale ale receptorului:

sensibilitate, eficacitate (să detecteze un bit cu cât mai puţini fotoni);

fidelitate (pentru a păstra în răspuns forma semnalului optic);

răspuns rapid sau bandă largă (sute de MHz, GHz);

zgomot propriu redus;

stabilitate a performanţelor la variaţia condiţiilor exterioare, variaţii în timp, etc.;

dimensiuni convenabile (compatibile cu miezul fibrei);

tensiuni reduse de polarizare;

fiabilitate şi cost minim.

5.2.1 Tipuri de dispozitive pentru fotodetecţie

Acestea sunt în general fotodiode, fără sau cu multiplicare (câştig intern). Ele folosesc

efectul fotoelectric intern. Sunt realizate din Si, Ge şi compuşi intermetalici.

Fotodiodele din Si au sensibilităţi importante, în general în domeniul λ = 0.3-1.1 µm,

bandă largă (sute de MHz), conductanţa neglijabilă, curent rezidual redus (≈ 1nA) şi

stabilitate pe termen lung.

Fotodiodele cu Ge acoperă în general, un domeniu mai larg de λ = 0.5-1.8 µm dar se

confruntă cu problema unor curenţi de întuneric importanţi (≈ 100 nA/20˚ C-1

µA/40˚C).

Interesul pentru lungimi de undă mai mari de 1-1,7 µm au condus la realizarea unor structuri

de diode şi la fototranzistori şi fotoconductoare pentru infraroşu mediu (2-5 µm).

Într-o structură a fotodetectorului apar procese de absorbţie a fotonilor şi de generare

(cu un anumit randament) a perechilor electron-gol.

În principiu, orice diodă pn invers polarizată poate realiza fotodetecţia. Există în principal

două structuri cu parametrii mult îmbunătăţiţi în acest scop: diodele PIN şi APhD

Diode PIN Structurile PIN se caracterizează printr-o zonă intrinsecă ce separă zonele p şi n+.

Strcutura unei astfel de diode şi forma câmpului electric intern sunt prezentate în figura 5.7

Fig. 5.7 Structură PIN

Dioda lucrează invers polarizată fiind astfel creată (în structură) o zonă de sarcină

spaţială a cărei lăţime depinde de tensiunea inversă şi de doparea zonelor. Perechile electron-

gol pot fi create în interiorul sau în afara (zona de difuzie) acestei regiuni. Purtătorii creaţi în

zona de difuzie se deplasează încet (prin difuzie) către regiunea de sarcină spaţială, şi

răspunsul fotodiodei este lent. Se preferă ca absorbţia să aibă loc în zona de sarcină spaţială

pentru a face răspunsul mai rapid. Zona intrinsecă "lărgeşte" zona de sarcină spaţială pentru a

face mai probabilă absorbţia fotonilor în această parte a dispozitivului. Aceasta are ca urmare

creşterea eficienţei conversiei şi micşorarea timpului de răspuns.

Timpul de răspuns a unei diode PIN este limitat prin: timpul de drift t dr al purtătorilor

prin zona de sarcină spaţială, timpul de difuzie tdif al purtătorilor generaţi în exteriorul regiunii

de sarcină spaţială şi constanta de timp rezultată din capacitatea internă şi rezistenţa de

sarcină.

Răspunsul unei diode PIN la un semnal optic (de putere) dreptunghiular poate avea

diverse forme, figura 5.8 .

Fig. 5.8 Răspunsul unei diode PIN la un impuls optic dreptunghiular

Diode de recepţie cu câştig intern (AphD Avalanche photodiodes)

Acestea sunt mai complexe decât PIN pentru a crea o zonă (în structura) în care

câmpul electric să aibă valori (~3·105 V/cm), ca în figura 5.9 .

Fig. 5.9. Structura unei diode cu câştig intern APhD

Astfel în regiunea de sarcină spaţială fotonii absorbiţi generează perechi e-g primare.

Electronii acceleraţi în câmpul important din zonă, capătă energii suficiente pentru a putea

crea prin impact noi perechi e-g secundare. Apare deci o ionizare de impact şi un proces de

avalanşă în dioda invers polarizată.

Tensiunile inverse uzuale sunt mai mari (~50-400 V); variantele recente obţin

amplificare şi cu tensiuni mai mici (~15-25 V).

Factorul de multiplicare de ordinul 104 poate fi obţinut folosind materiale fără defecte

de structură – pentru a asigura uniformitatea multiplicării purtătorilor pe întreaga arie

senzitivă a dispozitivului.

Tehnologic pot fi îmbunătăţite performanţele; de exemplu un "inel de gardă" poate

micşora curenţii reziduali ce apar la marginea joncţiunii (figura 5.10).

Fig. 5.10 Realizarea unui inel de gardă în structuri AphD

Sunt disponibile APhD cu Ge şi Si. Operarea la viteze mari impune generarea

purtătorilor în zona de sarcină spaţială şi nu în afara ei, unde transportul prin difuzie către

electrozi ar fi mult mai lent.

Timpul de răspuns al AphD poate fi limitat prin 3 factori:

a) timpul de tranzit prin zona de absorbţie (de sarcină spaţială);

b) timpul procesului de avalanşă;

c) constanta RC determinată de capacitatea joncţiunii şi rezistenţa de sarcină a

fotodetectorului.

La câştig mic a) şi c) sunt mecanisme dominante, pe când în cazul câştigului ridicat

este dominant b); în principiu odată cu creşterea câştigului scade banda (~100 GHz) – aşa

încât produsul amplificare-bandă pentru aceste dispozitive poate fi considerat constant.

Adesea, se obţine o formă asimetrică a impulsului electric, lucru care se explică prin

timpul de creştere relativ scurt în care electronii sunt colectaţi (150 – 200 ps) şi un timp de

cădere dictat de tranzitul mai lent al golurilor (~1 ns sau mai mult).

Câteva dezavantaje (AphD/PIN):

dificultăţi de realizare datorită structurii mai complexe (cost ridicat);

mecanismul aleator de multiplicare creează zgomot în exces (faţă de PIN);

tensiuni de polarizare în general ridicate (40 – 500 V) şi dependenţa de lungime de

undă folosită;

variaţii termice ale câştigului şi astfel necesitatea unor compensări termice pentru a

stabiliza funcţionarea.

5.2.2 Componentele unui receptor

Proiectarea unui receptor optic depinde fundamental de tipul de modulaţie utilizat

pentru a transmite informaţia cu ajutorul luminii. Un receptor pentru semnal digital OOK are

o schemă bloc ca în figura 5.11 .

Fig. 5.11 Schema bloc a unui receptor optic de tip OOK

Receptorul este format dintr-un fotodetector cu circuitul de polarizare, un

preamplificator cu zgomot mic, un amplificator principal cu AGC, urmat de un FTJ şi un

circuit de decizie comandat de un circuit care recuperează tactul din semnal.

„Front end”

Partea: „Front end” este construită dintr-o fotodiodă şi un preamplificator (de zgomot) mic.

Un preamlificator (cu impedanţă mare de intrare) nu poate fi utilizat dacă lărgimea de

bandă Δf este mult inferioară debitului D. De multe ori se utilizează un egalizator care ridică

(relativ) frecvenţele mari din spectru în comparţie cu cele joase.

O altă variantă este amplificatorul transimpedanţă ce realizează o configuraţie ce

permite obţinerea simultană a benzii şi a senzitivităţii ridicate şi în plus o dinamică superioară.

Canalul liniar.

Canalul liniar constă într-un amplificator cu câştig ridicat (amplificator principal) şi un

filtru trece jos (FTJ). De multe ori, între front end şi acest amplificator se întrepune un circuit

de egalizare pentru a corecta caracteristica de frecvenţă a preamplificatorului. Câştigul

preamplificatorului principal este controlat automat (AGC – Automatic Gain Control) pentru

a limita tensiunea medie de la ieşire la un nivel fixat indiferent de nivelul optic de la intrare.

FTJ are rolul de a "forma" impulsurile de ieşire pentru a reduce interferenţa între simbolurile

vecine - "ISI" (Inter Symbol Interference).

Fig. 5.12 Egalizare pe lanţul de recepţie pentru a minimiza interferenţa între simboluri

a) fără interferenţă b) semnal cu interferenţă între simboluri c) semnal egalizat

Recuperarea datelor

Recuperarea datelor se realizează într-un circuit de decizie cu ajutorul unui semnal de

tact (ceas), recuperat din fluxul de date (Tb=1/D, fb=1/T).

Spectrul semnalului de date în varianta RZ are o componentă spectrală pe frecvenţa

fb=D care poate fi separată printr-un filtru trece bandă ascuţit. Mai dificilă este recuperarea

ceasului dintr-o secvenţă NRZ din spectrul căreia lipseşte componenta spectrală pe frecvenţa

fb. În această variantă se foloseşte componenta fb/2 care este extrasă şi apoi dublată. Circuitul

de decizie compară semnalul de ieşire provenit de la "canalul liniar" cu un prag fixat.

Comparaţia are loc în momentele bine precizate. Circuitul de decizie este acela care

furnizează în fiecare moment de decizie un bit la ieşire cu valoarea "1" sau "0" după cum, în

momentul deciziei semnalul de intrare (tensiunea) este deasupra sau sub prag. De multe ori

pentru a obţine o detecţie optimală se utilizează un filtru adaptat (în raport cu forma

semnalului) care urmăreşte să sesizeze prezenţa sau absenţa unui impuls cu o eroare cât mai

mică.

Momentul optim de decizie este dat de deschiderea maximă a "ochiului". Din cauza

zgomotului inerent din receptor, apare o probabilitate finită de eroare în luarea deciziilor. În

general, receptoarele sistemelor optice de comunicaţii realizează BER de valori reduse (10-9).

5.2.3 Zgomotul receptorului

Receptorul optic converteşte puterea optică Pin într-un curent prin fotodiodă Ip=RPin.

Zgomotul poate proveni şi din exterior (însoţind semnalul optic) peste care se adună

zgomotul propriu produs în receptor.

Pentru analiza receptorului se va considera numai zgomotul produs în receptor. Atunci, Ip(t)

va fluctua în jurul unei valori medii Ip (figura 5.13).

Fig. 5.13 Răspunsul fotodetectorului la un semnal optic constant

Relaţia Ip = RPin rămâne valabilă cu observaţia că Ip are în prezenţa zgomotului

semnificaţia valorii medii. Aceste fluctuaţii afectează performaţele receptorului.

5.2.4 Mecanismul de producere a zgomotului

Există două mecanisme fundamentale de producere a zgomotului responsabile de

producerea fluctuaţiilor curentului Ip chiar dacă Pin = ct.

Zgomotul cuantic

Zgomotul cuantic (alice) în curentul produs de fotoreceptor datorită caracterului

corpuscular al luminii. Fotonii, generează purtători la momente aleatoare dând naştere

zgomotului cuantic (figura 5.14). Acest zgomot creşte odată cu valoarea semnalului.

Fig. 5.14 Generarea zgomotului cuantic

Zgomotul termic

La temperatură finită, electronii se mişcă aleator într-un conductor (viteza lor are o

componentă de drift şi una termică, mult mai mare). Astfel, printr-o rezistenţă la bornele

căreia se aplică o tensiune constantă apare un curent fluctuant. Rezistenţa de sarcină din zona

"front end" a receptorului produce zgomot termic, la fel ca şi preamplificatorul.

Zgomotul termic poate fi modelat ca un proces Gaussian a cărui densitate spectrală

poate fi considerată uniformă (aproape zgomot alb) până în jurul frecvenţei de 1 THz. La

fecvenţe superioare ~300 THz apare o atenuare puternică (-200 dB) a zgomotului termic.

5.2.5 Receptoare cu PIN

Se observă că RSZ creşte liniar cu pătratul puterii optice incidente. Aceasta implică

construcţia preamplificatorului într-una din cele două variante deja menţionate (amplificator

de tensiune cu impedanţa ridicată sau amplificator transimpedanţa – TZA).

Efectul zgomotului poate fi apreciat prin diverşi factori de merit, de exemplu: NEP

(noise equivalent power), D (detectivitz), D=1/NEP, Z (factor de merit), etc. NEP este definit

ca o putere optică incidentă (monocromatică sau cu un spectru precizat) care produce printr-

un fotodetector ideal un curent egal cu valoarea efectivă a zgomotului într-o bandă de 1 MHz

(SRN=1).

Valorile tipice sunt în gama 1 .. .10 pW /√Hz

Un avantaj al utilizării factorului NEP este uşurinţa de a exprima puterea optică

necesară pentru a obţine un RSZ specificat dacă se cunoaşte Δf. Factorul de merit Z este

raportul dintre tensiunea de zgomot efectivă la ieşirea receptorului şi tensiunea maximă creată

de o pereche e-g generată în fotodiodă.

5.2.6 Receptoare cu APhD

În general, receptoarele echipate cu fotodetectoare cu avalanşă oferă un RSZ superior

receptoarelor echipate cu PIN pentru aceaşi putere optică incidentă. Îmbunătăţirea se

datorează câştigului intern (mecanismul este prezentat în figura 5.15) care măreşte de M ori

fotocurentul:

I p=MRPin=RAphD Pin (5.1)

Fig. 5.15 Principiul fotomultiplicării

Relaţia conduce la presupunerea că RSZ s-ar îmbunătăţi de M 2 ori. Aceasta este

varianta cea mai optimistă, în realitate mecanismul de producere a câştigului este responsabil

de zgomote suplimentare. Zgomotul termic rămâne aproximativ acelaşi fiind generat de

componente electrice pe când zgomotul cuantic are componente suplimentare datorită

generării aleatoare a perechilor e-g secundare. De fapt factorul de amplificare este şi el o

mărime aleatoare, valorile M din relaţia precedentă fiind de fapt o medie.

5.2.7 Sensibilitatea receptorului

Sensibilitatea receptorului permite o apreciere comparativă a diverselor realizări. Un

receptor sensibil realizează aceleaşi performanţe în raport cu unul mai puţin sensibil, dar

primind o putere optică inferioară celui din urmă. Criteriul de performanţă în receptoarele

optice din sistemele digitale este BER (bit error rate) definită ca probabilitatea de a interpreta

incorect un bit recepţionat.

Sensibilitatea receptorului este definită ca puterea incidentă medie minimă necesară

receptorului pentru a garanta un BER=10-9.

5.2.8 Rata erorilor (BER)

În figura 5.16 se prezintă alura semnalul binar (fluctuant) primit de circuitul de

decizie. Acesta decide, la momentul td (generat de "ceasul" receptorului) acestui semnal i se

poate atribui valoarea "0" sau "1".

Fig. 5.16 Decizie în receptorul digital

Circuitul de decizie compară valoarea I a semnalului în momentul td cu ID (prag).

Dacă I > ID decizia este "1" iar dacă I < ID decizia este "0".

BER scade odată cu creşterea lui Q (de exemplu BER < 10-12 pentru Q > 7).

Senzitivitatea receptorului se defineşte în mod obişnuit pentru BER=10 -9 (Q≈6) (figura

5.17).

Fig. 5.17 Caracteristica BER

5.2.9 Jitterul (zgomotul de fază)

Până acum a fost făcută presupunerea că eşantionarea în vederea deciziei se face în

momentele optime când tensiunea este maximă (minimă). Aceste momente sunt generate de

circuitele de extragere ceas care în prezenţa zgomotului peste semnal conduc la apariţia unor

fluctuaţii ale momentului de decizie (jitter). Astfel, în funcţie de jitter (Δt, amplitudinea

acestuia) apar penalizări suplimentare. Deoarece Δt este o mărime aleatoare, reducerea

tensiunii necesare circuitului de decizie este de asemenea aleatoare, putând fi interpretată ca

un zgomot suplimentar introdus pe lanţ. Un astfel de zgomot implică creşterea puterii optice

pentru a păstra aceeaşi probabilitate de eroare, deci o penalizare de putere indusă de jitter.