304
FAKULTA ELEKTROTECHNIKY A KOMUNIKAČNÍCH TECHNOLOGIÍ VYSOKÉ UČENÍ TECHNICKÉ V BRNĚ OPTOELEKTRONIKA

OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Embed Size (px)

Citation preview

Page 1: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

FAKULTA ELEKTROTECHNIKY A KOMUNIKAČNÍCH TECHNOLOGIÍ VYSOKÉ UČENÍ TECHNICKÉ V BRNĚ

OPTOELEKTRONIKA

Page 2: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Obsah

Obsah .........................................................................................................................................2

1 Úvod........................................................................................................................................6

1.1 Optoelektronika, její předmět a postavení ........................................................................................................6

1.2 Historický vývoj ...............................................................................................................................................9

2 Základní principy ..................................................................................................................12

2.1 Optické záření.................................................................................................................................................12 2.1.1 Elektromagnetická a kvantová teorie světla............................................................................................12 2.1.2 Polarizace elektromagnetické vlny .........................................................................................................15 2.1.3 Koherence záření ....................................................................................................................................17

2.2 Šíření elektromagnetických vln reálným prostředím ......................................................................................19 2.2.1 Elektromagnetická vlna na rovinném rozhranní .....................................................................................19 2.2.2 Elektromagnetická vlna v anizotropními prostředí .................................................................................21

2.3 Interakce záření a hmoty.................................................................................................................................24 2.3.1 Kvantová mechanika a statistika.............................................................................................................25 2.3.2 Výměna energie mezi hmotným prostředím a zářením...........................................................................28 2.3.3 Zesilování záření.....................................................................................................................................31

2.4 Generace světla v laserech..............................................................................................................................34

2.5 Generace světla v polovodičích ......................................................................................................................38 2.5.1 Pásová struktura a rekombinace v polovodičích .....................................................................................38 2.5.2 Luminiscence v polovodičích .................................................................................................................41 2.5.3 Spontánní a stimulovaná emise v polovodičích ......................................................................................43 2.5.4 Materiály pro elektroluminiscenčním zdroje záření................................................................................50

2.6 Kapalné krystaly .............................................................................................................................................51 2.6.1 Typy kapalných krystalů .........................................................................................................................51 2.6.2 Některé fyzikální vlastnosti LC ..............................................................................................................52 2.6.3 Optické vlastnosti LC a způsoby jejich využití.......................................................................................53

Doporučená literatura ...........................................................................................................................................56

3 Prvky, signály a soustavy v optoelektronice.........................................................................58

3.1 Signály a soustavy ..........................................................................................................................................58 3.1.1 Signály v optoelektronice........................................................................................................................58 3.1.2 Klasifikace optoelektronických soustav..................................................................................................61

3.2 Přenosová média v optoelektronice ................................................................................................................64 3.2.2 Volné prostředí a atmosféra ....................................................................................................................65 3.2.3 Planární dielektrický vlnovod .................................................................................................................66 3.2.4 Páskový vlnovod.....................................................................................................................................69 3.2.5 Periodický vlnovod .................................................................................................................................72 3.2.6 Vláknový vlnovod...................................................................................................................................73

Page 3: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

4

3.3 Optické zdroje optoelektronických soustav ....................................................................................................82 3.3.2 Elektroluminiscenční zdroje záření.........................................................................................................83 3.3.3 Polovodičové injekční lasery ..................................................................................................................89 3.3.4 Bezpřechodové lasery v optoelektronice.................................................................................................94

3.4 Modulátory optického záření, deflektory a přepínače.....................................................................................98 3.4.1 Jevy užívané při modulaci, deflexi, přepínání záření..............................................................................98 3.4.2 Fázové modulátory................................................................................................................................101 3.4.3 Amplitudové a intenzitní modulátory ...................................................................................................104 3.4.4 Vychylovací soustavy ...........................................................................................................................107

3.5 Detektory optického záření...........................................................................................................................112 3.5.2 Absorpce záření, fotoelektrický jev ......................................................................................................113 3.5.3 Fotoodpory............................................................................................................................................115 3.5.4 Fotodiody ..............................................................................................................................................116 3.5.5 Fototranzistor ........................................................................................................................................121 3.5.6 Fotonásobiče .........................................................................................................................................122 3.5.7 Tepelné detektory..................................................................................................................................122

3.6 Konstrukční prvky a principy .......................................................................................................................123 3.6.2 Integrovaní optika .................................................................................................................................123 3.6.3 Vláknová optika ....................................................................................................................................126 3.6.4 Vazební prvky členů integrované a vláknové optiky ............................................................................127

Doporučená literatura .........................................................................................................................................134

4 Optoelektrické přenosové soustavy ....................................................................................135

4.1 Soustavy pro přenos signálů .........................................................................................................................135 4.1.2 Soustavy pro přenos volným prostředím...............................................................................................138 4.1.3 Optronov0 soustavy ..............................................................................................................................141

4.2 Soustavy s vláknovými vlnovody – shrnutí základů.....................................................................................142

4.3 Indexový profil a vazba energie do vlnovodu...............................................................................................144

4.4 Vlnovodné vlastnosti vláken.........................................................................................................................147 4.4.1 Vidová struktura....................................................................................................................................147 4.4.2 Gaussovské chování vláknových vlnovodů ..........................................................................................148 4.4.3 Disperze a šířka pásma přenosového kanálu.........................................................................................148

4.5 Optoelektronický přenosový řetězec.............................................................................................................154 4.5.2 Přenášené signály..................................................................................................................................154 4.5.3 Šumy v optických přenosových soustavách..........................................................................................160 4.5.4 Přijímací obvody...................................................................................................................................165 4.5.5 Vysílací obvody ....................................................................................................................................167

4.6 Metody sdružování signálů v optoelektronických přenosových systémech .................................................168

4.7 Lokální optické sítě.......................................................................................................................................170 4.7.2 Přenosové medium a struktury sítě .......................................................................................................172

4.8 Širokopásmové přenosové systémy ..............................................................................................................176

4.9 Soustavy pro přenos obrazů ..........................................................................................................................183

Doporučená literatura .........................................................................................................................................184

Page 4: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Obsah

5

5 Zpracování informace optoelektronickými metodami ....................................................... 185

5.1 Signálové procesory ..................................................................................................................................... 185 5.1.1 Optronové soustavy .............................................................................................................................. 186 5.1.2 Logické prvky se zhášenými lasery ...................................................................................................... 187 5.1.3 Laserové soustavy s nasycenými pohlcovači........................................................................................ 189 5.1.4 Logické prvky detektorového typu ....................................................................................................... 190 5.1.5 Signálové procesory v planární integrované optice .............................................................................. 191 5.1.6 Procesory s optickou bistabilitou .......................................................................................................... 193

5.2 Obrazové procesory...................................................................................................................................... 197 5.2.1 Optické systémy.................................................................................................................................... 197 5.2.2 Frauenhofferova a Fresnelova difrakce ................................................................................................ 201 5.2.3 Transformační vlastnosti čočky ............................................................................................................ 203 5.2.4 Zobrazovací vlastnosti čočky................................................................................................................ 207 5.2.5 Základy holografie................................................................................................................................ 208 5.2.6 Koherentní procesory............................................................................................................................ 216 5.2.7 Nekoherentní procesory........................................................................................................................ 224

Doporučená literatura ......................................................................................................................................... 231

6 Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace ......................................... 233

6.1 Optoelektronické paměťové soustavy .......................................................................................................... 233 6.1.2 Záznamové materiály............................................................................................................................ 234 6.1.3 Diskrétní optický záznam ..................................................................................................................... 239 6.1.4 Holografické paměti ............................................................................................................................. 246

6.2 Metody optického zobrazení a zápisu informace ......................................................................................... 256 6.2.1 Základy radiometrie, fotometrie a kolometrie ...................................................................................... 256 6.2.2 Zobrazovací prvky a soustavy .............................................................................................................. 259 6.2.3 Optoelektronické soustavy pro grafický zápis informace..................................................................... 267

Doporučená literatura ......................................................................................................................................... 268

7 Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin .............................. 270

7.1 Optoelektronické snímače polohy a obrazu.................................................................................................. 270 7.1.1 Snímače polohy .................................................................................................................................... 270 7.1.2 Řádkové snímače obrazu bez akumulace náboje.................................................................................. 271 7.1.3 Snímače obrazu s akumulací náboje ..................................................................................................... 274

7.2 Sledovací soustavy, dálkoměry .................................................................................................................... 278 7.2.1 Dálkoměrné soustavy............................................................................................................................ 278 7.2.2 Optoelektronika v lokaci....................................................................................................................... 282

7.3 Holografie v metrologii ................................................................................................................................ 287 7.3.2 Holografická interferometrie ................................................................................................................ 287

Doporučená literatura ......................................................................................................................................... 292

Seznam obrázků..................................................................................................................... 293

Seznam tabulek...................................................................................................................... 304

Page 5: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,
Page 6: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

6

1 Úvod

Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe, v pořadí zájmu vědecko-technického rozvoje. Úspěchy elektroniky v každé etapě jejího vývoje určovaly do značné míry tempo pokroku ve vědě a technice. Elektronika byla naopak schopna využít a aplikovat mnohé z výsledků vědeckého poznání v nejrůznějších oborech lidské čin-nosti a promítnout je často do vzniku relativně samostatného směru ve svém vývoji. Vznikla tak elek-trovakuová elektronika, tranzistorová elektronika, mikroelektronika a konečně optoelektronika.

1.1 Optoelektronika, její předmět a postavení

Člověk poznává svět prostřednictvím smyslové signální soustavy. Převážná část získaných poznatků je tvořena zpracováním zrakových vjemů. To je jedna z příčin, proč byly účinky světla na neživou příro-du od nepaměti objektem zkoumání přírodovědců. Již v počátcích vývoje lidské civilizace byly k přenosu zpráv na velké vzdálenosti využívány optické principy. Podobně i první kroky v technice záznamu a zobrazení informace byly nerozlučně spjaty s využitím principů interakce hmoty se svět-lem. Bouřlivý rozvoj elektroniky však způsobil, že většina oblastí zpracování informace se v posledních desetiletích stala téměř výlučnou doménou elektroniky. Některé významné objevy a po-krok v technologii výroby polovodičů, přípravy ultračistých materiálů a dokonalých monokrystalů ukazují v poslední době nové možnosti při využití optického spektra záření a optických principů zpra-cování signálů v elektronických systémech přenosu, transformace, záznamu či zobrazení informace.

Optické principy zpracování informace mnohdy skýtají ve srovnání s elektronickými principy možnosti dosažení vyšší kvality, jak z hlediska rychlosti, tak i z hlediska objemu zpracované informa-ce. Ryze optické způsoby zpracování informace však dosud nejsou, zejména z materiálových důvodů, realizovatelné. Proto se rozšiřují pokusy spojovat elektronické a optické principy zpracování informa-ce, vhodně při tom skloubit jejich přednosti a potlačit nedostatky. Vznikají tak optoelektronické prvky a soustavy, založené na využití poznatků teorie informace, teorie elektromagnetického pole, geomet-rické, vlnové, kvantové a nelineární optiky, zvláště však teoretické elektrotechniky a elektrooptiky. Optické záření či světlo v nich přijímá roli buď přímého nositele informace, nebo prvku zprostředku-jícího realizaci žádané transformace, záznamu či zobrazení informace.

Jedním z významných oddílů fyziky je elektrooptika, vědní obor, stojící na rozhraní mezi opti-kou, elektrodynamikou a kvantovou mechanikou a zabývající se teorií vzájemné přeměny energie z elektrických forem do optické. Analyzuje jevy probíhající v elektronických měničích, prvcích reali-zujících konverzi energie mezi elektrickými a optickými formami, a řeší syntézu těchto prvků. Zá-kladní okruhy problému, kterými se elektrooptika zabývá, tvoří otázky interakce hmotného prostředí s elektromagnetickým zářením a možnosti generace elektromagnetického záření hmotou.

Elektrooptika se však nespecializuje jen na řešení otázek maximalizace energetické účinnosti elektrooptických měničů. Ve svém rámci se věnuje také problémům lineárních měničů, tedy problé-mům převodu energie z jedné formy do druhé bez újmy na objemu informace nesené některými fyzi-kálními parametry děje probíhajícího při konverzi energie.

Kmitočtový rozsah elektromagnetického záření zajímavý pro elektrooptiku můžeme omezit sho-ra frekvencí, při níž kvaziimpuls fotonů νhp = již nelze zanedbat vzhledem k hybnostem elektronů s nerelativistickými rychlostmi mevp = . Zdola lze kmitočtový obor optického záření ohraničit frek-vencemi, kdy přestává být pozorovatelný kvantový charakter záření a jednoznačně vynikají jeho vlno-vé vlastnosti.

Optické záření, které plní v optoelektronických systémech funkci nositele informace, umožňuje přenos a zpracování informačních zpráv nejen formou jednorozměrného časového signálu s(t), jak je běžné u elektronických systémů, ale dovoluje zpracovávat informaci i paralelním způsobem, prostřed-nictvím časové a prostorové modulace parametrů nosné vlny. Optoelektronické systémy jsou tedy schopny zpracovávat i tzv. časoprostorové signály s(x,t), popř. s(x,y,t), představující v podstatě časově proměnné zobrazení parametru s nad jednorozměrným prostorem ∞∞−≡ℜ yx,1 , či nad dvojrozměr-ným prostorem ∞∞−≡ℜ yx,2 . Z tohoto pohledu je zřejmé, že na optické systémy můžeme pohlížet jako na systémy schopné zpracovávat informace nesené jednorozměrným a časovým signálem

Page 7: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Úvod

7

v jednom i mnoha paralelních kanálech, či jako na systémy umožňující zpracování časově proměn-ných lineárních a plošných obrazců. Z těchto dvou hledisek plynou i některá specifika v požadavcích na elektrooptické měniče zajišťující vzájemný přechod od elektrických k optickým formám zpracování klasických jednorozměrných i zobecněných vícerozměrných signálů.

Jak už jsme se zmínili, vedle energetických elektrooptických měničů se tedy elektrooptika za-bývá i tzv. signálovými a obrazovými elektrooptickými měniči. Rozlišuje při tom elektrooptické při-jímače realizující přeměnu energie optické v elektrickou ( )EO → , elektrooptické přijímače převádějí-cí energii z formy elektrické do optické ( )OE → , a konečně elektrooptické převáděče, jejichž charak-teristickým rysem je to, že na vstupu i výstupu je stejný druh energie, ale procesu převedení se zúčast-ní i energie druhého typu ( )EOEOEO →→→→ , . Graficky je přehled rozsahu elektrooptiky zná-zorněn na Obr. 1.1a v tabulce Tab. 1.1.

Optoelektronika, technická disciplína zabývající se, jak je zvykem udávat, soustavami pro zpra-cování elektrických a optických signálů využitím kombinace elektronických a optických metod, apli-kuje poznatky elektrooptiky o všech druzích elektrooptických signálových obrazových a částečně energetických měničů. Elektrooptika však nezkoumá procesy nebo přeměny typu ( )OO → , ( )XO→ , ( )OXO →→ , EE → , či ( )EEE →→ , kde X značí energii jiného druhu nežli elektrická nebo optická (např. chemická energie…). Tím se z obsahu elektrooptiky vylučuje řada jevů nevyužívajících sice elektrooptické přeměny, souvisejících však s problematikou přenosu, záznamu a zobrazení optické informace, tedy jevů, které bez ohledu na vyslovenou definici nepochybně přísluší do tématiky zpra-

Obr. 1.1 Přehled rozsahu elektrooptiky (viz též Tab. 1.1)

Page 8: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

8

covávané optoelektronikou. Jeví se proto důležité rozšířit a zobecnit uvedenou jednoduchou definici předmětu optoelektroniky tak, abychom se ani při dnešním bouřlivém vývoji této oblasti techniky příliš neodchýlili od současné náplně zkoumané problematiky. Tab. 1.1. Přehled rozsahu elektrooptiky Číslo v Obr. 1.1

Druh elektrooptického měniče

Hlavní aplikace

Příbuzné obory

1 energetické příjímače záření, foto-voltaické a termoelektrické články

energetika, fotoelektric-ká energetika (solární energetika, přenos ener-gie)

výroba elektrické ener-gie

2 přijímače optického signálu: fotoelek-trické a pyroelektrické detektory foto-nů, bolometry

fotometrie, signalizace a automatizace, teleko-munikace, optoelektro-nika

příjem rádiových signá-lů

3 přijímače obrazu: snímací elektronky a jiná snímací zařízení

televize, snímání dat, vstupní periferie počíta-čů

fotografie, kinematogra-fie, holografie

4 zdroje, vysílače záření: žárovky, kato-doluminiscenční a elektroluminiscenční zdroje, výbojky, lasery

ozařování a osvětlování, lokální ohřev, přenos energie, obrábění

výroba tepelné energie

5 vysílače optického signálu: zdroje záře-ní s vnitřní nebo vnější modulací (elekt-roluminiscenční diody, lasery)

signalizace, soustavy automatického řízení, telekomunikace, optoe-lektronika

vysílání rádiových sig-nálů

6 vysílače obrazu: obrazovky, elektronic-ká projekční zařízení, laserové projek-tory, zobrazovací systémy

televize, výstupní peri-ferie počítačů, repro-dukční technika, zá-znam obrazu, optické paměti

fotografie, kinematogra-fie, polygrafie

7 kvantové zesilovače záření, převaděče záření

zesilování a spektrální transpozice záření

---

8 optrony, kvantové zesilovače záření optoelektronika, zpra-cování informace nese-né optickým signálem

---

9 převáděče obrazu, zesilovače jasu noktovize, rentgenová diagnostika, elektronová mikroskopie

infračervená fotografie, rtg skiaskopie, xerogra-fie

10 ? ? --- 11 optrony zesilovače elektrického

analogového signálu, logické obvody, relé optoelektronika

elektronika

12 ? ? řádkovací elektronová a optická mikroskopie

Optoelektronikou zde budeme nazývat technickou disciplínu zabývající se návrhem a konstrukcí prvků a soustav pro přenos, transformaci, záznam a uchování elektrických a optických, jedno i více-rozměrných signálů i soustav pro přenos a transformaci energie, principiálně založených na využití vlastností fotonové vazby, účinků optického záření na hmotu či vlivu hmotného prostředí na elektro-magnetické pole optického oboru. Třebaže intenzívní vývoj optoelektroniky probíhá teprve v posledních dvou desetiletích, vydobyl si tento obor techniky pevné místo mezi progresivními způso-

Page 9: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Úvod

9

by zpracování informace a našel úzký vztah k mnoha technickým disciplínám, v nichž se zdálo být neotřesitelné výsadní postavení elektroniky. Velmi vysoká frekvence nosné vlny v optických komuni-kacích Hz1510≈ν , tedy až 105x vyšší než nejvyšší kmitočty v osvojeném pásmu centimetrových vln, dovoluje kupříkladu použít mnohem vyšší modulační kmitočty, a tím dává možnost dosažení vysoké informační kapacity optického kanálu. Ve spojení s velmi nízkými hodnotami útlumu optických vlák-nových vlnovodů, až 0,5 dB/km, znamená využití optoelektroniky kvalitativní krok v rozvoji kabelo-vé telekomunikační techniky. Malá hodnota délky vlny optického záření, m610−≈λ , má zásadní vý-znam při vytváření ostře směrových vlnových polí s rozbíhavostí menší než 1”. Tato skutečnost dovo-luje velmi koncentrovaně a s malými ztrátami přenášet elektromagnetickou energii do zadané oblasti v prostoru, což otevírá možnost použití optoelektronických zařízení např. v jaderné technice, ale i ve vojenství. Délkou vlny je také omezen minimální průměr vlnového svazku šířícího se volným prosto-rem. Hodnota 3λ představuje teoretickou mez minimálního objemu zaujímaného kvantem elektro-magnetického záření. Pro obor optických kmitočtů to znamená např. možnost dosažení velmi vysoké hustoty zápisu informace v optických pamětech s přímým záznamem (až 1012 bit/m²). Malá divergence optického záření spolu s malým minimálním průřezem vlnového svazku umožňuje realizovat časo-prostorové modulace světelného paprsku. Minimální element vlnoplochy modulovatelný nezávisle na okolí je velikostí plochy blízký hodnotě 2λ (10-12m²). Otevírají se tak nebývalé možnosti pro syntézu soustav s paralelním zpracováním informace. Využitím transformačních vlastností optických členů lze jednoduchými prostředky sestavovat jak členy realizující velmi složité integrální transformace více-rozměrných signálů, prostorovou filtraci, kódování a analýzu plošných obrazců, tak i členy realizující paralelní formou složité maticové operace s velkými soubory dat pracující rychlostmi blížícími se rychlosti světla. Spolu s rozvojem optických pamětí se zdá být tento fakt počátkem etapy optoelektro-niky v konstrukcích vysoce výkonných výpočetních komplexů.

Použití elektricky neutrálních fotonů jako nositelů vazby při přenosu informace, a z toho vy-plývající možnost ideálního galvanického oddělení vstupu a výstupu soustavy, možnost zaručení jed-nosměrného toku informace, možnost konstrukcí multiplexerů bez jinak nezbytného přizpůsobování zátěže, necitlivost k vlivům rušících elektromagnetických polí a odolnost proti vzájemným přeslechům a parazitním vazbám v paralelních kanálech, všechny tyto přednosti odkrývají principiálně nové mož-nosti konstrukce vazebních prvků a členů vyhovujících i nejpřísnějším požadavkům na kvalitu přenosu informace a určených pro nejsložitější provozní podmínky. Optoelektronické přenosové členy se u platní všude tam, kde je elektronické zařízení vystaveno působení vysokých a velmi vysokých napětí, účinkům extrémních teplot, vibrací či agresivních prostředí.

Miniaturizací a integrováním prvků optoelektronických soustav zpracování informace je možno vytvářet jednotky obdobné elektronickým integrovaným obvodům. Tyto optické integrované funkční celky pak nabízejí zcela nový přístup k řešení mnoha složitých problémů přenosu a zpracování signá-lů. S rozvojem technologie integrované optiky se tyto prvky mohou stát konkurenty prvků moderní mikroelektroniky.

Možnosti holografie dále kvalitativně rozšiřují aplikace optoelektroniky a ukazují nové způsoby řešení problémů v oblasti záznamové a zobrazovací techniky, v oblasti rozpoznávání obrazců, a tedy při konstrukcích periferních zařízení počítačů. Optoelektronika zaznamenala výrazné úspěchy v metrologii, lokaci a navigaci, zasloužila se o rozvoj televizní techniky, byla kolébkou noktovize a termovize. Pronikla do geologie, biochemie, medicíny a dalších oborů lidské činnosti.

Bouřlivý rozvoj výzkumu v oblasti optoelektroniky je stimulován zejména tím, že se současné prostředky techniky zpracování informace ocitají na dosah hranic svých teoretických možností, jak co do rychlosti, tak co do minimalizace objemu a energie nutné pro elementární operaci. Proto optoelek-tronika, která v řadě případů nabízí zcela nové, teoreticky mnohem méně omezené prostředky infor-mační techniky, přechází mnohde od funkcí obsluhy a doplňků současné mikroelektroniky k přímým náhradám mikroelektronických zařízení v základních funkcích soustav zpracování informace.

1.2 Historický vývoj

Vývoj této byť velmi mladé technické disciplíny se opírá o řadu fyzikálních poznatků a objevů s podstatně vzdálenější minulostí. Některé významné objevy tvořící teoretický základ optoelektroniky jsou spojeny se jmény fyziků minulého století Faraday, Maxwell, Kerr.

Page 10: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

10

Problematikou průchodu a vedení světla tenkými vrstvami dielektrik se zabýval již Newton, po něm zejména Young a Fresnel. Jejich práce vytvořily ve druhé polovině 19. stol. základ pro objev Angličana J. Tyndalla, že světlo je vedeno a směrováno dielektrickým prostředím (tenkým paprskem vody vytékajícím horizontálně a nádoby). Technické využití tohoto poznatku však přišlo teprve po uplynutí celého století. V roce 1964 formuloval J. K. Maxwell základní soustavu rovnic elektrodyna-miky dokazující mimo jiné totožnost podstaty radiových vln a podstaty optického záření a umožňující odvodit matematický popis šíření elektromagnetických vln reálnými hmotnými prostředími. Několik let na to, v roce 1873, pozoroval anglický fyzik W. Smith (nezávisle na něm i Rus A. G. Stoletov v roce 1888) jev fotoelektrické vodivosti při dopadu slunečních paprsků na destičku selenu. Po několi-ka letech byl sestrojen první selenový fotočlánek měnící sluneční energii v elektrickou přímou kon-verzí na principu fotovoltaického jevu a objeven i vnější fotoelektrický jev. v roce 1875 pozoroval Kerr v nitrobenzenu a později i v sirouhlíku vznik optické anizotropie působením elektrického pole. Objevil tak kvadratický elektrooptický jev způsobující umělý dvojlom v izotropních látkách využíva-ný k polarizaci světla a později k modulaci či deflekci optického záření.

V roce 1917 byla geniálním německým fyzikem Albertem Einsteinem objevena při analýze in-terakce záření a hmoty možnost indukované emise světla, a položeny tak první základy rozvoje kvan-tové elektroniky. V roce 1947 se v časopise Nature objevuje první zmínka Denise Gabora o fázovém záznamu koherentního optického vlnového pole a o zobrazení trojrozměrných objektů. Je představen princip holografie. Einsteinovu fenomenologickou elementární teorii záření a existenci stimulované emise experimentálně potvrdili v r. 1954 nezávisle Američané Gordon, Zeiger a Townes a sovětští vědci N. G. Basov a A. M. Prochorov sestavením prvního mikrovlnného kvantového zesilovače a poz-ději generátoru MASERu (Microwave Amplification by Stimulated Emision of Radiation) založeného na separaci molekul čpavku excitovaných na vyšší hladinu kmitového spektra. Poté následoval i návrh tříhladinového maseru s pevnou látkou podaný Blombergenem (1956). Vzniká tak nové odvětví tech-niky – kvantová elektronika.

Schawlow a Townes uvedli v roce 1958 teoretický rozbor možností kvantových generátorů zá-ření v optické oblasti , naznačili postup ověření položené teorie konstrukcí optického zesilovače v plynné fázi a navrhli užití Fabry-Perotova rezonátoru. Jejich úvahy úspěšně realizoval v r. 1960 T. H. Maiman, který však místo plynu použil jako aktivní látky monokrystalu rubínu a Fabryho-Perotovým rezonátorem tvořeným postříbřenými čely rubínové tyčky. Vytvořil tak první impulsně pracující pevnolátkový LASER (Light Amplification by Stimulated Emision of Radiation). Rok nato byl spuštěn první kontinuální plynový laser pracující v infračervené oblasti se směsí helia a neonu. Tyto práce položily základní kameny tzv. "laserové" optoelektroniky. Počátkem intenzivního rozvoje nelineární optiky byly pokusy amerického fyzika P. Frankena, který se svými spolupracovníky v roce 1961 demonstroval generaci druhé harmonické složky záření rubínového laseru procházejícího mono-krystalem křemenu.

V následujícím období byla prezentována řada prací zabývajících se stimulovanou emisí záření v polovodičích. Teoretický základ myšlenky využití polovodičů pro generaci koherentního záření roz-pracovali v letech 1958 až 1959 Basov s Popovem. Injekcí v p-n přechodech pro vybuzení koherentní-ho záření se dále zabýval i O. N. Krochin. První injekční laser byl konečně sestrojen v r. 1962 součas-ně v celé řadě laboratoří USA i SSSR. Všechny konstrukce vycházely z degenerovaného p-n přechodu intermetalického roztoku GaAs. Prvou zprávu o něm dal americký fyzik R. N. Hall se spolupracovní-ky. V roce 1964 se objevily práce o polovodičových laserech s jinými typy materiálů. Bogdančuk a Děvjatkov získali laserový efekt při bombardování krystalu CdS elektronovým svazkem s vysokou energií. Grasjuk a Katylin sestrojili polovodičový laser s optickým čerpáním. V letech 1963 – 1968 byly intenzivně studovány možnosti využit pro polovodičové lasery injekci v heteropřechodech. Na teoretické statě Kroemera a technologické úspěchy Wodalla z laboratoří IBM při vytváření heterogen-ních vrstevnatých struktur epitaxí z kapalné fáze navázali Rupprecht, Panish, Hayaski z Bellových laboratoří a Alferov, Andrejev a další z výzkumných ústavů AV SSSR úspěšnými konstrukcemi hete-rostrukturních laserů GaAs – AlxGa1-xAs. Současně s rozvojem koherentních zdrojů záření se práce výzkumníků zabývaly i dalším typem optických zdrojů, nekoherentními polovodičovými luminiscenč-ními diodami. Již v roce 1921 se podařilo O. V. Losevovi zachytit a popsat elektroluminiscenci v modré oblasti spektra vzniklou při průchodu stejnosměrného proudu destičkou polykrystalického karbidu křemíku. V r. 1956 byla objevena injekční elektroluminiscence, v r. 1962 se objevují infračer-vené GaAs luminiscenční diody a v roce 1964 už červené a zelené luminiscenční diody a GaP. Teprve

Page 11: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Úvod

11

v poslední době se objevují elektroluminiscenční diody v modré oblasti spektra ponejvíce na bázi GaN se strukturou M-I-S. Pokud se týká fotodetektorů, již v r. 1917 se začalo s průmyslovou výrobou a využitím fotoodporů, posléze ve 20. letech byla provedena řada experimentů s fotoemisními katodami. Většina současných fotoelektrických přijímačů, jako fotodiody, fototranzistory a další prvky založené na p-n přechodu, se objevily až začátkem 50. let. V těchto letech se začalo i se zkoumáním elektroop-tických vlastností umělých krystalů dihydrofosfátu amonného (ADP) a dihydrofosfátu draselného (KDP) a byly zvládnuty principy modulace světla. Ve stejném období se začíná rozvíjet i výzkum v oblasti vláknové optiky a optických vlnovodů. Teprve nedávná minulost však dala vzniknout většině dnes využívaných optoelektronických prvků, přístrojů a zařízení. První zmínky o pokusech s optrony se datují do roku 1955, jejich průmyslová výroba však začíná až v letech 1965 ÷ 67. Průkopnické prá-ce v oblasti perspektivních zobrazovacích zařízení, jak na bázi polovodičů, tak prvků s kapalnými krystaly, vznikají až v letech 1966 ÷ 68. Ještě později se začala rozpracovávat problematika tak závaž-ných optoelektronických systémů, jako jsou optické vláknové spoje, jejichž idea se zrodila v roce 1966 a první praktické pokusy se datují do období počátku 70. let. Prvé záznamové destičky holografických pamětí se objevují kolem r. 1967, zrod koncepce a základní experimenty planární integrované optiky spadá do let 1969 - 1971.

Je tedy vidět, že optoelektronika je velmi mladá a překotně se rozvíjející oblast vědy a techniky. Přesto si dobyla takových pozic, jakých mnoho jiných technických odvětví nedosáhlo ani za dobu mnohonásobně delší. Rychlý rozvoj této disciplíny je zákonitě doprovázen nestabilitou užívané termi-nologie a také rychlým morálním stárnutím poznatků a idejí. Přesto se pokusme o podání stručného rozboru nejdůležitějších fyzikálních a technologických principů používaných v několika nejzávažněj-ších sférách aplikací optoelektroniky.

Page 12: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

12

2 Základní principy V optoelektronice se na zpracování informace vedle elektronických principů podílí, ať jako no-

sitel užitečného signálu či jako prvek realizující pomocné funkce, optické záření. Právě koexistence optických a elektronických forem zpracování informace založená na využití vlastností optického záře-ní je jedním ze základních znaků optoelektronických soustav pro přenos a zpracování informace. Uveďme tedy některé principiální poznatky o podstatě, vlastnostech optického záření a jeho vztazích ke hmotnému prostředí. Na základě těchto vztahů budeme moci analyzovat složitější jevy a principy často užívané v optoelektronice a budeme moci činit závěry při posuzování teoretických možností jednotlivých technických principů zpracování informace, což bude jistě cenným vodítkem k hodnocení praktického uplatnění optoelektroniky.

2.1 Optické záření

Optické záření se v optoelektronice v té či oné formě podílí na přenosu či zpracování informace. Ob-raťme tedy nyní pozornost ke krátké rekapitulaci poznatků o podstatě optického záření a jeho nejdůle-žitějších vlastnostech.

2.1.1 Elektromagnetická a kvantová teorie světla

Základním předpokladem, z něhož zde budeme dále vycházet, je fakt, že světlo je svou podstatou elek-tromagnetické vlnění tvořené vzájemně podmíněnými časovými změnami intenzity elektrického a magnetického pole šířícími se v prostoru podle zákonů elektrodynamiky. Takto vzniklé elektromagne-tické pole je v prostoru i čase dokonale popsáno Maxwellovými rovnicemi známými např. ve tvaru:

Prostředí v němž se elektromagnetické pole šíří je charakterizováno rovnicemi:

Vektory Dr

a Br

označují elektrickou a magnetickou indukci, Jr

je vektor proudové hustoty, Er

a Hr

jsou vektory intenzit elektrického a magnetického pole, ρ značí hustotu prostorového náboje, veličiny ε a µ jsou v obecném případě tensory permitivity a permeability prostředí.

Pro homogenní lineární izotropní bezeztrátová prostředí platí, že 00 , µµµεεε rr && == , kde 0ε a

0µ je permitivita a permeabilita vakua. Zabýváme-li se šířením elektromagnetického pole ve volném lineárním izotropním homogenním bezeztrátovém prostředí, v němž 0,0 == ρJ , máme:

Aplikací operátoru rotace na některou z prvých dvou Maxwellových rovnic, užitím vektorové identity rot rot u = grad div u - ∆u a jednoduchou úpravou dostáváme:

tBErot

tDJDrot

∂∂

−=

∂∂

+=r

r

rrr

(2 - 1)

HBEdiv

EDDdivrr

rrr

µ

ερ

ˆ,0

ˆ,

==

==→

(2 - 2)

0,,0,,, ====∂∂

−=∂∂

= BdivHBDdivEDtBErot

tDHrot

rrrrrrr

rr

rµε (2 - 3)

2

2

2

2

,tEE

tHH

∂∂

=∆∂∂

=∆r

rr

rµεµε (2 - 4)

Page 13: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

13

což jsou jak vidno Laplaceovy vlnové rovnice pro vektory Er

a Hr

. Jejich řešením jsou všechny vektorové funkce tvaru monochromatické harmonické prostorové vlny:

Při tom platí:

Kde: fπω 2= je úhlový kmitočet vlnění, r je polohový vektor v kartézských souřadnicích, s je jednotkový vektor ve směru šíření vlny a

sk rrµεω= je vlnový vektor ( konstanta šíření).

Fázovou rychlost fv této prostorové vlny lze odvodit z výrazu pro modul vlnového vektoru kr

, neboť:

a odtud:

Tato rychlost je v reálném prostředí vždy menší než rychlost světla ve vakuu c, neboť ve vakuu nabý-vá permitivita a permeabilita prostředí nejnižší možné velikosti:

smcmFmH 8

00

120

70 10998,21,10854,8,1056,12 •==•=•= −−

εµεµ

Podíl rychlosti světla ve vakuu k rychlosti světla v reálném prostředí se nazývá index lomu prostředí:

Prostředí s nižší rychlostí šíření elektromagnetických vln je označováno jako opticky hustší, prostředí s vyšší rychlostí šíření naopak nazýváme opticky řidší. Teoretickým odvozením vlnových rovnic (2 - 5) Maxwell předpověděl do té doby nepotvrzenou existenci elektromagnetického vlnění. Spojením uvedené teorie s experimenty Webera a Hertze byla, na základě srovnání vlastností šíření světla a šíře-ní elektromagnetického záření centimetrových vlnových délek prokázána elektromagnetická podstata světla. Soudobé technické prostředky dovolují generovat a využívat či alespoň detekovat elektromag-netické záření v kmitočtovém spektru od několika kHz do frekvencí řádově 1024Hz. Obor elektromag-netického záření typických vlnových délek 10nm ÷ 1mm, důležitý pro optoelektroniku, budeme nazý-vat oborem optického záření. Jeho postavení ve spektru všech známých typů elektromagnetického

( ) ( ) ( )[ ] rktjjEtE rrrr−= ωϕ exp,expRe 00

(2 - 5)

0

0,

0,

=•

=•+=×

=•−=×

HE

sHEsH

sEHsE

rr

rrrrr

rrrrr

εµεµ

(2 - 6)

fk π2=r

(2 - 7)

µελ

µελ 1,1

=== fvf f

(2 - 8)

rrfv

cn εµ==

(2 - 9)

Page 14: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

14

záření ukazuje Obr. 2.1, dělení optického oboru podle doporučené mezinárodní normy DIN 5301 je uvedeno v tabulce Tab. 2.1. Pojem světlo budeme dále užívat jen pro optické záření ve viditelném pásmu, tj. v rozmezí vlnových délek 380 ÷ 780 nm.

Obr. 2.1 Přehled kmitočtového spektra elektromagnetického záření; S – blízké, M – střední, L – vzdálené, IR – infračervené, UV – ultrafialové.

Elektromagnetické vlny, a zejména optické záření, však vykazují jisté další významné vlastnosti, ne-slučitelné s jednoduchou představou homogenního vlnového pole. Počátkem našeho století německý fyzik M. Planck ukázal na příkladu záření absolutně černého tělesa, že optické záření může být pohl-cováno nebo vyzařováno jen ve zcela určitých celistvých energetických kvantech velikosti:

Písmeno h zde značí Planckovu konstantu, elementární účinkové kvantum. Energie zářivého toku podle toho není v prostoru vždy homogenně a spojitě rozložena, nýbrž je soustředěna v jistých cen-trech, částicích, které později Einstein nazval fotony a vysvětlil jimi podstatu fotoelektrického jevu.

sJhkdehE ⋅•==== −3410626,62, hh πων (2 - 10)

Page 15: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

15

Z Einsteinova relativistického vztahu pro celkovou energii E pohybující se částice s klidovou hmot-ností m0

lze dospět k závažnému poznatku, že impuls fotonu, polní částice nesoucí elementární energetické kvantum vlny, tedy částice s klidovou hmotností m0 = 0 pohybující se rychlostí c, má konečnou veli-kost:

Frekvence rozhlasových vln je relativně malá, a proto i jejich elementární energetické kvantum n je svou velikostí zanedbatelné. Výměna energie mezi hmotným prostředím a polem se v tomto případě experimentálně jeví jako zcela spojitá. Kvantum rentgenového záření má naopak energii značně vyso-kou a při interakci záření a hmoty tato skutečnost vystupuje jednoznačně do popředí. Z uvedeného vyplývá, že povaha světla má nutně dva aspekty, kvantový a vlnový. V optických jevech se tedy pro-jevuje zvláštní dualismus. Světlo má jednak vlastnosti, které svědčí o jeho vlnové podstatě (polarizace, schopnost chybu a interference), a také vlastnosti, které přímo dokazují jeho korpuskulární charakter (fotoelektrický jev, Comptonův rozptyl fotonů na elek-tronech,….). Kvantová ani vlnová teo-rie odděleně nedává úplný a přesný obraz povahy světla. Jen obě hlediska současně umožňují provést komplexní a objektivní rozbor všech optických jevů.

Obraťme však nyní pozornost k některým významným vlnovým cha-rakteristikám optického záření, které hrají důležitou roli v mnoha případech použití optického záření pro zpracování signálů.

2.1.2 Polarizace elektromagnetické vlny

Typ polarizace záření je určen plochou, kterou v prostoru vytvoří směry vektoru elektrické intenzity E podél libovolného paprsku vlny. Je-li touto plochou v prostoru rovina, hovoříme o lineární polarizaci vlnění. Jde-li o pravidelnou šroubovici, má popisovaná vlna rotační polarizaci. Z Obr. 2.1 je zřejmé, že lineárně polarizované vlnění s libovolnou polohou polarizační roviny lze vždy rozložit do dvou složek stejného kmitočtu, lineárně polarizovaných ve vztažných směrech.

Zavedeme-li ve vztahu (2 - 5) komplexní amplitudu intenzity E jako ( )00* exp ϕjEE

rr= , může-

me pro amplitudu 0Er

elektromagnetické vlny lineárně polarizované v obecném směru psát:

420

222 cmcpE +•= (2 - 11)

shkscEp rr

hrr

λ=== (2 - 12)

Tab. 2.1. Dělení oboru optického záření

Oblast záření (značka) Číslo pásma Rozsah (nm) vln. délek

Rozsah kmitočtů (THz)

0 10 – 100 29980 – 29981 100 – 215 2998 – 10712 215 – 280 1071 – 9523 280 - 380 952 – 789

viditelná (VIS) 4 380 - 780 789 – 3845 780 – 1430 384 – 2146 1430 – 3000 214 – 1007 3000 – 10 100 – 0,3

ultrafialová (UV)

infračervená(IR)

( )( )

yx

yyy

xxx

y

jEE

jEE

yExE

00

0*0

*0

0*0

*0

*00

exp

exp

ϕϕ

ϕ

ϕ

=

=

=

+=rrr

(2 - 13)

Page 16: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

16

Normováním složek *0 xEr

a *0 yEr

například k hodnotě *0 xECr

= a jejich uspořádáním do sloupcového vektoru získáme tzv. Jonesův vektor polarizace:

Jonesův vektor vlny lineárně polarizované smě-

ru osy x má tvar

=

01

kJ , Jonesův vektor

tvoří význačnou matematickou pomůcku při analýze komplikovaných polarizačních jevů. Užitečnost popisu polarizačních jevů Joneso-vým vektorem ilustrujme na příkladu, kdy vek-tor elektrické intenzity elektromagnetické vlny mění svůj směr v prostoru. Jednou z eventualit tohoto případu je rotační polarizace vlny. Zde koncový bod vektoru E

r opisuje v prostoru

šroubovici s kolmým průmětem obecného tva-ru. Speciálním typem rotační polarizace je po-larizace kruhová, kdy průmět –šroubovice ve směru pohybu vlny je kružnice. Takovou vlnu, jak vidět z Obr. 2.3, lze sestavit ze dvou vzá-jemně kolmo lineárně polarizovaných vln shodného kmitočtu, se stejnými amplitudami

elektrických složek intenzity, navzájem fázově posunutých o úhel π/2. Jonesův vektor pravotočivé kruhově polarizované vlny z Obr. 2.3 má dle (2 - 14) tvar:

=j

J k

1

(2 - 15)

Kompozici kruhově polarizované vlny ze dvoulineárně polarizovaných vln potvrzuje i vektorová iden-tita:

Nestejnou velikostí amplitud složek Eox a Eoy nebo jejich jiným fázovým posuvem lze se-stavit vlnu, jejíž vektor intenzity bude v prostoru opisovat šroubovici s eliptickým průřezem, tzv. elipticky polarizovanou vlnu. Z geometrické představy i z matematického formalismu vytvořeného zavedením Jonesova vektoru je možno vyvodit tvrzení duální k

(2 - 16, pravící, že lineárně polarizovanou vlnu lze sestavit superpozicí dvou odpovídajících kruhově polarizovaných vln s vzájemně opačným smyslem rotace, např.:

( ) ( )[ ]

−=

=

xyyxy

x

jEECECE

J00

*0

*0

*0

*0

exp1

ϕϕ

(2 - 14)

Obr. 2.2 Přehled kmitočtového spektra elektromagnetic-kého záření; S – blízké, M – střední, L – vzdálené, IR – infračervené, UV – ultrafialové

+

=

+=

jj

JJJ yxk

0011

(2 - 16)

Obr. 2.3 Kruhově polarizovaná vlna

Page 17: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

17

Rozptýlené světlo, či světlo z tepelných zdrojů nelze přirovnat ani k jednomu z vyjmenovaných zvláštních případů polarizovaného elektromagnetického vlnění. Okamžitý směr a modul vektoru in-tenzity takového záření se mění zcela stochasticky v rovině kolmé na směr záření. Je to záření nepola-rizované, ale jako ostatní typy řešení vlnové rovnice (2 - 14) ho lze vždy sestavit superpozicí nekoneč-né řady parciálních řešení, tedy např. řady lineárně polarizovaných vln s různými kmitočty, počáteč-ními fázemi, směry polarizace a velikostmi amplitudy elektrické intenzity.

2.1.3 Koherence záření

Víme, že světlo, jako elektromagnetické záření, je vlastně vektorové, harmonické prostorové silové pole, a tedy při vzájemné superpozici dvou světelných vln je možno výsledek v každém okamžiku popsat vektorovým součtem okamžitých hodnot intenzit E1, E2 jednotlivých složek. Je-li pro jednodu-chost směr obou skládajících se vektorů v prostoru shodný a zůstává-li rozdíl fází 21 ϕϕϕ −=∆ obou vlnění v některých bodech prostoru dosti dlouho konstantní, může v těchto bodech nastat okem výraz-ně pozorovatelné zeslabení nebo zesílení světla. V případě stejného směru obou vektorů můžeme vek-torové pole ( )trE , nahradit polem skalárním:

a výslednou amplitudu v daném místě lze vyčíslit ze vztahu:

Takovou superpozici světelného vlnění pak nazýváme interferencí světla. Nebudou –li uvedené před-poklady splněny po dostatečně dlouhou dobu, můžeme v dané oblasti prostoru pozorovat jen střední hodnotu zmíněného vektorového součtu amplitud s velikostí nezávisející již na okamžitých fázových poměrech 2

22

12 AAA += .

Optické záření, i když má povahu elektromagnetických vln, vzniká většinou odlišným způso-bem než vlny rádiového oboru, vzniká při současném působení velmi vysokého počtu elementárních zdrojů vysílajících kvanta záření obvykle nezávisle na sobě. Proto výsledné záření, nehledě na polari-zaci, nebývá obyčejně monochromatickou vlnou, která by se dala popsat vlnovou funkcí (2 - 6), a vět-šinou u něho nelze přímo pozorovat interferenci vln, jev běžný na radiových frekvencích. Elektromag-netické záření, které je schopno vyvolat interferenční jevy, označujeme jako záření koherentní, v opačném případě jde o záření nekoherentní. Jednoduše můžeme říci, že koherentnost záření, neboli schopnost záření interferovat, je určena tím, jak věrně vlastnosti zkoumaného záření vystihneme ná-hradou pomocí ideálně monochromatické vlny splňující všechny podmínky interference. Kvalitu ná-hrady reálného záření monochromatic-kou vlnou ovlivňují především dva zá-kladní faktory. Ukazuje se, že koherent-nost světla konvenčních zdrojů je nutno posuzovat podle prostorové a časové stability záření. Zavádí se poje prostoro-vá a časová podmínka koherentnosti světla.

+

+

=

+= −+

jj

JJJ kkx

1102

(2 - 17)

( ) ( ) ( ) ( )( )rktjtrAtrutrE rrrrrr−=≈ ωexp,,, (2 - 18)

2221

21

2 cos2 AAAAA +∆+= ϕ (2 - 19)

Obr. 2.4 Spektrum amplitudy a energie vlnové dávky

Page 18: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

18

Časová podmínka koherence

Je vyjádřena tzv. koherenčním časem či koherenční délkou bodového zdroje světla. Předpokládáme, že jednotlivé elementární oscilátory zkoumaného bodového zdroje vysílají zcela nezávisle na sobě kvazimonochromatický signál, vlnovou dávku:

Dále předpokládáme, že interferenční pole zkoumáme v optickém přístroji dělících emitované záření na dva svazky, viz Obr. 2.5a, které jsou do sledovaného prostoru přivedeny po proběhnutí nestejné optické dráhy. Je-li rozdíl optických drah paprsků větší, než τclk = , bude v místě zkoumání docházet ke superpozici záření pocházejících vždy z dvou nezávislých vlnových dávek. Je jasné, že dvě vlnové dávky, které mají nulový průnik, pro něž platí τ>− 21 TT , nemohou přispět k interferenčním jevům. Jejich rázové rozdíly 21 ϕϕϕ −=∆ jsou totiž náhodnou veličinou. K interferenčním jevům tedy při-spívají jen složky záření generované jedinou vlnovou dávkou. Autokorelační funkce kvazimonochro-matického signálu (2 - 20), která v našem případě reprezentuje třetí, z hlediska interference jediný podstatný člen pravé strany rovnice (2 - 19), je však nenulová jen pro časová posunutí τ<T , z čehož plyne, že zkoumaný světelný zdroj bude vykazovat interferenční jevy jen při dráhovém rozdílu pa-prsků

,21

τclllll

k =<∆

−=∆

(2 - 21)

kde kl je koherenční délka τ je koherenční čas

Odtud plyne, že bodový zdroj záření bude absolutně časově koherentní tehdy, bude-li fázový rozdíl vlnění jím produkovaného v libovolných dvou místech prostoru nezávislý na čase. Kvazimonochroma-tické vlnění pak přechází v monochromatickou vlnu, jejíž koherenční čas ∞→τ . Fourierovou analý-zou lze snadno získat průběh spektrální hustoty amplitudy a spektrální hustoty energie vlnové dávky s koherenčním časem τ , viz Obr. 2.4 a rovnice (2 - 22).

( ) ( )[ ]( )

( ) ( )[ ]( )[ ]20

02

0

0

4sin

2sin

ffffKfW

ffff

CtA

−−

=

−−

=

πτπτ

τπτπτ

(2 - 22)

Zjištěním průběhu spektrální hustoty výkonu reálného záření je tedy možno z velikosti šířky spektrální čáry f∆ s dostatečnou přesností stanovit parametry určující časo-vou podmínku koherence.

Prostorová podmínka koherentnosti K formulaci této podmínky jsme vedeni experimen-

tálním poznatkem, že interferují pouze poznatkem, že interferují pouze svazky, vycházející z dostatečně malých zdrojů. Při studiu interference dvou bodových částečně vzájemně závislých zdrojů záření vycházíme ze situace na Obr. 2.5b. Bude-li dráhový rozdíl 21 lll −=∆ bodu C, v němž zkoumáme interferenci zdrojů, nulový, pak

( ) ( ) ( )[ ]20

2,2cos 0

π

πϕπ

≥−=

<−+−=

r

rrrr

Tt

TtproTtfAtv

(2 - 20)

Obr. 2.5 Interference záření jednoho a dvou bodových zdrojů.

Page 19: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

19

k tomu, aby zde zdroje A a B interferovaly, stačí, aby záření těchto zdrojů v místech vzniku měla kon-stantní fázový rozdíl ϕ∆ . Tyto zdroje pak nazýváme vzájemně koherentní. Plošný zdroj je označován jako prostorově koherentní tehdy, vykazují-li konstantní rozdíly fází vlny všech dvojic bodů zdroje. Aby však došlo k interferenci vzájemně koherentních zdrojů A, B i mimo oblasti s nulovým dráhovým rozdílem záření, je třeba vyhovět i časové podmínce koherentnosti zdrojů záření.

Plně koherentní reálný plošný zdroj světla, jak plyne z uvedeného, je takový zdroj, jehož všech-ny body jsou vzájemně plně prostorově koherentní, a nad to je každý z nich koherentní časově.

2.2 Šíření elektromagnetických vln reálným prostředím

V kapitole 2.1.1 jsme naznačili postup hledání obecného řešení tvaru rovinné elektromagnetické vlny šířící se homogenním izotropním prostředím. Protože optoelektronika velmi často využívá zvláštností v chování záření při průchodu nehomogenními případně anizotropními prostředími, obohatíme naši teorii o ilustraci některých zvláště významných případů takového šíření elektromagnetických vln.

2.2.1 Elektromagnetická vlna na rovinném rozhranní

Při dopadu rovinné vlny na rovinné rozhraní dvou homogenních izotropních prostředí s různou optic-kou hustotou se v obecném případě tato vlna štěpí na vlnu odraženou, šířící se stejným poloprostorem jako vlna dopadající, a vlnu lomenou, procházející přes rovinu rozhraní do opačného poloprostoru dle Obr. 2.6. Rovina dopadu je určena směrem vlnového vektoru dopadajícího záření a kolmicí k rovině rozhraní vedenou v místě dopadu paprsku. Protože uvažujeme ideální rozhraní, jsou všechna místa v rovině rozhraní rovnocenná vzhledem k dopadající vlnoploše. Z toho také plyne, že i vlastnosti od-

ražené a lomené vlny nebudou záviset na místě dopadu. Fá-zové rozdíly vlnění mezi body A1, B1, C1 budou tedy shodné s odpovídajícími rozdíly fáze vlny mezi body A2, B2, C2. Je-li tedy např.

2211 CACA ϕϕ ∆=∆ je nutně rozdíl fáze mezi body C1, C2 roven

2121 AACC ϕϕ ∆=∆ , neboť

2111222121 CCCACAAACA ϕϕϕϕϕ ∆+∆=∆+∆=∆ . Podobnou úva-hou dospějeme ke vztahu

2121 BBAA ϕϕ ∆=∆ . Rozložíme-li vlnové vektory dopadající, odražené a lomené vlny do složek ve směrech jednotkových vektorů x, y kartézského souřadné-ho systému:

( ) ( )

( ) ykxkyxv

k

ykxkyxv

kykxkyxv

k

ryrxr

tytxtdydxd

rrrrr

rrrrrrrrrr

+=−=

+=−=+=−=

221

332

111

cossin

cossincossin

ααω

ααωααω

Jsou fázová zpoždění:

xtxtCCxrxrBBxdxAA lklklklklk ==∆==∆=∆rrrrr

212121,, ϕϕϕ

(2 - 23)

Jejich porovnáním zjišťujeme, že rxtxdx kkk == a dále 21 nnkk td = a rd kk = . Odtud plyne for-mulace Snellova zákona lomu a odrazu:

2

1

2

1

2

121 sin

sin,nn

vv

===αααα

(2 - 24)

Fresnelovy vztahy určující velikosti amplitud a fázových posuvů odražené a lomené vlny lze získat doplněním Snellova zákona universální okrajovou podmínkou pro chování elektromagnetické vlny na rozhraní dvou prostředí, která, vycházejíce z integrálního tvaru Maxwellových rovnic (2 - 1) a (2 - 2),

Obr. 2.6 Odraz a lom na rovinném roz-hraní

Page 20: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

20

stanoví, že složky vektorů elektrické a magnetické intenzity Er

a Hr

tečné k rovině rozhraní se musí na rozhraní měnit spojitě. Při analýze poměrů na rozhraní zkoumáme odděleně případ dopadu vlny transverzálně elektrické, s vektorem intenzity elektrického pole kolmým k rovině dopadu, a vlny transverzálně magnetické, s vektorem magnetické intenzity kolmým k rovině dopadu.

Pro vlnu TE z podmínky kontinuity tečných složek intenzit:

txrxdxtdr HHHxEEEz =+=+ ::rrr

(2 - 25)

Lze vyvodit vztahy pro poměry intenzit Er , Ed a Et . Pro vlnu TM můžeme z okrajové podmínky:

txrxdxtdr EEExHHHz =+=+ ::rrr

(2 - 26)

odvodit vztahy pro poměry intenzit tdr HHHrrr

a, .

21 rr µµ =

( )( )( )

( ) ( )( )( ) Mdd

rr

rrdr

Mddrr

rdt

Eddrr

rrdr

Eddrr

rdt

rHtgtgHHH

tHHH

H

rEEEE

tEEE

E

⋅=+−

=+−

=

⋅=−+

=+

=

⋅=+−−

=+−

=

⋅=+

=+

=

rrrr

rrr

r

rrrr

rrr

r

βαβα

ββµααµββµααµ

βαβααβ

ββµααµβαµ

βαβα

βαµβαµβαµβαµ

βαβα

βαµβαµβαµ

cossincossincossincossin

cossincossin2

cossincossincossin2

:TMsinsin

cossinsincoscossinsincos

sinsincos2

cossinsincossincos2

:TE

22

21

21

1

12

12

12

2

(2 - 27)

Jedná-li se o přechod záření z prostředí op-ticky řidšího do hustšího nebo je-li v opačném případě úhel dopadu vlny menší

než 12arcsin nnαB = , nabývají koeficienty odrazu r a transverze t reálných hodnot v otevřeném intervalu (0;1). Pro každý poměr

12 nn však existuje úhel dopadu (2 - 28) při němž dochází k tzv. totálnímu lomu transver-sálně magnetické vlny. V případě přechodu vlny z prostředí opticky hustšího do řidšího

s úhlem dopadu mα (2 - 29) vychází ze Snellova zákona pro úhel lomu vztah 1sin ≥β .

1

2

nn

arctgαH =

(2 - 28)

1

2arcsinnn

αm =

(2 - 29)

Jde o totální reflexi, kdy se přestává energie dopadající vlny šířit lomenou vlnou, a je celá převedena do vlny odražené. Výrazy pro koeficienty lomu však proti očekávání nebudou nulové, nabudou, stejně tak jako koeficienty odrazu, komplexních hodnot. Důsledkem toho jsou dva pozoruhodné jevy. Dopa-

Obr. 2.7 Vlna transverzálně elektrická a transverzálně magnetická.

Page 21: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

21

dající vlna TE a TM se při totální reflexi fázově posouvá o úhel Kϕ2 (TE), popř. rϕ2 (TM), splňující podmínku:

( ) ( )( ) α

αϕ

αα

ϕcos

sin,

cossin

212

212

2212

2

nnnn

tgnn

tg rk

−=

−=

(2 - 30)

Navíc zjišťujeme, že i když se vlna úplně odráží, za rovinou rozhraní v poloprostoru lomené vlny exis-tuje elektromagnetické pole s elektrickou intenzitou, jejíž amplituda exponenciálně klesá se vzdálenos-tí od rozhraní ve směru kolmice dopadu:

( ) ( )

⋅−

−= xcn

tjnncn

yEyxE αωαω

sinexpsinexp, 1212

210

rr

(2 - 31)

s hloubkou vniku:

22

221 sin2 nn

L−

=απ

λ

(2 - 32)

tím větší, čím bližší je úhel dopadu meznímu úhlu mα . Energie je touto vlnou vedena jen ve směru podél rozhraní. Ve směru kolmice dopadu energie pouze osciluje, smysl jejího toku se periodicky mě-ní.

2.2.2 Elektromagnetická vlna v anizotropními prostředí

Prostředí, jehož vliv na procházející elektromag-netickou vlnu se obecně liší v závislosti na směru šíření a na polarizaci záření, se nazývá opticky anizotropní. Dielektrickou permitivitu a magnetic-kou permeabilitu takového prostředí je nutno po-važovat za tensorové veličiny, neboť zde zpravidla při vyvolání elektrického či magnetického pole vznikají prostorové odchylky směru vektorů in-dukce D

r a B

r od intenzit E

r a H

r, což má za

následek vznik jistých zvláštností při průchodu rovinné elektromagnetické vlny.

V případě nemagnetického opticky pasivní-ho dielektrického prostředí, jakým bývají dielek-trické krystaly, způsobuje reálný tensor permitivi-ty ε pouze prostorovou ( nikoliv fázovou ) úhlo-

vou deviaci vektoru dielektrické indukce a intenzity:

=

⋅=

z

y

x

z

y

x

EEE

ihgfedcba

DDD

ED ,ˆrr

ε

(2 - 33)

Vzhledem ke stejnému směru vektorů Br

a Hr

pak vzniká situace, kdy směr vlnového vektoru kr

, určený vektorovým součinem BD

rr× je odlišný od směru toku energie specifikovaného Poytingovým

vektorem HEPrrr

×= . To je příčinou rozštěpení procházející elektromagnetické vlny na dvě vzájemně kolmo lineárně polarizované vlastní vlny, které materiálem procházejí nezávisle na sobě a beze změny své povahy ( tj. typu a směru polarizace). Vlastní vlny se prostředím mohou šířit různými směry a různou rychlostí. Chování popisovaného prostředí lze modelovat pomocí tzv. elipsoidu indexů lomů.

Obr. 2.8 Elipsoid indexů lomů.

Page 22: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

22

Víme, že rychlost šíření elektromagnetické vlny dielektrikem je velmi těsně spjata s relativní permitivitou prostředí, tedy v podstatě s poměrem hustoty energie elektrického pole dané vlny ve zkoumaném prostředí ku hustotě energie elektromagnetické vlny je dána vztahem:

xz

zx

yz

zy

xy

yx

z

z

y

y

x

xe

DDDDDDDDDEDw

εεεεεε+++++=⋅=

222

21

21

21

21 rr

(2 - 34)

V prostoru elektrické indukce tvoří tato rovnice plochu obecně natočeného trojosého elipsoidu ve stře-

dové poloze. Substitucí 02 εew

Drr

r= získáme:

1222 2222

2

2

2

2

2

=+++++yzxzxyzyx n

yznxz

nxy

nz

ny

nx

(2 - 35)

V takto normovaném elipsoidu indexu lomů (viz Obr. 2.8), vytne rovina vektorů Er

a Hr

elektro-magnetické vlny vedená středem souřadné soustavy elipsu, jejíž dvě hlavní osy jsou identické se smě-ry polarizace dvou vlastních vln, které se v materiálu daným směrem mohou šířit. Fázové rychlosti

šíření vlastních vln jsou dány tzv. hlavními indexy lomu tvořícími délky obou hlavních poloos této elipsy. Směry postupu dvou vlastních vln nebudou v tomto případě, ani při předpokladu kolmého dopadu záření na materiál, vždy totožné se směrem šíření přicházející elektromagnetické vlny. Shodné a tímto směrem budou jen tehdy, bude-li vlna dopadat ve směru některé z hlavních os elipsoidu. Pro všechny ostatní orientace elipsoidu ke směru dopadu vlny je možno pozorovat tzv. dvojlom, kdy jedna hlavní vlna (řádná) sleduje směr původní dopadající vlny, druhá vlna, k ní kolmo polarizovaná (mimořádná), se od původního směru odchýlí.

V případech, kdy dvě hlavní osy elipsoidu bu-dou mít stejné velikosti, lze ze všech různých řezů elipsoidu rovinami jdoucími jeho středem nalézt jen jedinou, v níž vytne elipsoid kružnici. Je to právě rovina, daná dvěma shodnými hlavními osami. Třetí osa elipsoidu se pak nazývá optická osa krystalu a popsané materiály označujeme jako jednoosé. U ma-teriálů charakterizovaných trojosým elipsoidem lze najít dva průřezy kruhového tvaru, a k nim kolmice

tvořící dvě optické osy, z nichž jedna nesplyne s některou hlavní osou elipsoidu. Tyto materiály ozna-čujeme jako dvojosé.

Dopadá-li kolmo na destičku anizotropního dielektrika vybroušenou podle hlavních od lineárně polarizovaná vlna, rozkládá se do složek Jonesova vektoru vztaženého k hlavním osám elipsoidu. Tyto

složky, tvořící dvě hlavní vlny, se pak šíří materiálem v původním směru vektoru kr

, ale každá jinou rychlostí xx ncv = , yy ncv = . Obě složky, původně soufázové, po průchodu destičkou délky l zís-kají vzájemný fázový posuv:

( ) lcfnn yx ⋅−=∆πϕ 2

(2 - 36)

Obr. 2.9 Elektromagnetická vlna v anizotropních dielektrikách; a) přeměna lineární polarizace v rotační průchodem vlny anizotropním dielektri-kem, b) dvojlom v jednoosém krystalu

Page 23: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

23

Opětnou superpozicí vzájemně fázově zpožděných kolmých složek získáme vlnu obecně elipticky polarizovanou, viz Obr. 2.9a.

Jiná typická situace nastane, dopadá-li elektromagnetická vlna kolmo na destičku jednoosého anizotropního dielektrika orientovaného tak, že směr vlny není totožný se směrem žádné z hlavních dielektrických os, popř. ani se směrem optické osy krystalu. Tehdy se vlna rozloží do dvou složek. Jedna z nich má polarizaci v rovině tzv. hlavního řezu, definovaného přímkou ve směru dopadu vlny a směrem optické osy krystalu, druhá má polarizaci kolmo k této rovině.Obě vlny pak dle Huygensova principu vytvoří v materiálu vlnoplochy, které vlivem nestejných fázových rychlostí šíření vln v různých směrech budou mít tvar elipsoidů. Vlna s polarizací kolmou k rovině hlavního řezu (řádný paprsek) má vrchol tohoto elipsoidu ve směru šíření dopadající vlny. Mimořádný paprsek polarizova-ný v rovině hlavního řezu se vychýlí v rovině hlavního řezu, a to při pozitivní anizotropii (např. u křemene, optická osa elipsoidu je delší než osy elektrické) ke směru optické osy, při negativní anizot-ropii ( např. u vápence, optická osa elipsoidu je kratší než osy elektrické) proti směru optické osy. Po průchodu destičkou se mimořádný paprsek láme zpět do původního směru. Kromě prostorového posu-nutí, které ukazuje Obr. 2.9b, je také zatížen fázových zpožděním vůči paprsku řádnému. Některé jed-noosé krystaly vykazují kromě dvojlomu i dichroismus, silně pohlcují řádný a propouští mimořádný paprsek. Také u dvojosých krystalů lze pozorovat dvojlom, naznačené jevy však jsou zde složitější, neboť řádné a mimořádné paprsky tvoří vlnoplochy čtvrtého stupně. Z tohoto faktu vychází i tzv. ku-želový lom, k němuž dochází při kolmém dopadu světla směr optické osy dvojosého krystalu.

Principiálně odlišná situace je u látek s anizotropií typu optické aktivity. Často jde o paramagnetické či feromagnetické materiály, jako opticky aktivní látky se chovají také kapalné krystaly cholesterického typu a izotropní roztoky složitých or-ganických molekul. Pro tyto látky je typické, že magnetická (nebo elektrická) indukce ( )DB

rr je závislá nejen na okamžité

hodnotě vektoru intenzity ( )EHrr

v daném místě pole, ale závisí i na gradientu jednotlivých složek tohoto vektoru. Pro složky vektoru B

r např. platí:

∑∑∑∂∂

+=u v v

utuvu

utut r

HHB γµ

(2 - 37)

kde všechny indexy t, u, v nabývají postupně významu symbolů os kartézského souřadného systému x, y, z. Složky tuµ tvoří tenzor permeability druhého řádu, složky tuvγ tvoří tzv. gyrační antisymetrický tensor 3.řádu.

Dopadá-li na takový materiál rovinná elektromagnetická vlna s magnetickou intenzitou

( )[ ]rktjHH rrrr−= ωexp0 je derivace jejích složek uv

v

u Hjkr

H−=

∂∂ . Dosazením do (2 - 37) přechází

tensor permeability a gyrační tensor v tzv. Polderův tensor p ,

HpBHpBu

utut

rr⋅== ∑ ˆ,

kde:

∑ ⋅+=v

vtuvtutu kjp γµ

(2 - 38)

Příkladem takové situace je paramagnetická rezonance, kdy při působení vnějšího magnetického pole na paramagnetický materiál může dojít k vybuzení rotace příčné složky magnetické indukce, způsobe-né nevykompenzovanými spinovými magnetickými momenty, viz Obr. 2.10. Pro elektromagnetickou vlnu s úhlovým kmitočtem blízkým kmitočtu rotace vektoru indukce se látka chová jako opticky ak-tivní, její Polderův tensor má tvar:

Obr. 2.10 Paramagnetická rotace indukce B

r

Page 24: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

24

−=

33

021

210

0000

ˆµ

µµµµ

jj

p

(2 - 39)

Lineárně polarizovaná vlna se při dopadu na opticky aktívní prostředí štěpí do dvou kruhově polarizovaných vln s opačným smyslem rotace, které tvoří vlastní vlny materiálu. Nechť jsou jejich

Jonesovy vektory

=

jJ

11 ,

=j

J1

2 .

Každá z těchto vln se materiálem šíří růz-nou rychlostí závisející na smyslu rotace

vektoru intenzity Er

. Materiál je pro ně charakterizován dvěma efektivními indexy lomu:

Vlna se záporným smyslem rotace se v našem případě šíří vyšší fázovou rychlostí než vlna s rotací kladnou. Po průchodu destičkou délky 1 získá kladně rotující vlna fázové zpoždění:

( )lnncf

efef 212

−=∆πϕ

(2 - 41)

Její Jonesův vektor přejde v:

( )ϕ∆

=′ jj

J exp1

2

(2 - 42)

Při superpozici obou vzájemně fázově posunutých vln dostáváme:

( ) Cjjj

JJJ ⋅

∆−∆+

=∆

+

=′+=′

ϕϕ

ϕcos1cos1

exp11

21

(2 - 43)

Je to vektor lineárně polarizované vlny s rovinou polarizace stočenou k původnímu směru danému

vektorem

=+=

02

21 JJJ o úhel Ψ :

( )lnncfarctg efef 212cos1

cos1−=

∆=

∆−

∆+=Ψ

πϕϕϕ

(2 - 44)

2.3 Interakce záření a hmoty

Kvantová a statistická fyzika, jakožto nauka o atomových jevech, vytvořila jednu z nejdůležitějších kapitol současné fyziky a nalezla široké uplatnění v moderní technice, nevyjímaje optoelektroniku. Zběžný pohled na oblast atomových jevů odhaluje nové rysy, podstatně odlišné od makrosvěta. První, s čím se v mikrosvětě setkáváme je to, že základní veličiny, náboj, impuls, energie, charakterizující

Obr. 2.11 Stáčení roviny polarizace v opticky aktivní látce

( ) ( )21022101 , µµεµµε +=−= efef nn (2 - 40)

Page 25: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

25

vlastnosti elementárních částic, mají jen zcela určité hodnoty popř. mohou nabýt některé z množiny předem známých hodnot. To ukazuje, že jevy v mikrosvětě je nutno zkoumat jiným způsobem než jevy makrosvěta. Zvláštnosti mikrosvěta se projevují i v existenci jisté absolutní míry pro mechanický pohyb. Takovou mírou je Planckova konstanta sJ ⋅⋅= 1005,1h , jejíž fyzikální rozměr přísluší ener-getickému účinku či akci tW=κ . Existence Planckovy konstanty je svázána s principem, že účinku energie částic může přibývat či ubývat jen po celistvých násobcích konečného kvanta h=∆κ . Tento princip též umožňuje stanovit hranice mikrosvěta a makrosvěta. Za jevy v mikrosvětě budeme pova-žovat děje, probíhající v systémech částic s takovou úhrnnou akcí κ , k níž nelze hodnotu ñ zanedbat. V takovém systému může dojít k nezanedbatelným kinetickým změnám, tedy k poruše jeho stavu, už při pozorování či měření některé fyzikální veličiny např. vlivem dopadu minimálního množství elek-tromagnetické energie νhE = .

2.3.1 Kvantová mechanika a statistika

Upřesníme nyní význam a obsah některých zásadních pojmů kvantové fyziky. Mikrosystémem bude-me rozumět soustavu hmotných objektů a silových polí vázaných vzájemně v prostoru a čase, izolova-nou od okolí tak, že je možné v ní definovat celkovou energii W. Účinky kinetické či potenciální energie objektů v mikrosystému jsou srovnatelné s hodnotou h (elektronový plyn, atom, molekula). Mikročástice je objekt nesoucí vazbu potenciální či kinetické energie s hmotou, prvek, jehož postavení vůči okolí lze popsat pravděpodobnostními funkcemi (elektron v obalu atomu, atom v molekule, foton v elektromagnetickém poli). Stav mikročástice je soubor poznatků o fyzikálních veličinách definují-cích vlastnosti postavení částice v mikrosystému. Základními stavovými veličinami jsou poloha, im-puls a moment hybnosti, o stavu částice mohou vypovídat i potenciální a kinetická energie a další. Soubor mikrosystémů je množina mikrosystémů se stejnými fyzikálními podmínkami.

Za daných fyzikálních podmínek může být čás-tice v mikrosystému v různých stavech, v závislosti na kvantových vlastnostech částice a na způsobu, jakým se do daných podmínek dostala. Částice, podle své povahy a postavení v mikrosystému, mohou na-bývat hodnot svých stavových veličin buď spojitě v celém definičním oboru, nebo mohou nabývat jen určitých diskrétních hodnot stavových veličin popř. mohou nabývat stavových veličin v oddělených spoji-tých pásech. Zásadní vliv na to, v jakém oboru může ta která veličina stavu částice nabývat svých funkč-ních hodnot, má obvykle existence silových polí v mikrosystému a způsob jejich působení na zkouma-nou částici. Částice volně se pohybující prostorem bez vnějších vazeb většinou nabývají hodnot stavo-vých proměnných ve spojitém oboru. Částice pohybu-jící se polovolně ve slabých potenciálových polích mají obvykle ve spojitém oboru hodnot stavových veličin tzv. zakázané stavy. V konfiguracích, jaká je při pohybu polovolných elektronů periodickým po-tenciálovým polem polovodičových a dielektrických krystalů dochází k sdružení těchto zakázaných stavů do spojitých tzv. zakázaných pásů. V případech, kdy je pohyb částice silně omezen polem, v němž se po-hybuje, nebo je-li částice silně vázána s ostatními

elementy mikrosystému, mohou obvykle stavové veličiny nabývat jen určitých diskrétních hodnot viz Obr. 2.12. Obor hodnot, kterých daná veličina může ve zkoumaném mikrosystému nabýt je nazývána spektrem dané veličiny.

Ke změnám stavu částice mikrosystému, tedy ke změnám statistik zjištěných měřením fyzikál-ních veličin, mže dojít pouhým pozorováním, které je samo o sobě dostatečnou poruchou v izolovanosti mikrosystému od okolí. Z toho vyplývá, že existují takové dvojice veličin A, B, jejichž

Obr. 2.12 Energetická spektra souboru mikro-systémů tvořeného a) atomy s jedním elektronem či molekulami čpavku s inversními kmity, b) volně se pohybujícími elektrony, c) elektrony v potenciálovém poli krystalu.

Page 26: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

26

hodnoty při postupném měření nelze nikdy získat přesně; měření první veličiny ovlivňuje hodnotu veličiny druhé. Takové veličiny nazýváme komplementárními. Nejmenší možná chyba při postupném měření těchto veličin je dána hodnotou komutátoru jejich operátorů [ ]BA ˆ,ˆ . Typickým případem kom-plementárních veličin je dvojice poloha x a impuls p. Jejich komutátor je:

[ ] hjpx =ˆ,ˆ

(2 - 45)

Odtud plyne známá relace neurčitosti stanovící, že stav mikročástice v prostoru pxV ,= nelze určit přesněji, než s chybou:

h≥∆⋅∆ xp

(2 - 46)

Stavový prostor V daný souřadnicemi vektoru polohy rr a impulsu pr je tedy při specifikaci stavu částice vždy rozdělen na elementární buňky objemu:

h=∆∆∆∆∆∆= zyxpppV zyx

(2 - 47)

v nichž již nelze upřesnit vlastnosti částic, a kde jsou tedy mikročástice z kvantového hlediska nerozli-šitelné. K obdobné relaci dospějeme při zkoumání vztahů dvou dalších fyzikálních veličin, celkové energie H částice a doby trvání fyzikálního děje. Ukazuje se, že:

[ ] hjHt =ˆ,ˆ

(2 - 48)

Dostáváme tedy vztah pro neurčitost komplementárních veličin t a H:

h≥∆∆ Ht

(2 - 49)

což nepřímo potvrzuje jednu z našich úvodních poznámek, že minimální pozorovatelná změna účinku energie částice je rovna kvantu h .

Mějme nyní izolovaný systém tvořený souborem částic stejného druhu, které se všechny nachá-zejí ve stejných fyzikálních podmínkách (např. elektronový plyn v krystalu polovodiče, příměsové ionty v mříži dielektrického krystalu, atomy či molekuly plynu v ohraničeném prostoru). Nechť je stav každé částice v systému charakterizován nezávislými komplementárními veličinami rr a pr udávají-cími polohu částice ve stavovém prostoru prV rr,= . Mikrostav souboru je pak charakterizován vše-mi rozlišitelnými znaky obsazení stavových buněk prostoru V částicemi, tedy počtem částic v jednotlivých buňkách, případně i dalším kvalitativním určením, lze-li částice navzájem rozlišit. Kaž-

dému stavu částice, a tedy i každé buňce stavového prostoru lze přisoudit celkovou energii, kterou částice v daném stavu nabývá. Při tom je zřejmé, že v různých stavech může částice nabývat i stejných hodnot energie. Stavy se stejnými hodnotami energie nazýváme degene-rované, stupeň degenerace dané energetické hladiny je dán počtem stavů nesoucích příslušnou hodnotu energie. Definujeme pak makrostav souboru jako charakteristiku určenou jen kvantitativním obsazením energetických hladin souboru mikrosystému.

V souboru klasických částic lze vždy jednotlivé prvky vzájemně rozlišit, mikrostav systému se tedy změní prostou záměnou dvou částic ve stavových buň-kách. Ve kvantovém systému složeném ze stejných částic se naopak žádný existující mikrostav vzájemnou výměnou částic nezmění, kvantové mikročástice jsou nerozlišitelné. U některých částic kvantové povahy, u

Obr. 2.13 Soubor stejných částic a jeho stavový prostor V s obsazením jednotlivých buněk.

Page 27: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

27

částic charakterizovaných v systému tzv. antisymetrickými stavovými funkcemi, platí Pauliho vylučo-vací princip, určující, že tyto částice nemohou v systému zaujmout stejný stav. Naproti tomu jiné kvantové částice, charakterizované symetrickými stavovými funkcemi, a všechny klasické částice mohou nabývat stejného stavu v libovolném počtu.

Jak lze usoudit z definic mikrostavu a makrostavu souboru, celkovou energie Ec je soubor schopen nést prostřednictvím mnoha různých makrostavů lišících se obsazením jednotlivých energe-tických hladin mj, neboť ∑

∀=

jjjc EmE , lze většinou splnit mnoha kombinacemi hodnot mj, pro

Jj ,......1= . Jak je zřejmé, jedinému makrostavu s daným rozložením hodnot m přísluší obvykle vel-ký počet různých mikrostavů, neboť ;,......1, Jjpronm

Ojiij == ∑

∈∀ kde symbol 0j značí obor hodnot

indexů i, pro něž energie částic ve stavech si je rovna hodnotám Ej. Pravděpodobnost každého makrostavu s celkovou hodnotou energie E je dána relativním po-

čtem všech jemu příslušejících mikrostavů. Kvantitativní obsazení jednotlivých energetických hladin (makrostav), které má pro danou celkovou energie největší pravděpodobnost charakterizuje tzv. ter-modynamickou rovnováhu systému. Pro systém rozpoznatelných částic, které mohou bez omezení obsazovat stejné stavy, tedy pro klasické částice, lze matematicky formulovat podmínky termodyna-mické rovnováhy rozdělovací funkcí, specifikující relativní obsazení jednotlivých energetických hla-din částicemi v ustáleném stavu:

( )[ ]kTEEF

FMB −

=exp

1

(2 - 50)

kde: k je Boltzmannova konstanta, T je absolutní teplota, EF je Fermiho energetická úroveň.

Je to tzv. Maxwell-Boltzmannova statistika. Pro termodynamickou rovnováhu souboru nerozlišitel-ných, stavově se vylučujících kvantových částic nacházíme energetickou rozdělovací funkci ve tvaru tzv. Fermi-Dirackovy statistiky.

( )[ ] 1exp1

+−=

kTEEF

FFD

(2 - 51)

Částice, které se touto statistikou v systému řídí označuje-me názvem fermiony, k nim se řadí zejména elektrony, protony a další hmotné elementární částice. Fermiho statis-tikou se řídí např. kinetika elektronového a děrového plynu v mříži polovodičů či kovů. Poslední se známých typů statistik je statistiky Boose-Einsteinova, určující rovnováž-né rozdělení energií v systému nerozlišitelných, avšak sta-vově se nevylučujících kvantových částic, boosonů, jakými mohou být např. fotony v elektromagnetické vlně. Analy-tické vyjádření Boose-Einsteinovy rozdělovací funkce ukazuje vztah (2 - 52). Obr. 2.14 znázorňuje grafickou podobu jednotlivých rozdělovacích funkcí.

Porušíme-li izolovanost systému od okolí, může vlivem vnějších podnětů docházet ke změnám fyzi-kálních podmínek v mikrosystému a tím i k porušení termodynamické rovnováhy doprovázenému výměnou energie mezi systému a jeho okolím. Relativním snížením absolutní teploty okolí se např.

Obr. 2.14 Průběhy statistických rozdělo-vacích funkcí.

( )[ ] 1exp1

−−=

kTEEF

FBE

(2 - 52)

Page 28: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

28

původně rovnovážné rozložení energií stane vzhledem k novým podmínkám nerovnovážným mak-rostavem s bohatším obsazením vyšších energetických hladin. Aby bylo dosaženo nové termodyna-mické rovnováhy, budou částice na těchto hladinách jistou formou předávat přebytečnou energii a sestupovat na hladiny nižší. V dalších úvahách se budeme specializovat na systémy, které jsou schop-ny výměny energie s okolím prostřednictvím kvant elektromagnetického záření fotonů.

2.3.2 Výměna energie mezi hmotným prostředím a zářením

Kvantové systémy mohou vyměňovat energii s elektromagnetickou vlnou třemi možnými způsoby. Dopadem záření na systém částic může dojít k tomu, že některé z nich zvýší pohlcením fotonů svoji energii na úkor energie vlny, dochází k absorpci záření. V opačném případě existence elektromagne-tické vlny procházející systémem způsobí, že některé částice předají část své energie formou fotonu vlně. Dochází k tzv. stimulované emisi. Třetím případem výměny energie mezi systémem částic a vlnou je spontánní emise, při níž částice s vyšší energií mohou samovolně přejít na nižší energetickou

hladinu a předat okolí energii vyzářením fotonu.

Tyto jevy budeme ilu-strovat na příkladu interakce záření s idealizovaným systé-mem mikročástic tvořeným atomy, v nichž se elektron ko-lem jádra pohybuje v některé ze dvou diskrétních orbit m a n, reprezentovaných stavovými funkcemi sm a sn a energiemi

atomu Em a En. Jednotlivé energetické hladiny atomu ve skutečnosti nejsou nikdy zcela diskrétní, jak plyne z principu neurčitosti, mají vždy tvar úzkých spojitých pásů a šířkou nepřímo úměrnou době života elektronů na dané hladině. Tento, a některé další jevy (Dopplerův jev, srážky při pohybu částic) způsobují, že kvantovým přechodem elektronů mezi dvěma hladinami mohou vznikat fotony as kmi-točty proměnnými v jistém rozsahu. Křivka normovaného spektrálního rozložení hustoty výkonu ( )ωγ udává kvantitativní zastoupení jednotlivých kmitočtů v emitovaném záření.

Je-li atom v základním energetickém stavu sm, pak může působením rovinné elektromagnetické vlny se směrovou funkcí spektrálního rozložení hustoty energie ( )Ω,ωρ dojít k absorpci fotonu s energií mnmn EEE −= a kmitočtem ( ) hmnmn EE −=ω . Pravděpodobnost, že atom za jednu sekundu absorbuje foton s úhlovým kmitočtem ω , přicházející v rovinné vlně z prostorového úhlu Ωd , lze vyjádřit vztahem:

( ) ( ) ( ) ΩΩ=Ω dbdW mn

mn ωγωρω ,,

(2 - 53)

Pravděpodobnost absorpce fotonu z izotropního rozptýleného záření je dána:

( ) ( )∫ ΩΩ=π

ωω4

, ddWW mn

mn

(2 - 54)

Kde: Ωd je element prostorového úhlu, ( )ωγ je hustota výkonu spektrální čáry spontánní emise.

Veličina mnb známá z Einsteinovy elementární teorie záření jako Einsteinův diferenciální koeficient

absorpce je v prvním přiblížení, kdy uvažujeme energetickou vazbu elektromagnetické vlny s elektrickými dipólovými momenty drah m a n , dána:

( ) ( )∫ ΩΩ=π

ωω4

, ddWW mn

mn

(2 - 55)

Obr. 2.15 Přirozená šířka čáry s nehomogenním rozšířením.

Page 29: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

29

Kde: mnυ je úhel, který svírá vlnový vektor kr

a maticový prvek operátoru elektrického momentu drah D

r.

V případě, že elektrický moment drah bude nulový, interakce atomu a vlny by podle prvního přiblížení neměla nastat. To však neodpovídá praxi. Při vynucených kvantových přechodech se pak uplatní mnohem slabší interakce vlny s magnetickým dipólovým momentem mnM

r průniku drah m a n, a poté i

interakce elektrického kvadrupólového momentu průniku drah Qr

(v oblasti optických přechodů je

mnmnmnmn MQDM 62 10,10 −− ==rr

).

Je-li atom v excitovaném stavu sn, může elektromagnetická vlna vyvolat děj inverzní k absorpci světla, může vyvolat přechod elektronu z vyšší hladiny na nižší při současném vyzáření přebytečné energie formou fotonu. Fotony emitované při této tzv. stimulované emisi jsou všemi svými vlastnost-mi ( energií, kmitočtem, směrem šíření, počáteční fází) zcela shodné s těmi, které kvantový přechod a emisi vyvolaly. Pravděpodobnost, že atom za jednu sekundu vyzáří foton emisí, které je stimulována rovinou elektromagnetickou vlnou přicházející z prostorového úhlu Ωd s hustotou energie ( )Ω,ωρ , lze vyjádřit vztahem:

( ) ( ) ( ) ΩΩ=Ω dbdW nm

nm ωγωρω ,,

(2 - 56)

Kde: mn

nm bb = a tedy ( ) ( )Ω=Ω ,, ωω n

mm

n dWdW .

Pravděpodobnost emise, která je stimulována izotropním rozptýleným zářením je dána:

( ) ( )∫ ΩΩ=π

ωω4

, ddWW nm

nm

(2 - 57)

Veličina nmb je známa jako Einsteinův diferenciální koeficient stimulované emise.

Je-li atom na vyšší energetické úrovni, může i jiný druh kvantového přechodu spojeného s vyzářením fotonu, spontánní emise. Dochází k ní bez přítomnosti vnějšího elektromagnetického pole. Pravděpo-dobnost ( )Ω,/ ωn

mdW spontánního vyzáření světelného kvanta energie mn EE −=ωh do prostorového úhlu Ωd za jednu sekundu je dána:

( ) ( ) ( ) Ω=Ω=Ω dbc

dadW nm

mnnm

nm ωγ

πω

ωγω 32

3/ ,

h

(2 - 58)

Kde: nma značí Einsteinův diferenciální koeficient spontánní emise.

Na rozdíl od stimulované emise je foton v tomto případě vyzařován, a jistým malým omezením, do prostoru libovolným směrem, může nabývat zcela libovolných počátečních fázových úhlů. Emitované záření má tedy charakter elektromagnetického šumu. Integrací vztahu (2 - 58) přes element Ωd a pro všechny kmitočty ω v celém jejich definičním oboru získáme výraz pro celkovou pravděpodobnost mezi hladinami n a m:

2

03

3

4

/

3 mnmnn

mn

m Dc

ddWdWεπ

ωω

π h=Ω= ∫∫

∞−

(2 - 59)

Jsou-li hladiny energie Em a En degenerovány stupněm gm a gn, může nastat vyzáření fotonu stejné frekvence při různých stavových přechodech mezi hladinami s energií Em a En. Úhrnná pravděpodob-nost spontánní emise fotonu za jednu sekundu je potom:

∑=mngg

mnn

mnnm D

gcA 2

03

3

3 επωh

(2 - 60)

Page 30: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

30

Tato konstanta je známa jako Einsteinův koeficient spontánní emise. Podobně jako nmA zavádíme i

příslušné koeficienty pro absorpci a stimulovanou emisi polychromatického rozptýlení záření mezi degenerovanými hladinami, pro něž platí:

nm

mnnm

mnm

nmn B

cABgBg 32

3

,πωh

==

(2 - 61)

Veličina nmA určuje dobu, po kterou atom bez přítomnosti rušivých elektromagnetických polí setrvá ve

vzbuzeném stavu, neboť je-li 0nN počet atomů, které jsou v okamžiku 0=t ve vzbuzeném stavu

s energií En,můžeme průměrný počet atomů na hladině En v čase t vyjádřit jako ( ) ( )dttNAtdN nnmn −= ,

odkud:

( ) ( ) ( )mnnnmnn tNtANtN τexpexp 00 =−=

(2 - 62)

Kde: Amn 1=τ je střední dobu života atomu ve vzbuzeném stavu.

Při dipólové interakci, kdy je pravděpodobnost spon-tánní emise největší, se doba života pohybuje v rozmezí s128 1010 −− ÷=τ . Při interakci zprostředko-vané magnetickým dipólovým momentem dosahuje doba života hodnot s73 1010 −− ÷ . Ještě o řád delší doby života se vyskytují na energetických hladinách, kde je interakce zprostředkována elektrickým kvadrupólo-vým momentem. V posledních dvou případech hovo-říme o hladinách s dlouhou dobou života , nebo o tzv. metastabilních hladinách.

Kromě tří popsaných mechanismů zářivých kvantových přechodů mohou v mikrosystému nastávat

i relaxační přechody, tj. přechody atomů či molekul na nižší i vyšší energetickou hladinu bez účasti fotonu, vyvolané nejrůznějšími interakčními mechanismy. V systémech plynné fáze jsou relaxace převážně způsobeny nepružnými srážkami částic (např. typu atom-elektron, atom-atom) nebo srážka-mi se stěnou nádoby. U systémů v pevné fázi je příčinou relaxace spin-spinové (příčná) nebo spin-mřížková interakce, viz Obr. 2.16. Při srážkových relaxacích dochází ke vzájemným přeměnám kine-tické energie translačního pohybu a některé z forem vnitřní energie částic. V pevných látkách tepelné kmity krystalové mřížky modulují elektrické krystalové pole a prostřednictvím spin-orbitální vazby vyvolávají přechody ve spinovém systému. V některých případech existuje v pevných látkách silná vazba mezi spiny sousedních systémů, která umožňuje přenášet energii uvolněnou v jednom spinovém systému na spinový systém druhý. Relaxační přechody mohou, na rozdíl od spontánní emise, probíhat v obou směrech. Jejich pravděpodobnosti závisejí na typu relaxace a fyzikálních podmínkách přecho-du. Pravděpodobnosti relaxačních přechodů dolů n

mw a nahoru mnw jsou vzájemně vázány vztahem:

−+=

kTEE

ggww mn

n

nmn

nm exp

(2 - 63)

Obr. 2.16 Typy spin-spinové relaxace.

Page 31: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

31

2.3.3 Zesilování záření

Dvojhladinový systém

Nechť je zkoumané hmotné prostředí tvořeno mikrosystémy, které mohou obsazovat jen dvě energe-tické hladiny Em a En nechť je toto prostředí vystaveno působení monochromatické rovinné vlny elek-tromagnetického záření, viz Obr. 2.17. Bude-li úhlový kmitočet záření ω značně vzdálený od hodnoty

( ) hmnmn EE −=ω , pak v prvém přihlížení nedojde k žádné interakci prostředí s vlnou Bude-li kmi-točet záření velmi blízký hodnotě mnω ,bude docházet k absorpci fotonů a k jejich stimulované emisi. Nezávisle na tom budou probíhat relaxační přechody a spontánní emise. Podle okamžitého stavu roz-

ložení částic na obou hladinách dojde k absorpci mnmWN fotonů

za 1s tlumících monochromatickou vlnu a ke stimulované emisi n

mnWN fotonů za 1 s přispívajících ke zvýšení amplitudy elek-tromagnetické vlny. Mimo to bude systém produkovat nežádou-cí šumové záření spontánní emisí n

mn AN fotonů za 1 s. Pro ne-

degerované hladiny Em a En, kdy platí mn

nm WW = je zřejmé, že

při nm NN > bude počet absorbovaných fotonů vyšší než počet fotonů stimulovaně emitovaných a vlna bude v daném okamži-ku tlumena. Při rovnosti obsazení hladin nm NN = bude absorp-ce a stimulovaná emise fotonů stejně intenzivní a vlna bude prostředím procházet s nezměněnou intenzitou. Konečně při

nm NN < bude stimulovaná emise převažovat absorpci a vlna bude prostředím zesilována. Pro degenerované hladiny Em a En se stupněm degenerace gm a gn platí přibližně n

nmm

mn gWgW = . Rovinná vlna bude zesilována jen pokud:

mm

nn N

ggN >

(2 - 64)

Řešením diferenciální rovnice pro přírůstek intenzity rovinné vlny na jednotku délky dráhy vlny

v aktivním zesilujícím prostředí ( ) ( ) ( )ωγωτωπω xIcN

ggNK

dxxdI

mnm

m

nn ,,

2

23

−= je funkce:

( ) ( ) ( )[ ]xaIxI ⋅= ωωω exp, 0

(2 - 65)

Kde: Činitel přenosu na jednotku délky je dán vztahem:

( ) ( )ωγω

−= m

m

nn N

ggNKa 1

(2 - 66)

Je tedy vidět, že analyzovaný systém vykazuje zesílení záření v kmitočtovém rozsahu daném průbě-hem normované křivky hustoty výkonu spektrální čáry spontánní emise. Velikost zesílení je dána hloubkou inverze v obsazení energetických hladin danou splněním podmínky (2 - 64). Spontánní emi-se probíhá nezávisle na vynucených přechodech a snižuje populaci vyšší energetické hladiny, čímž degraduje inverzi obsazení hodin a navíc produkuje rušivý šumový signál na úkor užitečného. Z těchto důvodů je proces spontánní emise při zesilování nežádoucí a je snaha ho potlačit. Snížení intenzity spontánních přechodů lze dosáhnout výběrem systému s dlouhou dobou života s energií En.

Tříhladinový systém

K tomu, abychom zajistili v souboru mikrosystémů podmínky pro stabilní zesilování záření je nutné dosáhnout trvalé inverze v obsazení energetických hladin. To se však neobejde bez zásadního narušení

Obr. 2.17 Energetické spektrum dvojhladinového systému.

Page 32: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

32

termodynamické rovnováhy systémů. V některých případech, principiálně u plynů. lze dosáhnout in-verzní populace ve dvojhladinovém systému tříděním částic podle jejich energií, např. pomocí neho-mogenních elektrických a magnetických polí, a prostorovou separací vytříděných částic. Častěji se pro dosažení inverze mezi dvěma pracovními energetickými hladinami užívá tříhladinových systémů s optickým rezonančním čerpáním.

Obr. 2.18 Kvantové přechody v tříhladinových systémech.

Jde-li o soustavu klasických částic (např. atomů) se třemi energetickými hladinami E1, E2, E3 degenerovaným stupněm g1, g2, g3, určuje obsazení jednotlivých degenerovaných hladin v termodynamické rovnováze Maxwell-Boltzmannova statistika. Přivedení tzv. čerpacího elektromag-netického záření s vysokou intenzitou a kmitočtem ( ) h1331 EE −=ω , bude mezi hladinami E1 a E3 docházet k absorpci i stimulované emisi fotonů 31ω . Vzhledem k nízkému rovnovážnému počtu obsa-zených stavů na E3 a vysokému na E1 bude zpočátku absorpce značně převažovat. Obsazení hladiny E3 bude vzrůstat současně s poklesem populace hladiny E1. Tento děj, prozatím se nikterak nedotýkající hladiny E2, bude pokračovat do okamžiku, kdy obsazení obou hladin E1 a E3 bude velmi blízké, neboť předpoklad intenzivního záření s kmitočtem 31ω dovoluje prohlásit ostatní mechanismy zúčastněné na změnách populace těchto hladin (relaxace a spontánní přechody) zanedbatelné vzhledem k dominujícím vynuceným přechodům. Stavu stejného obsazení hladin 1 a 3 říkáme saturace. V závislosti na poloze hladiny E2 lze vyvolat inverzní obsazení buď mezi hladinami 3 a 2 nebo mezi hladinami 2 a 1, viz Obr. 2.18.

Analyzujme podrobněji případ z Obr. 2.18a. Ve stavu nasycení hladin E1 a E3 silným čerpacím zdrojem takový systém vytváří inverzní obsazení mezi hladinami 3 a 2. Je tedy schopen pomocí stimu-lované emise zesilovat přivedené záření s kmitočtem ( ) h2332 EE −=ω . Inverzi v obsazení hladin a tím i činitel zesílení snižuje řada nežádoucích jevů. V prvé řadě se nelze vyhnout tomu, aby při proce-su zesilování pracovní stimulovaný přechod 3

2W nezmenšoval obsazení E3. Kromě toho inverzi vý-znamně snižují spontánní přechody 3

2A a 31A a relaxační mechanismy, jichž se hladina 3 účastní. Proto

požadujeme, aby hladina E3 měla co nejnižší pravděpodobnost spontánních i relaxačních přechodů, aby tedy měla co nejdelší dobu života vzbuzeného stavu. Požadujeme tedy, aby byla stabilní. Naopak po hladině E2, která se zaplňuje pracovním přechodem 3

2W , požadujeme, v zájmu rychlého odvedení nadbytečného obsazení, co nejkratší dobu života a velkou pravděpodobnost relaxačních i spontánních přechodů na základní hladinu.

Page 33: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

33

Poněkud jednodušší je situace v případě systému z Obr. 2.18. Stav obsazení jednotlivých hladin při působení čerpacího záření a při interakci systému s vlnou na pracovním kmitočtu, uvažujeme-li stimulovanou a spontánní emisi, absorpci a relaxace, lze zde popsat kinetickými rovnicemi ve tvaru:

( )

−−+

+

−−+++

−+

−−=

+

−−−+

+

−−+−++−

−=

−−+−+

+

−−+−++−

−=

1212

2

112

1213

3

1132

213

3112

2

1123

3

11

13

1

3223

2

332

112

1

22

213

322

312

2

11

12

2

223

2

33

32

113

1

33

313

31

323

3

11

13

3

exp

exp

exp

exp

exp

exp

NNkT

EEggw

NNkT

EEggwNANANN

ggWN

ggNW

dtdN

NNkT

EEgg

w

NkT

EEggNwNANAN

ggNW

dtdN

NkT

EEgg

Nw

NkT

EEgg

NwNAANggNW

dtdN

0321 NNNN =++

(2 - 67)

kde: N0 je počet aktivních částic v jednotce objemu, 1

21

3 WW >> je podmínka dostatečně velké intenzity budícího pole, 2

132 AA >> je podmínka dlouhé doby života na metastabilní hladině E2,

12

23 ww >> je podmínka dlouhé doby života na metastabilní hladině E2.

Vlivem saturace hladin E1 a E3 zde vzniká inverze v obsazení hladin 2 a 1, a tím i schopnost zesilovat záření s kmitočtem

( ) h1221 EE −=ω . K tomu, aby tato inverze nebyla degradová-na spontánními a relaxačními přechody je nutná dlouhá doba života stavů na hladině E2. Je tedy třeba, aby tato hladina byla metastabilní. Abychom eliminovali snižování inverze pracov-ními přechody 1

2W , je nutné zajistit co nejúčinnější doplňování stavu obsazení hladiny E2 spontánními a hlavně relaxačními přechody mezi E3 a E2. Základní hladin E1, která je současně spodní pracovní hladinou, je účinně depopulována čerpacím zářením. Pro stacionární stav obsazení hladin Ni musí v rovnicích ((2 - 67) platit 0=dtdNi , pro 3,2,1=i . Odtud lze

pro dané parametry systému získat při známých koeficientech nm

nm

nm WbA ,, závislost zesílené soustavy

na intenzitě čerpacího záření, viz Obr. 2.19. Základním předpokladem a obecným požadavkem na kvantové systémy schopné zesilovat záře-

ní je dlouhá doba života stavů na horní pracovní hladině. V řadě případů se kvantové systémy pro zesilování záření chladí na velmi nízké teploty, kde se vlivem příznivějšího průběhu křivky rovnováž-ného rozdělení energetických stavů dosahuje vyšších hodnot zesilovacího činitele, omezí se jevy rozši-řující spektrální čáru spontánní emise (srážky částic, kmity a chaotický pohyb částic), což v důsledku vede k prodloužení doby života vzbuzených stavů a k omezení spontánní emise zejména na pracovním přechodu. Tím lze účinně snížit šumové číslo daného zesilovače současně se zúžením spektra zesilo-vaného záření a zvýšit jeho energetickou účinnost.

Podobně jako u tříhladinových systémů lze inverzi v obsazení dvou pracovních hladin rezo-nančním čerpáním dosáhnout i u čtyřhladinových systémů. Často se pro dosažení nebo prohloubení inverze využívá i přenosu energie spin-spinovou a spin-mřížkovou relaxací v pevných látkách, popř. přenosu energie nepružnými srážkami v plynech. Jako aktivních médií se schopností zesilovat záření

Obr. 2.19 Příklad závislosti zesilo-vacího činitele na intenzitě buzení.

Page 34: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

34

se v poslední době používá i kvantových systémů s pásovou strukturou energetického spektra, polovodičů s plynem polovolných nosičů náboje, které umožňují použít účinných metod buzení.

2.4 Generace světla v laserech

V předchozích článcích jsme stanovili podmínky pro to, aby při interakci záření a hmotného prostředí reprezentovaného souborem mikročástic mohlo dojít k zesilování elektromagnetické vlny, a naznačili jsme také způsoby, jakými lze stanovené podmínky realizovat. Principiálně jsme tedy ukázali možnost konstrukce optického zesilovače. Použijeme-li analogie s radioelektronickými zařízeními, můžeme zesilovač elektromagnetických vln považovat za základní stavební prvek generátoru záření, je-li zapo-jen do smyčky kladné zpětné vazby. Přenos K zesilovače se zpětnou vazbou je dán vztahem:

AAKβ−

=1

(2 - 68)

Kde: β je přenos obvodu zpětné vazby, A je přenos zesilovače, viz Obr. 2.21.

Pro 1=Aβ jde ∞→K , a jsou tak splněny podmínky pro nasaze-ní oscilací. Kmity v takovém osci-látoru mohou být vzbuzeny např. termickým šumem v obvodu uza-vřené smyčky zpětné vazby.

V generátorech harmonic-kých kmitů je zpravidla zpětná vazba tvořena selektivním členem. Na radiových kmitočtech bývá představován sériovým nebo para-lelním kmitavým okruhem LC s jedním výrazným extrémem impedance podél kmitočtové osy. V oblasti velmi krátkých vln, kdy délka vlny srovnatelná s geometrickými rozměry součás-tek nedovoluje použít obvodů s diskrétními prvky, užíváme re-zonátorů s rozloženými prvky, pro jednoduchost je reprezentujeme např. zkratovaným vedením 4λ . Chování takového rezonátoru je, na rozdíl LC obvodu, charakteris-

Obr. 2.20 Rezonanční obvod; a) se soustředěnými prvky, b) s rozloženými prvky.

Obr. 2.21 Zesilovač se zpětnou vazbou.

Obr. 2.22 Optický oscilátor s FP rezonátorem.

Page 35: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

35

tické množstvím cyklicky se opakujících maxim a minim impedance. Při součinnosti se zesilovačem, jehož přenos je kmitočtově nezávislý, by byla podmínka oscilací splněna současně na mnoha frekven-cích.

Ve spektru optických kmitočtů, kde délka vlny je mnohonásobně menší než rozměry běžných optických prvků a systémů, lze zpětnou vazbu vytvořit pomocí dvou souosých rovinných či sférických zrcadel, pomocí tzv. otevřeného Fabry-Perotova rezonátoru, viz Obr. 2.22. S dobrou přesností lze předpokládat, že mezi rovinnými zrcadly se proti sobě mohou šířit dvě rovinné vlny, přímá vlna s vlnovým vektorem 1k

r a vlna odražená s vektorem 12 kk

rr−= .

Vlna odražená od rovinné vrstvy zrcadla je při odrazu zatížená fázovým úhlem πϕ =r . Z elementární teorie vlnění víme, že v takovém případě vznikne mezi zrcadly stojatá vlna s uzly v rovinách zrcadel, avšak jen tehdy, bude-li optická vzdálenost reflektorů 1 rovna celistvému násobku

2λ . To je současně podmínka pro vybuzení optických kmitů ve FP rezonátoru. Protože geometrické rozměry rezonátoru jsou obvykle řádu m13 1010 −− ÷ i větší a délka vlny m610−≈λ , je počet půlperiod s stojaté vlny záření v rezonátoru značný. Kmitočtový odstup dvou nejbližších konfigurací stojatých vln lišících se podélně o jedinou půlvlnu, odstup sousedních longitudiálních modů, je tím menší čím větší délku má rezonátor.

Protože ( ) 12

12

21 =+=λλ ss je:

sf

lcf

lcff ==∆+=

2,

21

12

(2 - 69)

Pro řád longitudiálního modu rezonátoru 610≈s může odstup kmitočtů sousedních modů činit jen několik desítek či stovek MHz.

Je-li v rezonátoru umístěna aktivní látka schopná zesilovat záření s kmitočty ve spektrálním oboru daném šířkou čáry spontánní emise (obvykle bývá šířka čáry několikanásobek vzdálenosti lon-gitudiálních modů), lze situaci modelovat blokovým schématem dle Obr. 2.23, kde:

( ) ( )[ ] ( ) ( ) ( )( ) ( )( ) ( ) .

,

,exp

212

111

TDdr

TDdr

SASlaA

βββωβωβ

βββωβωβ

ωωωωω

⋅=

⋅=

⋅=⋅=′

(2 - 70)

Činitelé rβ , dβ , Dβ a Tβ popisují nejdůležitější typy mechanismů odebírajících energii elek-tromagnetickému poli v rezonátoru.

Koeficient rβ v sobě zahrnuje ztráty při odrazu optické vlny na jednotlivých zrcadlech. Reflektory mohou být vy-tvořeny nejen napařenou tenkou kovovou vrstvou, kdy je činitel odrazu velmi málo kmitočtově závislý, ale existuje řada typů tzv. dielektrických zrcadel, vytvořených nanese-ním několika dielektrických vrstev s různými indexy lomu a tloušťkami tak, aby optická dráha vrstvou při kolmém do-padu záření byla rovna 4λ . Tento typ zrcadel má obvykle koeficient odrazu ostře selektivního charakteru. Činitel dβ popisuje ztráty způsobené únikem energie difrakcí vlny při odrazu na okrajích zrcadel rezonátoru. Velikost těchto ztrát

roste úměrně se snižováním průměru zrcadel a se zvětšováním délky rezonátoru. Difrakční ztráty též silně závisí na typu rezonátoru a jeho konstrukčním provedení. Koeficient Dβ vyjadřuje ztráty vznika-jící rozptylem energie hmotným prostředím vyplňujícím rezonátor (rozptyl na materiálových a geome-trických nehomogenitách, stimulovaný Rayleighův rozptyl, Comptonův rozptyl). Činitel Tβ se vzta

Obr. 2.23 Blokové schéma optického oscilátoru.

Page 36: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

36

huje ke ztrátám vznikajícím při porušení planparalelity zrcadel únikem části energie vlny po několika-násobném odrazu mimo rezonátor.

Velikost tohoto koeficientu ovlivňuje průměr reflektorů d, závisí však především na úhlu δ udávajícím odchylku zrcadel od planparalelity. Součet energetických ztrát v objemu rezonátoru a na obou jeho zrcadlech za jednotku času určuje kvalitu rezonátoru Q:

kde: W je energie záření v rezonátoru, W∆ je úbytek energie způsobený ztrátami za dobu jedné periody,

0f je kmitočet vlnění, rezonanční kmitočet FP rezonátoru pro daný longitudiální mod,

f∆ e šířka pásma při poklesu amplitudy vlny na hodnotu 20u .

Činitel kvality Q ovlivňuje průběh křivky selektivity FP rezonátoru a bezprostředně působí na šířku pásma jednotlivých podélných modů, viz Obr. 2.25.

Závislost zesílení přímé a zpětné vlny ( )ωA na frekvenci je, jak víme z předchozího, určena výhradně křivkou spektrální hustoty výkonu spontánní emise ( )ωγ přechodu mezi pracovními hladi-nami. Pološířka křivky spontánní emise bývá obvykle větší než odstup podélných modů rezonátoru. Pro takové kmitočty, kdy platí ( ) ( ) ( ) ( ) 12121 >′′ ωωωβωβ AA , je splněna amplitudová podmínka vzniku oscilací, viz Obr. 2.26. První spontánně emitované fotony představující termický šum se při průchodu aktivním prostředím lavinovitě násobí. Elektromagnetická vlna, jejímiž nositeli jsou vznikající fotony, se koherentně zesiluje. Po dvojím odrazu na zrcadlech přichází vlna do místa původního vzniku budí-cího fotonu se stejnou fází ale mnohem vyšší amplitudou. Tento regenerativní pochod způsobí vznik intenzivního koherentního elektromagnetického pole ve tvaru stojaté vlny se složkami odpovídajícími jednotlivým podélným modům rezonátoru. Zrcadlem rezonátoru, které má nenulový činitel propust-nosti záření na pracovním kmitočtu, je možné odebírat část energie z rezonátoru jako užitečné výstup-ní záření. Vzniká tak zařízení schopné využitím stimulované emise generovat koherentní monochro-matickou vlnu LASER (Light Amplifier by Stimulated Emission of Radiation).

Obr. 2.24 Průběh koeficientů odrazu, a) pro napařenou vrstvu Al, b) pro dielektrické zrcadlo typu Schulzova filtru.

Obr. 2.25 Křivka selektivity S(ω) FP rezonátoru pro růz-né činitele kvality Q.

ff

WWfQ

∆=

∆= 002π

(2 - 71)

Page 37: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

37

Odchylky od planparalelity či souososti rezonančního systému způsobují vznik vln šíří-cích se s určitou deviací k ose systému. Z podmínky celistvého počtu půlvln této šikmé vlny podél rezonátoru plynou pro daný longitu-diální mod jen některé hodnoty úhlu δ šíření vlny. Ke každému úhlu δ přísluší charakteris-tický tvar elektromagnetického pole vzniklý in-terferencí mnohonásobně se odrážejících vln. Hovoříme pak o tzv. příčných modech rezonáto-ru, které mohou být v průřezu jak centrálně, tak osově symetrické, viz Obr. 2.28. Různé příčné čili transverzální mody jediného longitudiálního vidu šíření vln v rezonátoru přísluší různým kmi-točtům, jejich ž rozdíl lze vypočítat obdobně jako u odstupu podélných vidů, viz Obr. 2.29.

Ke snížení ztrát rezonátoru způsobených narušenou planparalelitou zrcadel, difrakcí i disperzí se často v konstrukci laserů využívá rezonátorů se sférickými zrcadly místo rovin-ných. Sférické reflektory upravují prostorové rozložení intenzity pole původně téměř rovinné vlny s radiálním rozložením intenzity popsaným velmi plochou Gaussovou křivkou a generují sbíhavé či rozbíhavé Gaussovy svazky, viz. Obr. 2.29, které tolik nepodléhají ohybu při odrazu na okrajích zrcadel, a jejichž energie je navíc sou-středěna v menším objemu kolem osy systému. To umožní zvýšit účinnost stimulované emise; použitím menšího objemu aktivní látky lze navíc

snížit spontánní šum a omezit disperzi záření. Aby rezonátor mohl s aktivní látkou o dané šířce čáry spontánní emise tvořit generátor záření

jediného kmitočtu, musíme obvykle zajistit selekci vyšších transverzálních vidů, jejichž kmitočtový

Obr. 2.26 Spektrum záření laseru; a/ amplitudová pod-mínka vzniku oscilací, b/ příklad modové struktury záření kvantového generátoru.

Obr. 2.27 Příklady struktury příčného pole nejnižších transverzálních modů rezonátoru

Obr. 2.28 Typy FP rezonátorů.

Obr. 2.29 Kmitočtová distribuce podélných a příč-ných modů záření laseru.

Page 38: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

38

odstup od základního vidu TEM je obvykle malý ve srovnání s odstupem longitudiálních modů, viz Obr. 2.29.

Jeden ze způsobů odstranění vyšších transverzálních modů ukazuje Obr. 2.30a. Je založen na principu fourierovského prostorového filtru stejnosměrné složky příčného rozložení amplitudy záření na zrcadlech.

Obtížněji se provádí selekce podélných modů. principiálně jsou použitelné dva způsoby, z nichž první je založen na vazbě dvou rezonátorů s odlišným počtem půlvln podélných modů při rezonanč-ním kmitočtu 0ω . Každý rezonátor má jiný odstup longitudiálních modů, a proto sousední mod jedno-ho rezonátoru nevyhovuje podmínce rezonance druhého. Kmitočtový odstup dvou sousedních longitu-diálních modů vázaného rezonátoru se tedy zvýší, a to na hodnotu určenou nejmenším společným

násobkem S1 čísel 11 l a 21 l , Scf

2=∆ .

Můžeme tak docílit situace, kdy odstup podélných modů vzroste nad šířku čáry spontánní emi-se a amplitudová podmínka oscilací bude splněna jen pro jediný podélný mod. Laser pak bude praco-vat v jednofrekvenčním režimu s vysokou monochromatičností a koherenční délkou. Jiný způsob se-lekce podélných modů využívá vlastností reálných optických prostředí při disperzi bílého světla, zejména závislost indexu lomu látek na frekvenci záření.

Prochází-li záření šedesátistupňovým disperzním hranolem umístěným v rezonátoru odklání se každá jeho frekvenční složka od původního směru o úhel závislý na jejím kmitočtu. Úzkou štěrbinou potom můžeme odfiltrovat nežádoucí frekvenční komponenty a docílit tak generace na jediném kmi-točtu a jediném podélném modu.

Jako aktivních médií se v laserech používá látek v plynném, kapalném i tuhém skupenství, látek obsahujících v dostatečné koncentraci aktivní částice s vhodnou strukturou energetických hladin. Podle povahy aktivní látky se pro buzení stimulované emise používá optického rezonančního čerpání, průchodu elektrického proudu přechodem p – n, výboje v plynech nebo i speciálních druhů chemic-kých reakcí.

2.5 Generace světla v polovodičích 2.5.1 Pásová struktura a rekombinace v polovodičích

V zesilujících médiích pevnolátkových, plynných i kapalných laserů vystupují aktivní částice jako relativně samostatné, nezávislé energetické systémy. Pro rovnovážné obsazení jejich hladin platí vět-

šinou klasické Maxwell-Boltzmannovo rozložení. Energetické spektrum všech částic souboru je přibližně shodné a není příliš ovlivněno vzájemnými silovými vazbami.

V polovodičových krystalech se stavové funkce elektronů v obalech jednotlivých atomů překrývají. Atom tedy ztrácí svou energetickou autonomitu. Vlno-vé funkce elektronů na vyšších energetických úrovních v atomu ( tzv. valenčních nebo optických elektronů) vyplňují objem celé krystalové buňky. S dalším růstem energie stavů se, vlivem interakce elektronů s polem kladných uzlů krystalové mříže, vlnové funkce elektro-nů rozprostírají za hranice krystalové buňky. Elektrony jsou v takových stavech polovolné a s jistými omeze-ními se mohou pohybovat v celém objemu polovodiče. Tvoří tak elektronový plyn.

Řešení Schrödingerovy rovnice stacionárních stavů pro pohyb elektronu v periodickém potenciálo-vém poli krystalu, tedy energetické spektrum elektronů v polovodiči, získáváme ve tvaru dvou spojitých vzá-jemně oddělených pásů. Pás, kde je pohyb elektronu vázán na objem krystalové buňky, je nazýván valenční,

Obr. 2.30 Způsoby selekce podélných a příč-ných modů rezonátoru; a) filtrace příčných modů, b) vázané rezonátory, c) disperzní rezo-nátor.

Page 39: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

39

pás, kde je pohyb elektronu polovolný, je vodivostní pás. Tyto pásy jsou odděleny energetickou bariérou, tzv. zaká-zaným pásem. Celý objem polovodiče se stává jediným autonomním energetickým systémem v němž působí Pau-liho vylučovací princip, nemohou tudíž v objemu polovo-diče existovat dva elektrony ve zcela stejném stavu. Ener-getické hladiny jsou při termodynamické rovnováze obsa-zovány částicemi podle Fermi-Dirackovy statistiky. Proto-že však stavový prostor impulsu a polohy částic má podle principu neurčitosti konečně dělení, existuje pro každou hodnotu kinetické energie konečný počet stavů elektronů ve vodivostním pásu a děr ve valenčním pásu.

Pro energii částic blízkou okrajům zakázaného pásu, kdy se kinetická složky energie blíží nule, jde i energetická hustota stavů k nule. Dva zmíněné faktory ovlivňují sku-tečný průběh rozložení objemové hustoty obsazených

energetických stavů ve vodivostním a valenčním pásu. Průběh energetické hustoty koncentrace vol-ných elektronů ve vodivostním pásu je tedy:

( ) ( ) ( )[ ]xaIxI ⋅= ωωω exp, 0

(2 - 72)

a děr ve valenčním pásu:

( ) ( ) ( )[ ]xaIxI ⋅= ωωω exp, 0

(2 - 73)

Energetické úrovně Wh, WS , a hlavně WF, viz Obr. 2.31, však nejsou v polovodiči beze změn. Jejich polohu ovlivňuje zejména koncentrace příměsí akceptorového či donorového typu a teplota, určující stupeň ionizace příměsí. Pro součin rovnovážných koncentrací volných elektronů a děr v nevlastním polovodiči jakéhokoliv typu vodivosti platí známý vztah:

( ) ( ) ( )[ ]xaIxI ⋅= ωωω exp, 0

(2 - 74)

z něhož plyne, že při rovnováze nepřetržitě probíhajících excitačních a rekombinačních dějů se v polovodiči s libovolnou koncentrací příměsí ustálí koncentrace děr np a elektronů nn vždy na tako-

Obr. 2.31 Energetický pásový diagram pro nevlastní polovodič; a) spektrum ener-gií, b) energetická hustota stavů polovol-ných nosičů náboje.

Obr. 2.32 Zářivé a nezářivé rekombinace v polovodičích; a) mezipásová přímá, b) mezipásmová nepřímá, c) přímá zóna-term, d) nepřímá zóna-term, e) na pásu donor-akceptor, f) na izoelektronovém centru, g) mezipáso-vá Augerova, h) Azgerova zóna-term, i) nezářivá zóna-centrum.

Page 40: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

40

vých úrovních , jejichž geometrický průměr je shodný s velikostí koncentrace vlastních nosičů náboje ni polovodiče bez příměsí při stejné teplotě T.

Předpokládejme, že v nevlastním polovodiči při pracovní teplotě T jsou donorové i akceptorové příměsi ionizovány a procesy generace a rekombinace volných nosičů jsou vzájemně vyváženy. Rov-novážně koncentrace elektronů i děr jsou nn a np. Při porušení této temodynamické rovnováhy zvýše-ním hodnoty součinu nn np např. injekcí minoritních nositelů z p-n přechodu či excitací párů elektron-díra (pohltí-li valenční elektron kvantum kinetické či elektromagnetické energie větší než šířka zaká-zaného pásu Ws – Wh přechází z valenčního do vodivostního pásu, stává se zde polovolný a ve va-lenčním pásu zanechává prázdné místo, díru, která se opět polovolně pohybuje a chová se jako nosič kladného náboje) dochází k postupnému vyrovnávání poměrů zvýšenou rekombinací elektronů a děr tak, že elektron z vodivostního pásu uvolní kvantum energie a sestoupí do pásu valenčního na místo zaujímané děrou. Pár elektron-díra tedy rekombinuje se současným vyzářením fotonu (zářivá rekom-binace), či předá nadbytečnou energii prostřednictvím kvant kmitů mříže, fononů (nezářivá rekombi-nace), jedním z typů kvantového přechodu z Obr. 2.32.

Nejjednodušším rekombinačním mechanismem je přímá mezipásová zářivá rekombinace, kdy v polovodiči přechází elektron z obsazeného stavu ve vodivostním pásu do volného stavu ve valenční sféře při vyzáření fotonu kmitočtu ( ) hhs EE −≥ω . Tento přechod může probíhat jen mezi stavy s velmi blízkou hodnotou impulsu. Je-li ve valenční a vodivostní sféře splněna zmíněná podmínka, má tento přechod vysokou pravděpodobnost. Mnohem méně pravděpodobný je nepřímý mezipásový záři-vý přechod, u něhož se část rekombinační energie vyzáří prostřednictvím fotonu s kmitočtem

( ) hhs EE −≤ω a zbylá část energie spolu s rozdílem impulsu stavů před přechodem a po něm je předána uzlům krystalové mřížky formou kinetické energie kmitů, fononem. Nízká pravděpodobnost tohoto procesu plyne z komplikovanějších, a tím zřídka splněných podmínek kvantového přechodu probíhajícího za účasti více částic. Zářivá rekombinace zóna-term je charakteristická přechodem vol-ného elektronu na donorovou či díry na akceptorovou hladinu doprovázeným odevzdáním fononu krystalové mříži a deionizací atomu příslušné příměsi. Původní náboj atomu příměsi je obnoven záři-vým přechodem volného nosiče z odlehlého pásu. Umožňuje-li hladina příměsi přímý přechod, je po-pisovaný typ rekombinace opět značně intenzivní. Účastní-li se však této rekombinace fonon, je vzác-ná. Dalším typem zářivé rekombinace, která může být velmi účinná, je rekombinace na páru donor-akceptor. V některých případech jsou již při přípravě monokrystalu základního materiálu kladný donor a záporný akceptor k sobě přitahovány couloumbovskými silami natolik, že se sdružují a vytvářejí dvojice. Tato dipólová dvojice může být deionizována elektronem z vodivostního a dírou z valenčního pásu, které předají mříži přebytek energie a impulsu. Poté obvykle dochází k přímé rekombinaci a obnovení původního náboje složek dvojice. Ke známým zářivým mechanismům patří i rekombinace na izoelektronovém centru. Dochází k ní, existují-li v krystalu polovodiče atomy bez schopnosti ioni-zace, vytvářející kolem sebe hlubokou potenciální jámu. Tyto atomy mohou ve svém potenciálním poli při vyšší koncentraci volných nosičů postupně zachytit elektron a díru, které se vzájemně vážou a vytvářejí exciton. takovýto prostorově vázaný exciton se po určité době rozpadá, většinou přímo, vy-zářením fotonu.

Z nezářivých rekombinačních mechanismů jsou nejdůležitější tzv. Augerovy rekombinační po-chody, kde nezářivě rekombinuje elektron a díra tak, že svou energii a impuls předá elektron-elektronovou interakcí jinému volnému nosiči, který ji postupně odevzdá kmitům mřížky. Méně časté jsou přechody na rekombinačních centrech typu zóna-term.

Pravděpodobnost jednotlivých typů rekombinací závisí zejména na uspořádání vnitřní struktury polovodiče. Prvořadou roli zde sehrává tvar periodického potenciálového pole v krystalu.

Jak víme, celková energie volných nosičů náboje je v každém okamžiku dána součtem jejich potenciální a kinetické energie:

Bude-li potenciální energie nosičů nezávislá na směru a velikosti impulsu, bude tento vztah reprezen-tovat parabolickou závislost celkové energie na impulsu částice. Ekvidistantní dělení osy p v Obr.

mpWWWW pkp 2

2

+=+= (2 - 75)

Page 41: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

41

2.33a představuje konečné dělení stavového prostoru na elementární buňky vp ∆⋅∆=3h , když v∆ je objem krystalové buňky, která je v krystalu mezí určení polohy částice.

Vlivem komplikovaného průběhu krystalového potenciálového pole se skutečná závislost ener-gie částic na jejich impulsu od tohoto průběhu značně liší, viz Obr. 2.33b, c, d. Vidíme, že minimum energie vodivostního a maximum energie valenčního pásu mají u polovodičů Ge a Si vzájemně odliš-né hodnoty impulsu. Těmto polovodičům říkáme nepřímozónové. Naopak u přímozónového GaAs obsazeným stavům ve valenčním a vodivostním pásu přísluší stejné hodnoty i směr impulsu částic.

Při všech kvantových změnách stavu mikročástic v autonomním systému musí zůstat zachováno celkové množství energie i celkový impuls zúčastněných částic před přechodem i po něm.Pro rekom-binaci páru elektron-díra v nepřímozónovém polovodiči to znamená, že současně s kvantem energie musí být odevzdána vysoká hodnota impulsu. Této podmínce vyhovuje kvantum kinetické energie kmitů mříže, fonon. Proto jsou v nepřímozónových polovodičích bez zvláštních úprav rekombinační procesy převážně nezářivé. Stejně tak absorpce záření, doprovázená excitací páru volných nosičů, pro

niž platí stejné podmínky jako pro zářivou rekombinaci, je u těchto polovodičů nízká. Účinného zintenzivnění záři-vých rekombinací lze dosáhnout zabudováním rekombi-načních párů nebo excitonových pastí do mříže základního materiálu. V přímozónových materiálech se většinou vy-skytují takové mezipásové rekombinace, kdy velkému kvantu uvolněné energie přísluší velmi malá hodnota im-pulsu. Je splněna podmínka pro to, aby nositelem uvolně-ného kvanta energie byl foton, který má vzhledem ke své nulové hmotnosti velmi malou hodnotu kvaziimpulsu. Pří-mozónové polovodiče vlivem vysoké pravděpodobnosti přímých zářivých mezipásových přechodů rekombinují zářivě s velkým kvantovým výtěžkem, a vyznačují se tedy i silnou absorpcí dopadajícího záření.

Na procesy generace a rekombinace nosičů a na po-měr počtu zářivých a nezářivých přechodů má podstatný vliv také teplota. Zvýšením teploty zpravidla vzroste podíl nezářivých přechodů. Četnost přímých zářivých přechodů snižuje zejména Augerova rekombinace. Na degradaci zářivé rekombinace zóna-term se podílí termická excitace nosičů z odlehlého pásu na hladinu příměsových center. Zhášení zářivé rekombinace na páru donor-akceptor nastá-vá v důsledku obsazení donorové hladiny elektronem z valenčního pásu či přechodu elektronu zachyceného akceptorem do vodivostního pásu.

2.5.2 Luminiscence v polovodičích

K luminiscenci v polovodičích dochází tehdy, splňuje-li použitý materiál podmínky ke vzniku některého druhu zá-řivé rekombinace a dojde-li v některém místě polovodiče ke zvýšení středního počtu volných nosičů náboje

pns nnn ⋅=2 nad hodnotu 2

in počtu vlastních nosičů při dané teplotě. Podle způsobu narušení termodynamické rovnováhy v polovodiči rozlišujeme několik druhů lumi-niscence.

Katodoluminiscence

Je druh luminiscence, při níž dochází ke vzniku nerovno-vážných nosičů náboje v polovodiči dopadem a absorpcí kinetické energie částic katodových paprsků či elektrono-

Obr. 2.33 Diagram W(p) pro základní polovodičové materiály.

Page 42: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

42

vého svazku. Takto navozená porucha termodynamické rovnováhy je u vhodně připraveného polovo-diče doprovázena zářivými rekombinacemi a emisí fotonů. Tohoto jevu se využívá v polovodičových laserech buzených elektronovým svazkem.

Fotoluminiscence

Fotoluminiscencí označujeme emisi záření vzniklého rekombinací v polovodiči, jehož termodynamic-ká rovnováha byla porušena generací párů elektron-díra způsobenou absorpcí fotonů budícího záření. Vlnová délka budícího záření je tedy kratší než délka vlny rekombinační emise. Emisní spektrum foto-luminiscence dovolí specifikovat typy i účinnosti jednotlivých zářivých rekombinačních mechanismů v polovodiči. Využívá se většinou pro sledování fyzikálních vlastností materiálu, výjimečně jsou kon-struovány i opticky buzené polovodičové lasery.

Elektroluminiscence

Elektroluminiscence je jev, při němž dochází k přímé přeměně elektrické energie v energii elektro-magnetického záření. K vybuzení zářivých rekombinačních procesů se využívá elektromagnetického záření. K vybuzení zářivých rekombinačních procesů se využívá elektrické pole, které působí na ak-tivní krystalický nebo práškový materiál. Existuje několik způsobů buzení elektroluminiscence.

Intrizická metoda. Elektroluminiscence vzniká působením střídavého elektrického pole s frekvencí rozhlasového rozsahu na prach polovodiče ( např. ZnS). Nárazovou ionizací vzniká v zrnku polovodiče nadbytek nosičů, což vyvolá rekombinační procesy. Účinnost nabývá větší než 1 %.

Lavinová metoda. Působí-li na volné nosiče v polovodiči po dostatečně dlouhou dobu dostateč-ně silné elektrické pole, vzroste jejich rychlost a kinetická energie natolik, že mohou nárazem ionizo-vat atomy příměsi nebo mřížky a vytvořit tak páry sekundárních nosičů. Tyto nosiče jsou elektrickým polem znovu urychlovány, dochází k dalším ionizacím a lavinovitému růstu proudu, při němž je v aktivní oblasti velmi vysoká koncentrace volných nosičů a jsou splněny podmínky pro vznik rekom-binačních přechodů. Proces však vyžaduje zdroj primárních nosičů a přítomnost silného pole v materiálu. Obě podmínky mohou být splněny na závěrně polarizovaném p – n přechodu v oblasti lavinovitého průrazu i na stejně orientovaném přechodu kov-polovodič, kde vznikají vysoké intenzity pole. U těchto přechodů je rychlost vysávání nosičů z oblasti rekombinace větší než rychlost jejich injekce, což nepříznivě ovlivňuje účinnost zářivé přeměny. V Schottkiho přechodech navíc většina volných nosičů rekombinuje v kovové vrstvě, kde jsou emitované fotony rychle absorbovány. Potřeb-nou účinnost buzení luminiscence dává závěrně pólovaný přechod M-I-S.

Obr. 2.34 Pásové diagramy struktur využívajících lavinovou metodu buzení elektroluminiscence.

Tunelová metoda. Luminiscence je zde dosahováno tunelováním volných nosičů v p – n pře-chodu propustně i závěrně pólovaném. Typické uspořádání využívající tunelované elektroluminiscen-ce představuje degenerovaný p - n přechod v propustném stavu s hladinami příměsových center v zakázaném pásu. Elektrony z vrstvy n při malém propustném napětí tunelují na hladinu příměsi v zakázaném pásu polovodiče p a odtud mohou zářivě rekombinovat s děrami ve valenční sféře, viz Obr. 2.35.

Injekční metoda. Je nejčastějším způsobem buzení elektroluminiscence. K porušení termody-namické rovnováhy v polovodiči je využit p- n přechod polarizovaný v propustném směru. Dochází v něm ke vstřiku majoritních nositelů proudu do protilehlých vrstev přechodu, kde zvýší koncentraci

Page 43: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

43

minoritních nositelů, a tím i střední koncentraci ns. V bezprostřední blízkosti přechodu tak dochází k intenzivní poruše rovnovážné kon-centrace a k silnému zvýšení četnosti relaxačních pochodů, z nichž některé mohou být zářivé. Injekční metoda buzení se vyznačuje nejvyššími dosahovanými účinnostmi, a proto se injekce v p – n přechodu využívá ke konstrukci většiny elektroluminiscenčních součástek a polovodičových laserů.

Injekční metoda. Je nejčastějším způsobem buzení elektro-luminiscence. K porušení termodynamické rovnováhy v polovodiči je využit p- n přechod polarizovaný v propustném směru. Dochází v něm ke vstřiku majoritních nositelů proudu do protilehlých vrstev přechodu, kde zvýší koncentraci minoritních nositelů, a tím i střední koncentraci ns. V bezprostřední blízkosti přechodu tak dochází k intenzivní poruše rovnovážné koncentrace a k silnému zvýšení četnosti relaxačních pochodů, z nichž některé mohou být zářivé. Injekční metoda buzení se vyznačuje nejvyššími dosahovanými účinnostmi, a proto se injekce v p – n přechodu využívá ke kon-strukci většiny elektroluminiscenčních součástek a polovodičových laserů.Injekční metoda. Je nejčastějším způsobem buzení elektro-luminiscence. K porušení termodynamické rovnováhy v polovodiči je využit p- n přechod polarizovaný v propustném směru. Dochází v něm ke vstřiku majoritních nositelů proudu do protilehlých vrstev přechodu, kde zvýší koncentraci minoritních nositelů, a tím i střední koncentraci ns. V bezprostřední blízkosti přechodu tak dochází k intenzivní poruše rovnovážné koncentrace a k silnému zvýšení četnosti relaxačních pochodů, z nichž některé mohou být zářivé.

Injekční metoda buzení se vyznačuje nejvyššími dosahovanými účinnostmi, a proto se injekce v p – n přechodu využívá ke konstrukci většiny elektroluminiscenčních součástek a polovodičových laserů.

2.5.3 Spontánní a stimulovaná emise v polovodičích

V přímozónovém polovodiči, podobně jako v souboru kvantových systémů s diskrétními hladinami, dochází ke kvantovým přechodům charakteristickým pro tři základní typy interakce záření a hmotného prostředí. Při srovnání charakteru přechodů v polovodiči s přechody v systémech s diskrétním spekt-rem lze najít společné rysy i specifika. V polovodičích probíhají kvantové přechody mezi relativně širokými energetickými pásy, což způsobuje značný rozptyl kmitočtů intereagujících fotonů a mnoho-násobně větší šířku emisního spektra než šířka čáry přechodu mezi dvěma diskrétními hladinami. Na-víc se v polovodiči nevyskytují stavy s extrémně dlouhou dobou života (doba života nadbytečných nositelů je v přímozónovém polovodiči 10-10s, v nepřímozónovém 10-8s).

Samovolné zářivé rekombinační pochody tvoří spontánní emisi záření v polovodiči. Produkují nekoherentní záření relativně širokého spektra vlnových délek ( )nm5020 ÷≈∆λ a tvoří základní zářivý mechanismus v elektroluminiscenčních zdrojích.

Elektroluminiscenční dioda (LED)

Je nejrozšířenějším elektroluminiscenčním zdrojem. V nejjednodušším případě je tvořena homostruk-turním p – n přechodem přímozónového či nepřímozónového polovodiče dotovaného do degenerace, který je provozován v propustném směru. Luminiscence je u ní buzena injekční metodou. Elektrony z vrstvy n jsou driftovým polem vstřikovány do oblasti p těsně přiléhající k rovině přechodu, kde mnohonásobně zvýší koncentraci minorů. Obdobně díry injektované z p naruší termodynamickou rovnováhu v přechodové zóně vrstvy n. tím dojde v této tzv. obohacené vrstvě ke zvýšení intenzity rekombinačních procesů, z nichž některé mohou produkovat fotony. Spektrum emitovaného záření závisí nejen na šířce zakázaného pásu, popř. na druhu zářivé rekombinace, liší se také podle toho, vzniká-li záření ve vrstvě p či n.

Pravděpodobnost přechodu částice z vyšší energetické hladiny dvojhladinového systému na niž-ší je přímo úměrná stupni degenerace nižší hladiny. Ve výpočtu pravděpodobnosti přímých přechod

Obr. 2.35 Buzení elektrolumi-niscence; a/ tunelovou metodou, b/ injekční metodou.

Page 44: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

44

mezi pásy vystupuje místo degenerace hladin impulsová hustota stavů ve valenčním a vodivostním pásu. Jak se ukazuje, velikost a poloha maxima impulsové hustoty obsazených stavů závisí na efektiv-ní hmotnosti částic. Pro díry ve valenčním pásu, které mají obvykle ×÷× 2510 vyšší efektivní hmot-nost než elektrony ve vodivostním pásu, je hodnota maxima impulsové hustoty obsazených stavů až

×10 vyšší než pro elektrony a navíc poloha tohoto maxima je u děr zhruba ve stejném poměru blíže počátku p = 0 než maximum hustoty stavů elektronů, viz Obr. 2.36. Je zřejmé, že zářivé rekombinace budou při srovnatelných koncentracích příměsí a úrovních injekce, mnohem pravděpodobnější

( )×÷× 2010 v polovodiči typu p než v typu n. Totéž platí i pro generaci páru elektron díra ab-sorpcí

fotonu. Důsledkem toho je, že v symetrickém přechodu je intenzita záření produkovaná p vrstvou asi

×15 vyšší než v n polovodiči, navíc spektrum záření p vrstvy je obvykle několikrát užší než spektrum záření vrstvy n. Polovodič typu p má tedy vyšší kvantový výtěžek elektroluminiscence a vykazuje i vyšší ab-sorpci světla. Abychom potlačili neúčinnou rekombi-naci ve vrstvě n, konstruujeme obvykle přechod p – n nesymetrický se zhruba desetinásobnou koncentrací donorů v n oproti akceptorům v p. Tím zaručíme, že se na vedení proudu přechodem podílí téměř výhradně elektrony, které jako minory v p účinně rekombinují.

Je-li objem polovodiče vystaven účinkům op-tického záření se spektrem obsahujícím vlnové délky spontánních přechodů, lze kromě absorpce pozorovat i znatelné zkrácení doby života nadbytečných nositelů a výrazné zintenzívnění rekombinace. Tyto rychlé záři-vé rekombinační pochody jsou pozorovány jen u pří-mozónových polovodičů. Jde u nich o sestup elektronu z vodivostního pásu do pásu valenčního vyvolaný působením záření, doprovázený emisí fotonů shod-ných vlastností s fotony budícího pole. Existence těch-to stimulovaných rekombinací tvoří základ možnosti konstrukce polovodičových zesilovačů a generátorů koherentního monochromatického záření.

Polovodičový laser

Je zřejmé, že k tomu, aby v polovodiči došlo k zesílení dopadající elektromagnetické vlny, musí v daném objemu stimulovaná rekombinace produkovat více fotonů než je pohlceno absorpcí. Pro cel-kovou pravděpodobnost stimulovaných a absorpčních přechodů v jednotce objemu za jednotku času

npPr a p

nPr musí při zesilování platit:

pn

np PrPr >

(2 - 76)

Přesná interpretace této podmínky pomocí pásového energetického diagramu není jednoduchá, neboť výpočet pravděpodobnosti přímých mezipásových přechodů n

pPr a pnPr vychází z průběhů impulsové

hustoty stavů volných nosičů náboje. Pravděpodobnost přímé mezipásové rekombinace v polovodiči npPr stimulované dopadajícím zářením je dána:

( ) ( ) ( ) pdpd

pdppd

pdnC pnnp

rr

r

r

r

ωρ⋅⋅= ∫Pr

(2 - 77)

Obr. 2.36 Elektroluminiscenční dioda, hustoty obsazených stavů a emisní spektra jednotlivých oblastí přechodu,

Page 45: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

45

Kde: ( )ωρ je složka spektrální hustoty energie dopadajícího záření s kmitočtem ( )h

rpWg=ω

pddnnr je impulsová hustota elektronů ve vodivostním pásu,

pddp pr je impulsová hustota děr ve valenčním pásu.

Pro pravděpodobnost generačních přechodů Prpn v polovodiči typu p spojených s absorpcí záření do-

stáváme:

( ) ( ) ( ) pdpd

pdppd

pdnC npp

n

rr

r

r

r

ωρ⋅⋅= ∫Pr

(2 - 78)

Kde: pd

dnpr je impulsová hustota vázaných elektronů ve valenčním pásu,

pddpnr je impulsová hustota neobsazených elektronových stavů ve vodivostním pásu.

Rozborem vztahů (2 - 77) a (2 - 78) lze ukázat, že podmínka (2 - 76) bude splněna tehdy, bude-li pro danou hodnotu energie přímého přechodu Wg ve valenčním i ve vodivostním pásu polovodiče větší impulsová hustota obsazených stavů volných nosičů než impulsová hustota stavů volných:

pddn

pddp

pddp

pddn ppnn

rrrr >> ,

(2 - 79)

Dopustíme-li se jistého zjednodušení ( oprávněného u krystalů, kde potenciální energie nosičů nezávi-sí na jejich impulsu), dá se tato podmínka obdobně formulovat i pro energetické hustoty stavů volných nosičů ve vodivostním a valenčním pásu.

Vzhledem k většímu po-dílu zářivých rekombinací v polovodiči typu p než v typu n se budeme dále zabývat jen poměry v polovodiči s děrovou vodivostí. V něm mohou být hladiny u stropu valenčního pásu obsazeny víc děrami než elektrony (volnými stavy) teh-dy, bude-li koncentrace akcep-torových příměsí vyšší než úroveň degenerace polovodiče. V tom případě, viz Obr. 2.37, se akceptorová hladina rozšíří

v akceptorový pás, který se při dalším zvýšení koncentrace spojí s valenčním pásem. Fermiho hladina probíhá v takovém polovodiči, při teplotě o málo vyšší než teplota ionizace příměsí, hluboko pod hor-ní hladinou valenčního pásu. Pro možné stavy děr s energií vyšší než WF platí, že jsou obsazeny z více jak 50%. Abychom dosáhli převahy stimulované emise nad absorpcí, musíme se, buzením polovodiče některou z metod uvedených v kap. 2.5.2, pokusit o splnění druhé poloviny podmínky (2 - 79), tedy o dosažení nadpolovičního obsazení elektronových hladin v oblasti dna vodivostního pásu. Takový stav polovodiče označujeme jako stav s inverzní populací. Polovodič je v daném objemu schopen zesilovat procházející elektromagnetické záření s energiemi fotonů v oblasti inverze hladin přímých přechodů.

Obr. 2.37 Energetický pásový diagram polovodiče; a) nedegerovaného, b) v blízkosti degenerace, b/ v blízkosti degenerace, c)v oblasti hluboké degenerace.

Page 46: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

46

Ve většině případů však dosažení teoretické podmínky inverze nestačí k tomu, aby bylo možno aktivního objemu polovodiče využít pro zesilování nebo generaci záření. Inverze je obvykle v polovodiči možno dosáhnout ve velmi malém objemu, navíc je rušena driftovými a difúzními silami, které se snaží snížit úroveň nadbytečné koncentrace minorů. Pro využití stimulované emise v polovodiči je tedy nezbytné zajistit velmi hlubokou inverzi, viz. Obr. 2.37c, což znamená, že téměř všechny možné stavy v okolí stropu valenčního pásu musí být obsazeny děrami a Fermiho kvazihladi-na děr WFp je tedy hluboko pod horní hladinou valenčního pásu Wh (hluboká degenerace nevlastního polovodiče získaná vysokou koncentrací příměsí), a že téměř všechny možné stavy v okolí dna vodi-vostního pásu musí být zaplněny elektrony, Fermiho kvazihladina elektronů WFn je pak vysoko nad spodní hladinou vodivostního pásu Ws (nutno zajistit intenzivním buzením opticky, intrizicky či injek-cí minorů).

Na splnění podmínek inverze má zásadní vliv teplota. Při zvyšování teploty se totiž mění průběh rozdělovací funkce obsazení hladin dané Fermi-Dirackovou statistikou, elektrony ve vodivostním i díry ve valenčním pásu obsazují bohatěji stavy s vyšší energií, což vede k tomu, že vrstva spodních hustě obsazených hladin se zúží. Fermiho kvazihladiny budou klesat k okrajům pásů a stupeň inverze se bude snižovat. Při dostatečně vysoké teplotě mohou kvazihladiny klesnout až do zakázaného pásu. Degenerace polovodiče při této tzv. kritické teplotě zaniká. Kritická teplota je přímo úměrná koncent-raci příměsí. V pásu majorů lze tedy vliv teploty do jisté míry kompenzovat zvýšením dotace. V pásu minorů většinou nutno teplotní degradaci inverze čelit zvýšením intenzity buzení, často je však nutno využít speciálních úprav pásové struktury polovodiče. Z tohoto hlediska nejpříznivější teplotní režim nastává při teplotě právě postačující k ionizaci příměsí, tedy většinou v oblasti teplot jednotek až něko-lik desítek Kelvinů. Dalším závažným jevem snižujícím inverzi jsou četné samovolné zářivé i nezářivé rekombinace, jejichž intenzita roste s teplotou. Jimi způsobenou ztrátu nadbytečných nosičů lze kom-penzovat jen opětným zvýšením intenzity buzení. Záření spontánní rekombinace nadto vzhledem k užitečnému zesilovanému záření elektromagnetický šum, nezářivá rekombinace svou energií zahří-vají aktivní objem polovodiče.

Krystal polovodiče se zaručenou inverzí v obsazení elektronových a děrových stavů je tedy ak-tivní látkou, kterou je při ozáření monochromatických světlem kmitočtu:

( ) ( )FpFnhs WWWW −<<−hh

11 ω

(2 - 80)

možno využít jako koherentního zesilovače záření. Při jejím umístění do pracovního prostoru Fabry-Ferotova rezonátoru pak, pokud je zesílení látky schopno krýt všechny energetické ztráty, získáváme polovodičový kvantový generátor světla emitující koherentní monochromatické záření na kmitočtu odpovídajícím nejvyšší hodnotě zesílení smyčky zpětné vazby. Pro širokopásmový rezonátor je kmito-čet záření určován obvykle polohou Fermiho kvazihladin FpFn WWh −=0ω , v jejichž bezprostřední blízkosti se nalézá maximální hustota obsazených stavů, při níž je ještě zachovaný potřebný stupeň inverze.

Elektronově čerpaný laser.Při dopadu elektronového svazku s energií cca 20keV na povrch polovodi-čového krystalu pronikají elektrony do hloubky materiálu a nárazovou ionizací produkují páry elek-

Obr. 2.38 Konstrukce elektronově čerpaných laserů; a) s radiálním čerpáním, b) typu zářící zrcadlo, c) s více prvky, l – chladič, 2 – aktivní látka, 3 – rezonátor

Page 47: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

47

tron díra, při čemž ztrácejí postupně většinu své energie. Podél své dráhy tak elektron vytvoří zhruba 104 párů elektron-díra. Ty potom obsazují stavy na okrajích energetických pásů. Je-li svazek elektro-nů dostatečně intenzivní, dojde k inverzi v obsazení stavů, čímž je splněna podmínka generace záření. Při vhodné orientaci výbrusu vzhledem ke krystalografickým osám mohou jeho vyleštěné lomové plochy tvořit jedno či obě zrcadla FP rezonátoru. Čerpání elektronovým svazkem se používá zpravidla u takových polovodičů, ze kterých nelze vytvořit přechod p - n (homeopolární polovodiče). Patří k nim většina typu AIIIBVa polovodiče emitující na mezi viditelného a ultrafialového záření. Polovodičové elektronově čerpané lasery dosáhly značné dodkonalosti jak z hlediska rozsahu generovaných vlnových délek (od 0,3 do 9 µm), tak i z hlediska vnější účinnosti ( ×÷×= 105%,35η vyšší než účinnost neodymových a rubínových laserů). Jednou z perspektivních konstrukcí je typ vyzařující zrcadlo, v němž tenká monokrystalická epitaxní vrstva, která je pro zabránění vzniku radiálního záření sozdělená v rovině kolmé ke směru záření na opticky izolované prvky. Z 1 cm² plochy zářícího zrcadla GaAs lze získat až 200MW impulsního a 10kW středního výkonu. Používá se zejména v televizních projekčních soustavách.

Opticky čerpaný laser. Umožňuje dosahovat velkého okamžitého i středního výkonu na jed-notku plochy a uskutečnit i účinnou přeměnu dlouho-vlnného záření na kohe-rentní krátkovlnné cestou dvoufotonového buzení. Pro optické čerpání polo-vodičového laseru lez pou-žít pevnolátkových kvanto-vých generátorů. GaAs laser zářící na 0,9 µm mů-žeme čerpat neodymovým generátorem, laser z GdS

emitující v oblasti modrozelené barvy lze čerpat rubínovým generátorem. Není však vyloučeno použít čerpacího záření s energií fotonů vyšší než šířka zakázaného pásu. Vlivem silné absorpce má optické buzení do značné míry povrchový charakter (hloubka vniku fotonů je srovnatelná s difúzní délkou proudových nositelů nebo dokonce menší). Na snižování kvantového výtěžku buzení se tedy podstat-nou měrou podílejí nezářivé povrchové rekombinace. Je-li S – rychlost povrchové rekombinace, D – difúzní konstanta a L – difúzní délka minoritních nositelů, je kvantový výtěžek:

1

1−

+=

DSL

(2 - 81)

Vliv povrchových rekombinací lze eliminovat, dochází-li k pohlcování budícího záření na heterogen-ním rozhraní průsvitného a neprůsvitného polovodiče (GaAlAs-GaAs).

Injekční laser. Vzniká vytvořením strmého p – n přechodu ze silně degenerovaného polovodiče s přímozonovým přechodem (GaAs, InP, …), ve kterém je silnou injekcí minorů vyvolanou proudem v propustném směru vytvořena v blízkosti roviny přechodu oblast s inverzním obsazením elektrono-vých a děrových stavů schopná zesilovat světlo. Navíc je takovému přechodu zajištěna dostatečně kvalitní zpětná vazba např. umístěním aktivní oblasti do dutiny FP rezonátoru. Vzhledem k vyššímu podílu zářivých rekombinací v polovodiči typu p než ve vrstvě n je přechod často konstruován jako nesymetrický s převažující elektronovou složkou proudu. Aktivní oblast se tedy vytvoří v tenké vrstvě polovodiče p těsně přilehlé k rovině přechodu. K vytvoření inverze dostatečné pro to, aby aktivní ob-last svým zesílením stačila krýt všechny ztráty ve smyčce zpětné vazby, je třeba dosáhnout určité pra-hové hodnoty hustoty elektronového proudu přechodem. Potom dojde v rezonátoru k lavinovému zesí-

Obr. 2.39 Typy čerpacích přechodů a konstrukce opticky čerpaných polo-vodičových laserů.

Page 48: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

48

lení spontánně emitovaných fotonů a k vybuzení částečně koherentní kvazimonochromatické elektro-magnetické vlny s úhlovým kmitočtem ω a s danou vidovou strukturou.

U homostrukturních diod má na hloubku inverze velmi nepříznivý vliv teplota, proto tyto lasery při poko-jové teplotě mají extrémně vysoké prahové hustoty prou-du 2810 mAip ≈ . Proudy takových hustot pak zpětně silně zahřívají přechod, proto je k funkci homostrukturní laserové diody (LD), viz Obr. 2.40, nezbytný účinný od-vod tepla. I přesto lze tyto lasery při pokojové teplotě obvykle provozovat jen v impulsním režimu. Kontinuální režim provozu se většinou dosahuje jen při podchlazení systému na teploty kapalného dusíku (77K) či kapalného helia (4,2K), kdy se zvýrazní degenerace polovodiče a zlepší se podmínky inverze ve vodivostním pásu. Klesne koncentrace elektronů nn nezbytná pro dosažení inverze, a tím i prahová hustota proudu přechodem. U LD je ob-vykle ke konstrukci rezonátoru využito planparalelních čel čipu odpovídajícím přirozeným štěpným rovinám vhodně orientovaného krystalu, které získají lomem zrca-dlově lesklý povrch a koeficient odrazu 3,0=r .V aktivní vrstvě se zesilovacím činitelem α , činitelem optických

ztrát β a délkou 1R lze zjistit prahový zisk aktivní vrstvy pα z podmínky generace:

( )[ ] 1exp =−⋅ Rp lr βα

(2 - 82)

Je-li stNc

nγα = ,

kde: c je rychlost světla, Nst je počet stimulovaných přechodů v jednotce objemu za jednotku času ( funkce proudu

přechodem a kvantového výtěžku ( )eSIN kst η= ), γ je činitel rozložení optické energie v aktivní vrstvě ( závislý na d), lze pro prahový proud přechodem psát:

Kde: b, B jsou teplotní materiálové konstanty.

Graficky je podmínka generace koherentního záření v rezonátoru LD spolu se závislostí optického výkonu a napětí na proudu znázor-něna na Obr. 2.41. Prahové proudy hustoty dosahují u homostrukturních diod hodnot až 3.104 A/cm2 při teplotě varu dusíku. Pokles Fermiho kvazihladin a teplotou k okrajům energetických pásů je doprovázen nejen růs-tem prahové hustoty proudu (desetinásobkem teploty až třicetinásobný vzrůst prahové hus-toty), ale i snižováním frekvence emitované-ho záření, viz Obr. 2.42. Změna geometric-kých rozměrů rezonátoru a změna relativního

indexu lomu jsou další z příčin posuvu vlnové délky λ generovaného záření s teplotou.

Obr. 2.40 Homostrukturní laserová dioda.

bp

k BdI

1

=

αγη

(2 - 83)

Obr. 2.41 Závislost prahové hustoty proudu a spektra záření LD na teplotě.

Page 49: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

49

Ke snížení prahové hustoty proudu, a tím k získání možnosti provozovat polovodičový laser při pokojové teplotě je nezbytné snižovat tloušťku aktivní vrstvy d, která v homostruktuře závisí vý-lučně na difúzní konstantě, a současně zajistit zvý-šení kvantového výtěžku kη a činitele rozložení energie v aktivní vrstvě γ . Aktivní obohacená vrstva poněkud zvyšuje přítomností nadbytečného počtu nosičů svůj index lomu, což vlnovodným efektem přispívá ke koncentraci optické energie, zvyšování γ , a tím ke snížení prahového proudu. Zvýraznění tohoto jevu lze dosáhnout v heterostrukturním přechodu.

V jednoduché heterostruktuře, viz Obr. 2.43, jsou elektrony injektované do tenké aktivní vrstvy p z přechodu p – n zachycovány bariérou ve vodi-vostním pásu p+ – p heteropřechodu a rekombinují tedy v podstatně užší oblasti než v homostruktuře. Větší šířka zakázaného pásu materiálu p+ vrstvy a jeho výrazně nižší index lomu dovolují značně zeslabit aktivní vrstvu aniž by došlo ke zhoršení činitele rozložení intenzity světla:

( ) ( )

ℑ= ∫∫

∞−

dxxdxxp

n

x

(2 - 84)

Prahová hustota proudu se tak sníží až na 8.10² A/cm². Tento laser může pracovat v impulsním režimu při pokojové teplotě bez zvláštních nároků na chlazení s výkony W10010 ÷ .

Ještě většího snížení prahových proudových hustot bylo dosaženo v polovodičovém laseru typu dvojité heterostruktury, viz Obr. 2.43. Je schopna práce v kontinuálním režimu při pokojové teplotě. dobré vlnovodné vlastnosti planární struktury GaAlAs-GaAs-GaAlAs umožňují snížit tloušťku aktivní vrstvy p až na 0,1 µm. Inverze je v této struktuře zvýrazněna superinjekcí, tj. odrazem pohybujících se volných nosičů na okrajích potenciálových jam ve vodivostním i valenčním pásu. Nejnižší hodnoty prahových hustot při pokojové teplotě dosahují u speciálně upravených LD s dvojitou heterostruktu-rou, rozloženou zpětnou vazbou a modovými stopery velikostí 100A/cm².

Obr. 2.43 Vlastnosti a pásový diagram homostruktury, jednoduché a dvojité heterostruktury laserové diody.

Obr. 2.42 a) Podmínka generace koherentního záření v rezonátoru LD, b) závislost optického vý-konu a napětí na proudu LD.

Page 50: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

50

2.5.4 Materiály pro elektroluminiscenčním zdroje záření

Z předchozích článků vyplynuly některé požadavky na vlastnosti polovodičových elektroluminis-cenčních materiálů. Výchozí elektroluminiscenční materiál obvykle posuzujeme podle těchto hledisek → vhodná šířka zakázaného pásu, určuje spektrální oblast emitovaného záření → existence účinných zářivých rekombinačních mechanismů, nejlépe přímých mezipásových pře-

chodů → možnost přípravy obou typů vodivostí k využití injekčního buzení v p – n přechodu → možnost legování vhodnými příměsemi upravujícími spektrální charakteristiku a zvyšujícími

účinnost zářivých rekombinací → dobré technologické a mechanické vlastnosti

Některé z těchto požadavků jsou, jak se ukazuje, protichůdné, lze však většinou volit přijatelný kom-promis mezi jednotlivými požadavky a technologickými možnostmi. V poslední době jsou nejvíce používány tří základní typy materiálů.

Sloučeniny AIII B V

Jsou charakteristické tím, že složením kompo-zice lze v širokém rozsahu ovlivňovat jejich optické a fotoelektrické vlastnosti. Mají však mnohdy značně komplikovanou technologii přípravy. Základními binárními sloučeninami jsou GaAs, GaP, InAs, InP, GaSb, AlSb, AlAs. Z těch materiálů, kde to dovoluje malý rozdíl mřížkových konstant, lze úspěšně připravovat ternární sloučeniny, které změnou procentuál-ního zastoupení jednotlivých komponent dovo-lují plynule měnit šířku zakázaného pásu a pře-cházet z přímého na nepřímý typ mezipásmo-vého přechodu. Nejlepších výsledků při přípra-vě ternárních sloučenin bylo dosaženo vzájem-nou kombinací binárních materiálů GaAs, InAs, InP a GaN s přímým přechodem, GaP, AlSb, GaSb a AlAs s nepřímým přechodem. V praxi

je z ternárních sloučenin dnes nejvíce užíváno materiálů (GaAl)As, Ga(AsP) a částečně (GaIn)P, (Ga-In)N. Z kvaternárních sloučenin se využívá ponejvíce (InGa)(AsP) a (GaAl)(AsSb) hlavně pro přípra-vu DHS laserů a detekčních prvků. Fyzikální parametry některých binárních a ternárních sloučenin AIII BV ukazuje Obr. 2.44.

Sloučeniny AII B VI

Jsou to polovodiče s přímými přechody, což je předurčuje k využití pro generaci a detekci záření. Šíř-ka zakázaného pásma dovoluje emitovat záření vlnových délek od 0,3 µm. K nejznámějším patří ZnS, CdS, ZnSe, CdSe, HgSe a HgTe. Jejich použití je ztíženo homeopolaritou, tedy nemožností přípravy přechodu p – n.

Materiály 4. hlavní podskupiny

Pro aplikace v elektroluminiscenčních zdrojích má největší význam karbid křemíku SiC. Má mnoho polytypních krystalických forem s přímými i nepřímými přechody a různou šíří zakázaného pásu, kte-ré dovolují emitovat záření od ultrafialové po infračervenou oblast. Zdroje používající nejrozšířenější šesterečné modifikace SiC (6H) s nepřímým přechodem a šířkou zakázaného pás 3eV emitují ve žluté oblasti spektra s vnější účinností až 10%.

Rozsah emisních spekter často užívaných polovodičů ukazuje Obr. 2.45.

Obr. 2.44 Mřížkové konstanty a šířky zakázaných pásů některých polovodičů AIII B V.

Page 51: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

51

2.6 Kapalné krystaly

Jsou to organické chemické sloučeniny, především aromatického typu (vycházející z benzenového jádra) a alifatického typu (vycházející z necyklických jader, zejména metanu). Je pro ně význačné, že při jistém rozmezí teplot u nich existuje stabilní mezifáze, pře-chod mezi uspořádáním molekul v izotropní kapalině a uspořádáním molekul v krystalu pevné látky.

Krystaly se v mezofázi, která může mít několik typů, vyznačují pravidelným uspořádáním svých vět-šinou protáhlých polymerních nebo dimerních mole-kul. Vazby molekul v uspořádaném stavu však nejsou příliš silné, proto se látka v mezofázi stále jeví jako viskózní kapalina, molekuly se mohou pohybovat ve vrstvách či v určitých směrech s malým vnitřním třením. Pohyb molekul může být vyvolán nejen me-chanickými vlivy, může ho způsobit i vhodně orien-tované elektrické nebo magnetické pole, neboť mole-kuly většinou vykazují dielektrickou i magnetickou anizotropii. Změna uspořádání molekul vyvolaná některým z těchto vlivů má za následek změnu optic-kých vlastností krystalu.

2.6.1 Typy kapalných krystalů

Pokud jako hlediska třídění použijeme topologické uspořádání molekul krystalu nebo řetězců molekul v objemu látky, lze kapalně krystaly rozdělit do tří skupin, viz Obr. 2.46.

Obr. 2.45 Spektrální rozsah elektroluminiscen-ce polovodičů.

Obr. 2.46 Struktury kapalných krystalů; a) smektická typu A, b) smektická typu B, c) smektická typu C, d) nematická, e) cholesterická, f) spirála cholesteriku s délkou kroku.

Page 52: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

52

Smektické krystaly ( Smectic Liquid Crystal – SLC )

Vyznačují se protáhlými lineárními molekulami uloženými v rovnoběžných vrstvách. Delší osy mole-kul mají vzhledem k povrchu krystalu stálou orientaci.

Smektické krystaly typu A mají orientaci delších os molekul ve směru kolmém k povrchu vrst-vy. V jednotlivých vrstvách jsou molekuly vzájemně vázány, přesto ve vrstvách neexistuje výrazné uspořádání na velkou vzdálenost. vazby mezi vrstvami jsou velmi slabé. Vrstvy mohou po sobě lehce klouzat, nelze pozorovat uspořádanost mezi vrstvami. Ve směru napříč vrstev je pohyb molekul silně omezen, krystal se jeví jako tuhý. Smektické krystaly typu se opticky chovají jako jednoosá anizotrop-ní dielektrika s optickou osou shodnou se směrem delších os molekul.

Smektické krystaly typu B se vyznačují velmi pravidelnou texturou (uspořádáním molekul) v jednotlivých vrstvách. Stejně jako u typu A, i zde je charakteristické, že delší osa molekul je kolmá k povrchu vrstvy. Molekuly jsou zde na rozdíl od A typu vázány i mezi jednotlivými vrstvami. Ve vrstvách existuje vzdálené uspořádání (pravidelnost na velkou vzdálenost), vrstvy jsou uspořádané i vzájemně. Vazba mezi vrstvami ztíží pohyb vrstev mezi sebou, umožní však pohyb ve směru delších os molekul bez újmy na uspořádanosti. SLC-B mají svým uspořádáním i vlastnostmi nejblíže k pevným látkám. Opticky se většinou chovají jako jednoosá anizotropní dielektrika.

Smektické krystaly typu C mají opět v jednotlivých vrstvách molekuly uspořádané paralelně. Směr molekul ve vrstvě však není kolmý k povrchu vrstvy, směry delších os molekul se dokonce mo-hou v jednotlivých vrstvách lišit. Uspořádanost molekul v jednotlivých vrstvách nemá charakter vzdá-lené pravidelnosti. SLC-C se opticky chovají jako dvojosé krystaly.

Nematické krystaly (Nematic Liquid Crystal – NLC)

Molekuly nematických krystalů nejsou uspořádány do diskrétních vrstev, těžiště molekul jsou stochas-ticky rozptýlena podobně jak v izotropní kapalině. Molekuly NLC jsou tyčinkového tvaru, v celém objemu vzájemně rovnoběžné. Při zachování směru delší osy se molekuly v objemu krystalu chaoticky pohybují. Svými vlastnostmi se NLC nejvíce blíží izotropní kapalině, opticky se chovají jako jednoosé krystaly s optickou osou ve směru delší osy molekul.

Cholesterické krystaly (Cholesteric Liquid Crystal – CLC)

Původně byly tyto sloučeniny derivované z molekul cholesterolu, odtud také jejich název. Mají pro-táhlé molekuly, které jsou seřazené do rovnoběžných vrstev vzdálených od sebe cca 200 nm (přibližně stonásobek tloušťky vrstvy SLC). Molekuly leží svými dlouhými osami v rovině vrstvy. V rámci jedné vrstvy jsou shodně orientované, orientace v jednotlivých vrstvách se však liší. Ve dvou sousedních vrstvách jsou osy molekul vůči sobě pootočené o konstantní úhel ϕ∆ (nejčastěji o18,0=∆ϕ ). Perioda stáčení molekul ve šroubovici (dvojnásobek kroku L cholesteriku) bývá zhruba 0,2 mm.

Pro CLC jsou charakteristická dvě uspořádání molekul. Grandjeanova textura má osy šroubovic tvořených koncovými body stočených molekul orientované kolmo na vrstvy. CLC se v tomto případě chová jako opticky aktivní anizotropní dielektrikum. Při ohniskově kuželovém uspořádání jsou osy elementárních šroubovic orientovány všemi směry. Krystal intenzívně rozptyluje světlo. Tlakem nebo elektrickým polem může přecházet Grandjeanova textura do ohniskově kuželové.

2.6.2 Některé fyzikální vlastnosti LC

Molekuly LC se dielektricky chovají zpravidla jako elektrické dipóly se směrem vektoru dipólového momentu buď souhlasným s delší (geometrickou) osou molekuly, tyto krystaly jsou tzv. kladně dielek-tricky anizotropní, nebo kolmým na geometrickou osu, záporně dielektricky anizotropní krysta-ly.Molekuly v elektrickém poli podléhají mechanickým silám, které natáčejí molekulu tak, aby směr vektoru dipólového momentu splynul se směrem elektrického pole viz Obr. 2.47a, b.

V magnetickém poli se LC chovají jako anizotropní diamagnetické látky, jejich magnetická susceptibilita je však směrově závislá. Valnou většinou má tenzor magnetické susceptibility κ nej-menší složku ve směru geometrické osy molekuly. Molekuly se tedy budou vlivem magnetického pole natáčet geometrickou osou kolmo na směr magnetického pole. Stojí za zmínku, že v magnetickém poli

Page 53: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

53

dochází také k rozvinutí spirál CLC. Při určité kritické hodnotě intenzity pole Hk se krok L šrou-bovice protáhne do nekonečna. Rozvinutím spirály nastává řízený přechod z cholesterické do nematické fáze.

V magnetickém poli se LC chovají jako anizotropní diamagnetické látky, jejich magnetic-ká susceptibilita je však směrově závislá. Valnou většinou má tenzor magnetické susceptibility κ nejmenší složku ve směru geometrické osy mole-kuly. Molekuly se tedy budou vlivem magnetic-kého pole natáčet geometrickou osou kolmo na směr magnetického pole. Stojí za zmínku, že v magnetickém poli dochází také k rozvinutí spi-rál CLC. Při určité kritické hodnotě intenzity pole

Hk se krok L šroubovice protáhne do nekonečna. Rozvinutím spirály nastává řízený přechod z cholesterické do nematické fáze.

Při využití LCD k ovládání průchodu nebo odrazu světla je důležité, aby kapalný krystal měl v klidovém stavu definovanou orientaci molekul vůči směru dopadu světla. Dielektrické a elektroche-mické vlastnosti molekul LC umožňují při výrobě LCD definovaně orientovat molekuly struktury krystalu vzhledem k povrchu elektrodových desek kyvety ohraničující objem kapalné náplně součást-ky. Nejvýznamnější jsou dva typy uspořádání molekul vzhledem k povrchu elektrod.

Bude-li stěna kyvety třením opatřena povrchovým nábojem, nabita triboelektřinou, způsobí po-vrchový náboj, bez ohledu na typ dielektrické anizotropie LC, to, že se v bezprostřední blízkosti elek-trody molekuly krystalu zorientují svými delšími osami paralelně k rovině povrchu, rovnoběžně se směrem tření při nabíjení elektrodové desky. Takovému uspořádání molekul LC říkáme triboelektric-ké. Vlivem vazebných mezimolekulárních sil se všechny molekuly objemu LC seřadí paralelně k molekulám povrchové vrstvy. Schematicky je toto uspořádání znázorněno na Obr. 2.47c.

V případě, že buď materiál desky ohraničující povrch LC nebo častěji kapalný krystal samotný obsahuje povrchově aktivní látku, která zprostředkuje elektrochemickou vazbu molekul LC s materiálem elektrody, je možné, opět bez ohledu na typ anizotropie, dosáhnout uspořádání molekul krystalu s geometrickými osami kolmými k ploše deskové elektrody. V tomto případě hovoříme o homeotropním uspořádání molekul, viz Obr. 2.47d. Je-li mezi deskovými elektrodami uzavřen tenký film LC tloušťky cca 0,1 mm, způsobí toto povrchové uspořádání molekul pravidelnou orientaci částic celého objemu LC.

Působí-li na objem LC vnější síla se schopností přeorientovat molekuly, pak se mění orientace molekul zpočátku jen uvnitř objemu filmu LC. Povrchové vrstvy orientované stykem s deskovými elektrodami svoje uspořádání vzhledem k ploše desek nemění.

2.6.3 Optické vlastnosti LC a způsoby jejich využití

V předchozích článcích jsme poznamenali, že SLC a NLC se vzhledem k průchodu světla chovají jako jednoosá anizotropní dielektrika, rozkládají tedy dopadající záření na dvě kolmo lineárně polarizované vlastní vlny šířící se krystalem obecně různou fázovou rychlostí. Rozdíl optických drah vlastních vln (řádného a mimořádného paprsku) závisí na rozdílu délek hlavních poloos řezové elipsy elipsoidu indexů lomů ennn −=∆ σ Mění-li se působením vnějších vlivů orientace molekul vzhledem ke směru dopadajícího paprsku, mění se směr hlavních os elipsoidu, a tím i velikost os řezové elipsy. Mění se tedy i hodnota dvojlomu.

Tenký film cholesterického kapalného krystalu se vyznačuje selektivním odrazem dopadajícího světla. Dopadá-li na film CLC bílé světlo, lze při odrazu pozorovat některou jeho spektrální složku. Barva odraženého světla přitom závisí na úhlu dopadu a odrazu záření. Při daném úhlu dopadu a odra-zu pak barva odraženého světla závisí na kroku šroubovice cholesteriku L. Dopadá-li na film CLC polarizované monochromatické světlo, lze v krystalu pozorovat silné stáčení roviny jeho polarizace. tento jev způsobuje spirálová konfigurace dipólových molekul, v níž se vlastní kruhově polarizované vlny s vzájemně opačným smyslem rotace vektoru E

r šíří nestejnými fázovými rychlostmi. Optická

Obr. 2.47 Vlastnosti kapalných krystalů; a/ kladný dielektrická anizotropie, b/ záporná dielektrická ani-zotropie, c/ triboelektrické seřazení, d/ homeotropní seřazení.

Page 54: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

54

aktivita CLC způsobuje otočení polarizace až o 60 000º na 1 mm tloušťky vrstvy. Oba jevy lze opět ovládat vnějšími silami, neboť krok šroubovice L, na němž závisí popsané efekty, lze elektricky, mag-neticky, teplotně i jinak měnit.

Obr. 2.48 Způsoby využití optických vlastností LC; a/ dynamický rozptyl, b/ deformace verti-kálních fází, c/ stočený nematik, d/ termická kolorace CLC, e/ elektrická kolorace nematiku, 1 – transparentní elektroda, 2 – odrazná elektroda, 3 – molekuly, 4 – polarizátor, 5 – nosnáfolie, 6 – molekuly pleochroického barviva.

Page 55: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

55

Dynamický rozptyl (Dynamic Scattering Mode – DSM)

Lze ho pozorovat v tenkých filmech ( )mµ30≈ nematiku se zápornou dielektrickou anizotropií, kde 0<− ⊥εε II , elektrický dipól molekuly je kolmý na geometrickou osu. Nechť jsou molekuly mezi

transparentními elektrodami triboelektricky seřazené, viz Obr. 2.48a. Vrstva kapalného krystalu v mezofázi nenarušené vnějším působením je čirá. Při přiložení rostoucího napětí se kapalný krystal vlivem elektrického pole stává ještě homogennějším, mizí poruchy v jeho uspořádání. Při dosažení prahové intenzity, cca 200 V/mm, se povrch krystalu v odraženém světle silně znehomogenizuje, ob-jeví se světlejší a tmavší místa. V krystalu začíná vznikat hydromechanická cirkulace molekul po uza-vřených drahách. Důsledek turbulencí v objemu krystalu je silný rozptyl světla nazývaný dynamickým rozptylem. Dopadající rovinná vlna se po přiložení napětí na pár transparentních elektrod rozptýlí do všech směrů. Vznik režimu dynamického rozptylu nezávisí na polaritě napětí. Je ho možno pozorovat i

×10 více, než je stejná vrstva etylalkoholu.

Deformace vertikálních fází ( Deformation Aufgerichter Phase – DAP )

Vychází z elektricky řízeného dvojlomu v homeotropní vrstvě NLC. Homeotropní vrstva NLC, viz Obr. 2.48b, se bez přiloženého napětí chová jako jednoosý krystal s optickou osou kolmou na elektro-dy. Homeotropní uspořádání molekul se v NLC získává většinou přidáním povrchově aktivní směsi etoxybenziliden butylanilínu s metoxybenziliden butylanilínem (EBBA + MBBA) do mateřského NLC. Přiložením napětí dojde, pokud budou mít molekuly NLC zápornou dielektrickou anizotropii, k deformaci vzpřímených fází. Úhel náklonu geometrických os molekul závisí na velikosti i polaritě budícího napětí. Náklon os molekul způsobí změnu směru optické osy krystalu vzhledem k dopadajícímu záření. Při kolmém dopadu záření na krystal ve směru optické osy se materiál chová jako izotropní látka, při průchodu záření nedochází k žádným změnám jeho polarizace.

Po přiložení napětí se dopadající záření štěpí na dvě vlastní lineárně polarizované vlny, které se šíří krystalem odlišnými fázovými rychlostmi. Dochází tak k polarizačním jevům známým jako dvojlom. Doplněním struktury tvořené vrstvou LC mezi dvěma elektrodami o polarizační destičku lze sestavit součástku, která při přivedeném napětí zatemňuje odrazné pole. Tloušťka vrstvy LC musí v tomto případě odpovídat polovině vzdálenosti, při níž se procházející vlastní vlny ve vrstvě LC pod napětím zpozdí vzájemně o fázový úhel π . Polarizátor v takovém případě propustí do vrstvy LC z dopadajícího světla složku s polarizací o 45˚ stočenou k rovině polarizace vlastních vln. Dvojím průchodem světla vrstvou pod napětím dojde k fázovému posuvu vlastních vln, které po sečtení při výstupu generují lineárně polarizovanou vlnu s polarizací kolmou k původní propouštěné složce. Pola-rizátor vycházející záření utlumí. Ve vrstvě bez napětí jsou rychlosti obou vlastních vln shodné, nedo-chází ke změnám polarizace, polarizátor bez útlumu propustí záření vycházející z vrstvy LC, pozoro-vatel vidí světlé pole. Zatemnění pole při přivedení napětí je však závislé na vlnové délce záření zdro-je, neboť velikost hlavních os elipsoidu indexů lomů LC závisí také na frekvenci světla. Při osvitu buňky LC v modu DAP bílým světlem dojde vlivem napětí jednak ke zatemnění pole, ale též k jeho zbarvení.

Stočený nematický krystal (Twisted Nematic – TN)

Vychází z uspořádání molekul kladně dielektricky anizotropního NLC, viz Obr. 2.48c. Základem je triboelektrická orientace molekul k elektrodovým deskám. Z Z výchozí struktury, kde jsou všechny molekuly rovnoběžně se směrem dipólů triboelektřiny, se odvodí stočená struktura tak, že jednu z desek ( v našem případě spodní) otočíme vzhledem k druhé o 90˚ . Geometrické osy molekul se bu-dou šroubovitě natáčet od horní elektrody ke spodní. Tato struktury, podobně jako CLC, vykazuje optickou aktivitu (stáčení roviny polarizace světla). Ve stavu bez napětí způsobí optická aktivita krys-talu stočení polarizace dopadajícího světla při dvojím průchodu vrstvou. Polarizátor vystupující záření se stočenou polarizací absorbuje, pole se jeví jako temné. Součástka se vyjasní při přiložení napětí. Kladná dielektrická anizotropie molekul způsobí natočení molekul kolmo k elektrodám, čímž zmizí optická aktivita a záření bude krystalem procházet jako v izotropní kapalině. Polarizátor propustí vy-stupující záření, které průchodem LC nezměnilo svou polarizaci.

Page 56: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

56

Termická a elektrická kolorace kapalných krystalů

Tenký film cholesterického LC mění při odrazu v osvitu bílým světlem svou barvu podle teploty, viz Obr. 2.48d. S teplotou krystalu se svinují nebo rozvinují spirály Grandjeanovy textury. Úhel otočení roviny polarizace záření při průchodu vrstvou CLC závisí na kroku L spirály, délce dráhy záření v LC a kmitočtu záření.

Záření odražené od rozhraní mezi vrstvami CLC, které průchodem LC stočilo polarizaci, inter-feruje se zářením dopadajícím a odraženým od povrchu krystalu. Ty složky záření (s vlnovými délka-mi xλ ), které při průchodu LC stočí svou polarizaci o úhly πk , ....,2,1,0=k , tvoří výrazná interfe-renční maxima a minima v závislosti na fázovém zpoždění ϕ vůči vlně odražené od povrchu. Složky záření tvořící interferenční minima jsou intenzivněji selektivně pohlcovány, složky tvořící interferenč-ní maxima jsou selektivně odráženy. Takové složky (s vlnovými délkami yλ ), které při průchodu LC

stočí svou polarizaci o úhly ( ) 212 π+k , ....,2,1,0=k , neinterferují v klasickém slova smyslu, vekto-rově se sčítají. Při odrazu bílého světla od vrstvy CLC způsobí selektivně odražené složky xλ aditiv-ním mísením zabarvení krystalu, které se silně mění změnou xλ vlivem teploty. Aby xλ proběhla celý rozsah spektra viditelného záření stačí změna teploty o 0,1 K. Elektrická kolorace LC je založena na využití triboelektricky seřazeného kladně dielektricky anizotropního NLC, do jehož textury jsou zabu-dovány molekuly pleochroického barviva. Tvarem a strukturou se molekuly pleochroického barviva podobají molekulám NLC. Příkladem těchto barviv je metylová červeň, indofenolová modř, izolar zeleň. Pleochroismus molekul barviva spočívá ve směrově selektivním pohlcování určitých vlnových délek. Absorpční spektrum pleochroických molekul je tedy funkcí orientace molekul. Je-li molekula geometrickou osobu rovnoběžná s elektrickou intenzitou lineárně polarizovaného záření, je záření některých vlnových délek intenzívně absorbováno. Je-li geometrická osa molekuly barviva kolmá na vektor elektrické intenzity, je světlo propouštěno. Ve struktuře z Obr. 2.48e bez napětí je tedy pohlco-váno světlo s vlnovou délkou 1λ , při osvitu bílým světlem vidí pozorovatel doplňkovou barvu. Přilo-žením napětí dojde ke vzpřímení molekul NLC i pleochroického barviva, zmizí absorpce složky 1λ .

Některá pleochroická barviva vykazují fotochromní jev (viz kap. 6), takže dávají možnost muta-ce barvy silným ozářením. Existují také práce ukazující možnost měnit barvu směsi NLC, pleochroic-kého a nepleochroického barviva.

DOPORUČENÁ LITERATURA [2-1] Ilkovič, D.: Fyzika I, II. Bratislava, Alfa 1968 [2-2] Vlach, B. – Fuka, J.: Vlnová povaha světla. Praha, SPN 1975. [2-3] Beiser, A.: Úvod do moderní fyziky. Praha, Academia 1978. [2-4] Horák, Z. – Krupka, F.: Fyzika I, II. Praha, SNTL 1976. [2-5] Korsunskij, M. I.: Optika, stavba atómu, atómové jadro. Bratislava, SVTL 1964. [2-6] Vrba, V.: Moderní aspekty klasické fyzikální optiky. Praha, Academia 1974. [2-7] Peřina, J.: Teorie koherence. Praha, SNTL 1974. [2-8] Sládková, J.: Interference světla. Praha, SNTL 1974. [2-9] Wichmann, E. H.: Kvantovaja fyzika. Moskva, Nauka 1977. [2-10] Matthews, P. T.: Základy kvantové mechaniky. Praha, SNTL 1975. [2-11] Blochincev, D. I.: Základy kvantové mechaniky. Praha, Academia 1956. [2-12] Kvasil, B.: Kvantová elektronika. Praha, Academia 1968. [2-13] Maitland, A. – Dunn, M. H.: Laser Physics. Amsterodam, N. Holland Publishing comp. 1969. [2-14] Anselm, I. A.: Úvod do teorie polovodičů. Praha, Axcademia 1967. [2-15] Gribkovskij, V. P.: Teorija pogloščenija i ispuskanija sveta v poluprovodnikach. Minsk, Nau-

ka i Technika 1975. [2-16] Bogdankevič, O. V. et all.: Poluprovodnikovyje lazery. Moskva, Nauka 1976.

Page 57: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Základní principy

57

[2-17] Chandrasekhar, S.: Židkije krystally. Moskva, Mir 1980. [2-18] Bazarov, I. D. – Gevorkjan, E. V.: Statističeskaja teorija tverdych i židkich krystallov.

Moskva, Izd. moskovskogo universiteta 1983.

Page 58: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

58

3 Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

Funkci elektromagnetických vln a interakce pohyblivých nosičů náboje s elektrickými a magnetickými poli při přenosu, zpracování, záznamu a zobrazení informace elektronickými způsoby přejímá v optoelektronice proud fotonů (fotonová vazba) a interakce záření s hmotným prostředím. Prvky a systémy charakteristické pro optoelektroniku pronikají do stále širší škály technických odvětví a věd-ních oborů, protože jevy založené na interakci fotonů s hmotou, stelně jako fotonová vazba, mají ně-které společné přednosti před klasickými způsoby přenosu a zpracování informace. Umožní především zvýšit rychlost zpracování a přenosu informace a realizovat perspektivní přechod od jednorozměrných k vícerozměrným signálům.

3.1 Signály a soustavy

Optoelektronika v počátcích svého vývoje plnila především pomocné funkce v elektronických sousta-vách. Využívala se hlavně v zařízeních pro sběr dat a plnila signalizační a kontrolní funkce. Později začíná nahrazovat celé uzly v elektronických soustavách. Optický paprsek však byl též jen nástrojem pro zpracování či úpravu elektronických signálů. Při optickém přenosu a zpracování informace přebírá optické záření základní funkci v soustavě, funkci nositele informační zprávy. Získání, přenos, úprava či zpracování nesené informace pak v soustavě může být řešeno jak optickou tak elektronickou cestou.

3.1.1 Signály v optoelektronice

Tak jako obecná elektronika, i optoelektronika pracuje s klasickými elektrickými signály, hlavně tam, kde plní pomocné a obslužné funkce v elektronických zařízeních.

Pod pojmem signál rozumíme většinou jednoznačné přiřazení hodnot některé fyzikální veličiny E hodnotám jediného nezávislého proměnného parametru ´t v daném definičním oboru σ .

Takto definovaná závislost může být nositelem informace tím vyšší, čím vyšší je počet mož-ných neidentických funkcí E(t) definovaných nad oborem σ . Je-li nezávisle proměnnou veličinou t čas, pak závislost E(t) definovaná nad σ nese informaci I ve formě sériové informační zprávy. Ozna-čujeme ji jako jednorozměrný časový signál.

Podle typů definičního oboru hodnot veličiny t rozlišujeme signály spojité, jejichž definičním oborem je obyčejně hustá podmnožina množiny R všech reálných čísel, a signály diskrétní, v nichž je veličina E definována nad vzájemně izolovanými oblastmi kϕ podmnožiny R, přičemž se v rámci jedné oblasti kϕ nemění informační hodnota E.

Podle typů oboru funkčních hodnot veličiny E rozlišujeme signály analogové, a signály výškově kvantované. Zvláštním typem kvantovaných signálů jsou signály binární, nesoucí informaci pouze prostřednictvím dvou definovaných úrovní, veličiny E. Speciální případ diskrétních kvantovaných signálů tvoří signály digitální, kdy je informace přenášena v diskrétních časových okamžicích formou čísel vyjádřených v některé číselné soustavě (např. dvojkové) skupinou číslic, jejichž přenos je reali-zován kvantovaným (např. binárním) diskrétním signálem.

V elektrických signálech je fyzikální veličinou nesoucí informační zprávu E(t) buď přímo ně-která elektrická obvodová veličina, např. proud, napětí, intenzita pole, či parametr některého pravidel-ného průběhu změn těchto obvodových veličin, např. amplituda harmonických kmitů, fáze či kmitočet harmonických kmitů:

( ) ( )[ ] ( )[ ] ( )[ ] tEttEtEAtU ′′′+⋅′′′= ϕωsin

(3 - 1)

šířka, výška či poloha pravidelně opakovaných impulsů. V prvém případě hovoříme o signálech pří-mých, v druhém pak o signálech modulovaných. Podle typu parametru nesoucího v modulovaných signálech informační zprávu rozeznáváme amplitudovou a úhlovou modulaci harmonického signálu, šířkovou, amplitudovou a polohovou impulsní modulaci a další.

Typické pro rozvinuté optoelektronické soustavy je, že optické záření neplní jen pomocné a ob-služné funkce při zpracování elektrických signálů. ale proud fotonů tak či onak přímo vystupuje jak nositel zpracovávané či přenášené informace. Optické záření jako zvláštní typ elektromagnetického

Page 59: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

59

vlnění je možno, v závislosti na jeho některých vlastnostech, modulovat některým z typů harmonic-kých i jiných modulací. Typy použitelných modulací ovlivňuje zejména koherentnost modulovaného záření.

Optický signál tedy vzniká modulací optické nosné vlny informační zprávou E tvořící modulač-ní signál.

Pokud je modulační signál EP reprezentován klasickou funkční závislostí f(t) některé fyzikální veličiny na jediné nezávisle proměnné, na čase:

( )tfE p =

(3 - 2)

Získáváme modulací optického svazku jednorozměrný časový optický signál O[f(t)]. Optický svazek je však možno modulovat nejen v čase. Velmi krátká vlnová délka světla, velmi

malá divergence optických vlnových polí a konečně zobrazovací a transformační vlastnosti čoček a dalších optických členů umožní modulovat optické svazky také prostorově. Modulační signál EP má pak charakter časově proměnného lineárního nebo plošného obrazu:

( ) ( )tyxfEtxfE pp ,,ˆ;,ˆ =′′=′

(3 - 3)

Vlnoplocha nosné vlny je tedy modulována zobecněným vícerozměrným signálem f(x,t). Vzniká mo-dulovaný lineární či plošný obrazový signál O[f(t)], O[f(x,y,t)]. Jednotlivé body vlnoplochy elektro-magnetické vlny nesoucí signál f(x,t) se stávají držiteli v čase proměnné elementární prostorové in-formace.

V technické praxi se využívá jak prostorově (plošně či lineárně) spojitých, tak prostorově dis-kretizovaných signálů, viz Obr. 3.1.

Přenos a zpracování diskretizovaných obrazů odpovídá paralelnímu mnohakanálovému přenosu jednorozměrných časových signálů. Nezávislost modulace jednotlivých elementárních plošek obrazo-vé vlnoplochy:

( ) ( )tqlqkItxO yjxi ,,, =

(3 - 4)

Kde: qx, qy jsou kroky kvantování souřadnic x a y určených zobecněnými celočíselnými souřadnicemi ki, lj je zabezpečena směrovými vlastnostmi šíření fotonů a vlastnostmi použité optické soustavy.

Principiálně nelze zmenšovat velikost elementární plošky Sij pod hodnotu 2λ , vyjadřující velikost nejmenší možné plochy, kterou může soustředěně procházet energie fotonů daného záření. Minimální použitelná velikost nezávisle modulovatelné plošky bývá většinou mnohokrát větší vlivem rozlehlé prostorové impulsní odezvy použitého optického systému. Tento faktor působí zvláště nepříznivě u prostorové modulace nekoherentních nosných vln.

Při přenosu a zpracování diskrétních obrazů omezí zmíněné jevy počet nezávislých kanálů a zvýší úroveň vzá-jemného rušení kanálů. Při přenosu a zpracování spojitých obrazů se vlivem omezeného minimálního rozměru nezávisle modulovatelné plošky zmenšuje rozlišovací schopnost. Příliš rozlehlá prostorová impulsní odezva optického systému pro přenos či zpracování obrazu (viz kap. 5) způsobuje rozmazání prostorově namodulovaného signálu.

Možnost prostorové modulace optické vlny časově proměnným, prostorově spojitým či diskrétním obrazem neo-

byčejně zvýší informační kapacitu optických signálů vzhledem ke kapacitě jednorozměrných časových elektrických signálů. Jestliže bychom například chtěli přenést a digitálně zpracovat informaci zachy-cenou jako obraz na fotografii s rozlišením a gradací přibližně shodnou s jakostí obrazu přenášeného televizí, musíme rozdělit fotografii na matici 512512× elementárních obrazových plošek (diskretizo-

Obr. 3.1 Vlnoplocha s prostorově na-modulovaným plošně diskretizovaným a spojitým obrazovým signálem.

Page 60: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

60

vat spojitý obraz) a signál každé z těchto plošek přenést jednou z 25 úrovní jasové stupnice (kvantovat analogový obra). Informační objem takového kvantovaného diskretizovaného obrazu je asi

bitbit 623 102 =& . Pro přenos a zpracování takového objemu informace klasickými elektronickými pro-středky v co nejkratším čase potřebujeme velmi široké frekvenční pásmo přenosového kanálu a vyso-kou rychlost elementárních operací při zpracování. Špičková elektronická zařízení dosahují rychlosti digitálního přenosu 10Mbit/s, dokážou tedy digitálně přenést takový obraz za 0,1s. Nejvýkonnější počítače s dobou trvání vyšší operace (násobení) kratší než 10-6 s jsou schopny zpracovat tento obraz jednoduchým algoritmem až za 10s! Opticky lze takovýto obraz s daleko vyšší rozlišovací schopností bez principiálních obtíží přenášet paralelně jako celek, rychlostí blížící se rychlosti světla. Lze ho také paralelně zpracovávat některými i poměrně složitými integrálními transformacemi, fourierovsky ho filtrovat, kolineárně promítat či aplikovat na něj maticové operace, s dobou provedení jedné vyšší operace nad celým informačním obrazem odpovídající době průchodu nosné vlny transformační op-tickou soustavou, jež činí obvykle několik ns.

Jak už bylo naznačeno, vlastnosti a typy optických signálů. stejně jako možnosti jejich přenosu a zpracování, závisí na druhu nosné vlny.

Koherentní nosná vlna

Modulační časový signál EP je v tomto případě nesen kvazimonochromatickou elektromagnetickou vlnou optického kmitočtu, kterou lze v prvním přiblížení vyjádřit vlnovou funkcí:

( ) ( ) ( )[ ]ϕω +−⋅= rktjyxEzyxE rrrr00 exp,,,

(3 - 5)

Je tedy možno spojitě či impulsně modulovat v čase jak amplitudu E0 vlny, intenzitu záření ∗⋅= EEI

rr, tak i fázi

ϕ a kmitočet ω . V některých případech lze ovládat i polarizaci záření. Koherentní nosná má oproti předpo-kladu (3 - 5) nenulovou šířku čáry f∆ . Velmi dobře ji lze považovat za ideálně monochromatickou vlnu (3 - 5) amplitudově modulovanou omezeným bílým šumem se spektrální hustotou výkonu N(f), viz Obr. 3.3. Takovou nosnou, jak plyne z teorie informace je možno amplitu-dově, intenzitně i úhlově modulovat signálem se spod-ním mezním kmitočtem ff L ∆> bez nebezpečí, že se fluktuační změny nosné vlny budou podílet na zkreslení modulačního signálu. Pro horní mezní kmitočty fH mo-dulačního signálu platí omezení běžná při amplitudové a úhlové modulaci, tedy 010 ff H < pro amplitudovou a

010 ff H <β pro úhlové modulace, β zde značí modu-lační index 0fF∆ . Pro laserové diody, které jsou čas-tým zdrojem koherentního záření pro přenos, zpracování signálů. platí přibližně Hzf 14

0 10≈ , Hzf 1010≈∆ , čemuž odpovídá šířka pásma Hzff LH

1311 1010 ÷=− . Tyto velmi široké teoretické mezní rozsahy jsou však značně zúženy praktickými omezeními, na nichž se podí-lí zejména konečná šířka pásma modulátorů, konečná doba odezvy optických zdrojů a šířka pásma přenoso-vých prvků určená zejména jejich disperzními vlast-nostmi. Uplatňuje se také vliv odezvy detektoru a neza-nedbatelné jsou ani obtíže v elektrickém zpracování pře-nášeného širokopásmového signálu před modulací a po detekci.

Obr. 3.2 Koherentní nosná.

Obr. 3.3 Aproximace spektra koherentního zdroje.

Obr. 3.4 Nekoherentní nosná vlna.

Page 61: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

61

Nekoherentní nosná vlna

Modulační časový signál Ep je zde nesen vlnou s širokým spektrem kmitočtů, kterou lze považovat za úzkopásmový šum, viz Obr. 3.4. Takovou vlnu je možno spojitě či impulsivně modulovat pouze inten-zitně, při tom horní mezní kmitočet fH modulačního signálu musí splňovat jedinou podmínku

ff H ∆> . Pro elektroluminiscenční diody, v nichž přibližně platí Hzf 140 10≈ , Hzf 11105 ⋅≈∆ leží

teoretická mez modulační frekvence Hzff H9105100 ⋅≈∆≈ . Teoretická šířka modulačního pásma

je dále značně omezena zejména modulovatelností zdrojů a disperzemi přenosových prvků. Nekohe-rentní nosná vlna je vhodná zejména k časovým impulsním modulacím všeho druhu, neboť známý tvar impulsu zkreslený při přenosu a zpracování modulovaného signálu se dá obnovit nezávisle na šířce čáry nosné vlny.

3.1.2 Klasifikace optoelektronických soustav

Optoelektronické prvky a soustavy určené pro plnění specifických úkolů v elektronických systémech realizujících požadované operace a informačními zprávami jsou často klasifikovány podle funkce, kterou v těchto informačních systémech zastávají. Protože optoelektronika stále intenzivněji proniká do všech oblastí informatiky, do oblasti sběru, zpracování, přenosu i uchování informace, lze optoe-lektronické prvky a soustavy principiálně členit do čtyř velkých skupin. Jsou to: → optoelektronické prvky a soustavy pro snímání neelektrických veličin → optoelektronické soustavy pro přenos informace → optoelektronické soustavy pro zpracování informace → optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

Soustavy pro snímání neelektrických veličin

Jsou určeny pro generaci optických či elektrických zobecněných časových jedno i vícerozměrných signálů snímáním stavu či časových změn nejrůznějších fyzikálních veličin nebo vlastností jevů a ob-jektů. Pro tyto soustavy je charakteristické, že při generaci informace o sledovaných veličinách či vlastnostech, bez ohledu na typ jevů při interakci fotonů s hmotným prostředím. Principiální blokové

schéma činnosti optoelektronických prvků a soustav pro snímání neelektrických veličin je na Obr. 3.5. Generaci informace o hodnotách neelektrických veličin a o neelektrických vlastnostech jevů a objektů optoelektronic-kou cestou lze dále rozdělit podle typu sní-mací veličiny a podle typu nositele informa-ce (výstupního signálu) na tři způsoby.

V případě opticko-elektrické generace bývá zdrojem informace průběh či změny optických vlastností objektů a prostředí (index lomu, činitel odra-zu, koeficient absorpce) či přímo změny polních vlastností optického paprsku (intenzita záření, fáze, kmitočet, poloha), které odpovídají průběhu či změnám sledované vlastnosti. Snímacím faktorem bývá světelný paprsek, elektrický signál. Příkladem tohoto typu generace informace jsou snímače polohy, snímače obrazu vakuového i polovodičového typu, optoelektronické vyhledávací a lokační soustavy.

Při opticko-optické generaci informace je opět zdrojem informace změna optických vlastností objektu či změna polních vlastností záření. Jako snímací prvek zde vystupuje světelný paprsek, nositelem in-formace na výstupu je změna polních vlastností světelného paprsku. Příkladem mohou být soustavy pro holografickou interferometrii, interferenční snímače rychlosti, soustavy pro holografickou mikro-skopii a akustickou holografii, záření pro noční vidění a termovizi, optické vláknové senzory.

Elektricko-optická generace informace je charakteristická tím, že zdroj informace je zde v elektrické podobě, tvoří jej změny elektrických obvodových veličin. Snímačem informace bývá světelný papr-sek, elektrický paprsek či elektrická obvodová veličina. Nositelem informace je pak optický signál.

Obr. 3.5 Princip optoelektronická generace informace.

Page 62: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

62

Soustavy pro přenos informace

Blokově lze systém přenosu informace optickou cestou znázornit dle Obr. 3.6, kde ( )txf , , ( )txf ,′ – elektrické veze jedno či vícerozměrných signálů, ( )txN , – jedno či vícerozměrný rušivý signál superponovaný na užitečnou složku. Ve vysílači je informační zpráva ( )txf , modulována na nosnou optickou vlnu, vzniká optický signál, který je přenášen transmisním prostředím, kde je ovlivňo-

ván poruchami a šumem. Po příchodu k přijímači je signál demodulován a získávána co nejvěrnější kopie přenášené zprávy.

Vysílač optického signálu je tvořen elektrooptickým signálovým nebo obrazovým měničem OE → , přijímač pak měničem EO → . Vzájemná vazba těchto bloků je zajišťována proudem fotonů,

elektromagnetickou vlnou optického kmitočtu, jejíž některý parametr je nositelem optického signálu O(x,t). Tato vazba, tzv. fotonová vazba, svými charakteristickými vlastnostmi dosahuje řady předností oproti galvanické či klasické elektromagnetické vazbě: → fotony jako nositelé informace jsou elektricky neutrální, při pohybu nevyzařují rušivá pole a

vzájemně na sebe nepůsobí. Proto v podstatě neexistuje přeslech mezi optickými kanály v kabelu,

→ necitlivost k jakémukoliv druhu elektromagnetického rušení, → velmi krátká délka vlny zaručuje možnost jednoduché konstrukce dostatečně směrových sou-

stav, → optický kontakt je možný bez galvanického spoje, je jím možno uskutečnit přenos informací

mezi místy a velmi vysokým rozdílem potenciálu, → velmi vysoký kmitočet ν Hz1410≈ zajišťuje při šířce pásma rovné 1 % kmitočtu nosné přenos

signálů v oblasti Hz12100 ÷ , umožňuje navíc přenášet řadu modulovaných nosných ve frek-venčním ( barevném) multiplexu,

→ velmi malé ztráty energie v současných přenosových prostředích, z toho plynoucí velké překle-nutelné vzdálenosti na optických přenosových trasách,

→ vysoká výkonová přetížitelnost, → velká spolehlivost, odolnost proti stárnutí a chemickým vlivům. → Tyto vlastnost předurčují použití optoelektronických komunikačních systémů téměř ve všech

druzích služeb pro přenos informace.

Obr. 3.7 Přenosový řetězec optoelektronické signálové a obrazové soustavy.

Podle povahy zpracovávaného a přenášeného signálu lze rozlišit optoelektronické přenosové soustavy signálového a obrazového typu. První z nich realizují optický přenos jednorozměrných časo-vých signálů, druhé jsou svou odlišnou stavbou i vlastnostmi určené pro přenos v čase proměnných analogových či digitálních spojitých či diskretizovaných, lineárních či plošných obrazů. Konstrukčním uspořádáním a vnitřní strukturou jednotlivých bloků z Obr. 3.6 jsou si obrazové i signálové soustavy příbuzné. Vnitřní blokovou strukturu optoelektronického přenosového řetězce ukazuje Obr. 3.7. Vzá-

Obr. 3.6 Blokové schéma optoelektronického přenosového systému.

Page 63: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

63

jemně se tyto soustavy liší především provedením klíčových členů přenosového řetězce – modulátoru a detektoru, často se liší i typem přenosového média.

Soustavy pro zpracování informace

Jsou to zařízení, která optickou cestou realizují některé početní či logické operace nad jedním nebo několika vstupními jedno či vícerozměrnými signály. Blokové schéma těchto soustav ukazuje Obr.

3.8. V soustavách určených ke zpra-

cování jednorozměrných signálů 0[f(t)] zastává klíčovou funkci tzv. signálový procesor. V některých pří-padech zastává tento prvek integrova-ně i funkce generátoru nosné vlny, modulátoru a detektoru záření. Signá-lové procesory jsou většinou speciali-zovány na realizaci logických operací

nad binárními signály. Obrazové procesory, hlavní článek soustav realizujících početní operace s vícerozměrnými sig-

nály, se vyznačují možností paralelního zpracování informace. Vývojem se v technice obrazových procesorů vyčlenily, pro své specifické konstrukce i užití, koherentní optické procesory (KOP) a ne-

koherentní optické obrazové soustavy. KOP jsou určeny k realizaci složitých integrálních transformací nad analogovými spojitými prostorovými signály, nekoherentní soustavy většinou plní funkce maticových či logic-kých operátorů definovaných nad množinou digitálních dis-krétních prostorových signálů.

Soustavy pro záznam a zobraze-ní informace

Optoelektronické soustavy pro záznam informace slouží přede-vším jako perspektivní paměťo-vé systémy v konstrukcích sa-močinných počítačů a perifer-ních zařízení. Jsou tedy určeny pro optický záznam elektrických digitálních signálů.

Elektrický signál nesoucí zaznamenávanou informaci Xi i v těchto soustavách buď přímo modeluje optický svazek , který je signálem Ai adresovaně vy-chylován a interaguje se zázna-movým mediem, viz Obr. 3.9, nebo vybudí interakci nemodu-lovaného adresovacího svazku s látkou v místě záznamu, viz Obr. 3.10. Informace Xi se tak na dané adrese zaznamená for-mou změn optických vlastností

Obr. 3.8 Bloková struktura soustav pro optoelektronické zpraco-vání informace.

Obr. 3.9 Soustava pro optický záznam modulovaným optickým pa-prskem . ―— zápis, -----čtení.

Obr. 3.10 Soustava pro kombinovaný optickoelektrický záznam. ―— zápis, -----čtení.

Page 64: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

64

záznamového media. V případě diskrétního přímého záznamu lze každému informačními bitu zapisované informace

přiřadit diskrétní plošku či element objemu nesoucí informační hodnotu tohoto bitu. Pro rozložený záznam je typické, že informační hodnota každého bitu je zaznamenána na velké ploše či ve velkém objemu záznamového materiálu, společně s noha dalšími informačními bity. Každý bod záznamové oblasti tedy obsahuje zlomek informace o informační hodnotě každého z velké skupiny zaznamena-ných bitů.

Nejrozšířenějším typem přímého záznamu je záznam modulovaným adresovacím paprskem na rotující optický disk, rozložený záznam je reprezentován především holografickým záznamem.

Zobrazovací soustavy jsou určeny k vizualizaci analogové nebo digitální informace nesené elek-trickými signály. Jejich podstatou jsou různé typy OE → signálových nebo obrazových měničů.

Digitální informace je zobrazována většinou znakovými indikátory, umožňujícími sestavit jistou malou množinu obrazců pomocí kombinace segmentů či bodů s měnitelnými optickými vlastnostmi. Analogová informace je zobrazována polohou, jsem, nebo i barvou bodů jednorozměrného nebo dvoj-rozměrného indikačního pole. K zobrazení analogové informace jsou konstruovány analogové jedno-rozměrné stupnice a dvojrozměrné obrazové panely.

Do skupiny optoelektronických zobrazovacích soustav patří také laserové projekční soustavy a laserové či elektrografické tiskárny.

3.2 Přenosová média v optoelektronice

Jedním z často užívaných hledisek pro třídění optoelektronických přenosových členů je hledisko uži-tého přenosového média. Rozlišujeme pak: → přenos s šířením vlny ve volném prostředí → přenos s planární optikou → přenos s vláknovými vlnovody

Vlastnosti každého přenosového média ovlivňují konstrukci dalších prvků přenosového členu či sdě-lovací soustavy, zejména zdrojů modulátorů a detektorů.

Každé optické prostředí je vzhledem k působení na přenášený signál charakterizováno dvěma veličinami. První z nich je činitel útlumu b, definován jako:

[ ]kmdBPP

lb ,log101

1

2=

(3 - 6)

Kde: l je délka přenosové trasy, P2,P1 – výkony optického signálu na začátku a konci trasy.

Jednotlivá přenosová prostředí se vyznačují specifickými průběhy závislosti činitele b na vlnové délce použitého záření. Z velikosti činitele útlumu, výkonu zdroje Pz a citlivosti detektoru pro daný odstup signálu k šumu Pd lze vypočítat tzv. překlenutelnou vzdálenost spoje Lp:

bPP

PPL

ref

d

ref

zp

−= 1010 log10log10

(3 - 7)

Kde: kde Pref - referenční výkon mWPref 1= ,

ref

zzr P

PP 10log10= – srovnatelný výkon zdroje [dBm – decibel miliwatt],

ref

ddr P

PP 10log10= - srovnatelný příkon detektoru [dBm].

Druhou důležitou vlastností přenosového prostředí je disperze D:

Page 65: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

65

[ ]kmsdvl

tD

g

g ,1=

∆=

(3 - 8)

Kde: ` gt∆ je úplná diference skupinového zpoždění, dvg je úplný diferenciál grupové rychlosti šíření.

Disperzi lze reprodukovat jako časové rozšíření úzkého osamoceného impulsu záření šířícího se pře-nosovým prostředím jednotkové délky. Zahrnuje závislost indexu lomu prostředí na vlnové délce uži-tého záření a další jevy charakteristické pro šíření elektromagnetického záření vlnovody. disperze, spolu s rychlostí impulsní odezvy modulátoru a detektoru, určuje šířku pásma optického přenosového kanálu.

3.2.2 Volné prostředí a atmosféra

Volným prostředím se elektromagnetická vlna šíří formou rozbíhavých nebo sbíhavých Gaussových svazků. Divergence svazků způsobuje výrazný pokles hustoty energie záření se vzdáleností od zdroje. Tento jev způsobuje základní a jediný mechanismus útlumu optického signálu na optoelektronické trase volným prostředím.

V atmosféře jsou přenosové parametry trasy oproti přenosu volným prostředím zhoršovány pů-sobením dodatečných útlumů a disperzí. Tyto útlumy a disperze jsou způsobeny absorpcí a rozptylem záření v atmosféře a turbulentními fluktuacemi optické hustoty atmosféry. Pokles hustoty výkonu zá-ření způsobený atmosférickými vlivy je možno popsat vztahem:

( )zSS δ−= exp0

(3 - 9)

Kde: τσρδ ++= je činitel útlumu, ρ je molekulární absorpce, σ je rozptyl na pevných částicích, τ je rozptyl na turbulencích.

Molekulární absorpce

Je způsobena zejména absorpčními čarami molekul vody, CO2 a ozonu O3. Ostatní plynu pohlcují mnohem méně. Útlum proste přímo úměrně s růstem koncentrace těchto tří složek v atmosféře. Kon-centrace CO2 má v nadmořské výšce 300 m střední hodnotu 0,01% hmotnosti vzduchu. V průmyslových oblastech však koncentrace CO2 dosahuje až stonásobku tohoto průměru. Hustota vodních par je velmi silně proměnná s časem a polohou, pohybuje se mezi %110 ÷ hmotnosti vzdu-chu. Koncentrace ozonu roste s nadmořskou výškou, svého maxima, 10% hmotnosti vzduchu, dosahu-je ve výšce 30 km. Typickou absorpční křivku atmosféry ukazuje Obr. 3.11.

V pásmu mµλ 7,04,0 ÷= je molekulární

absorpce zanedbatelná, je mož-no počítat s hodnotami

kmdB101÷=ρ , v pásmu mµλ 257,0 ÷= je mnoho pásů

silné absorpce i průzračných oken např. kolem mµ5 , mµ8 ,

mµ11 , mµ18 s hodnotami absorpce kolem kmdB10 , v pásmu nad mµ25 se souvislejší propustné zóny nevyskytují, útlum roste k hodnotám kmdB1000100 ÷ .

Rozptyl na pevných částicích

Způsobují ho kapičky vody, prachové částice i větší molekuly plynu, svými rozměry malé nebo srov-natelné s délkou vlny záření. Ztráty jimi způsobené klesají podle Rayleighova zákona rozptylu úměrně

Obr. 3.11 Spektrum atmosférické absorpce.

Page 66: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

66

čtvrté mocnině délky vlny. Typická hodnota útlumu pro mµλ 6,0= je kmdB1=σ . Při mlze s viditelností pod 10 m však může dosáhnout až kmdB300 .

Atmosférické turbulence

Vlivem soustavného mísení teplých a chladných mas vzduchu dochází v atmosféře k náhodným fluk-tuacím indexu lomu, které mohou na šířící se svazek elektromagnetických vln působit několika druhy interakce v závislosti na poměru velikosti turbulentní poruchy Lt a průměru svazku 2w. Při tLw <<2 , viz Obr. 3.12a, způsobí gradient indexu lomu turbulence ohyb paprsků a tím úhlovou odchylku šíření svazku od původního směru, což může mít za následek úplné přerušení přenosového kanálu. Při

tLw ≈2 , viz Obr. 3.12, se turbulence chová jako optická čočka, která obvykle způsobí zvětšení úhlu divergence svazku, aniž by změnila jeho směr šíření. Nemívá pro přenos kritické následky, podílí se na stochastickém rušení náhodnými změnami útlumu a fázového zpoždění. Konečně při tLw >>2 jsou jednotlivé paprsky svazku turbulentně odkláněny do různých směrů a turbulence vyvolá intenzivní rozptyl svazku Obr. 3.12c. To sice způsobí značný útlum v přenosu na přímou viditelnost, na druhé straně to umožní realizovat poměrně účinné spojení mimo oblast přímé viditelnosti. Turbulentní útva-ry jsou v atmosféře značně nestálé. Časové změny poměrů v atmosféře způsobují silné kolísání ampli-tudy a fluktuace fáze koherentní vlny. Přenos atmosférou je bez využití speciálních prostředků vysta-ven mnoha rušivým vlivům, proto se používá převážně jen na krátké vzdálenosti a v těch případech, kdy připouštíme zvýšení úrovně poruch.

Obr. 3.12 Typy atmosférických turbulencí.

3.2.3 Planární dielektrický vlnovod

Z Fressnelových vztahů pro chování elektromagnetické vlny na rovinném rozhraní dvou prostředí s různou optickou hustotou víme, že při průchodu vlny z prostředí opticky hustšího do řidšího s úhlem dopadu mα (2 - 29) dochází k úplnému odrazu TE i TM vlny. Koeficienty odrazu rTE , r TM nabývají

komplexních hodnot s modulem rovným jedné a fází TEϕ , TMϕ danou vztahy (2 - 30). Koeficienty tTE , tTM mají též kom-plexní hodnoty, popisují vznik exponenci-ální vlny tunelující podél rozhraní.

Zkoumáme-li plošnou nesymetrickou třívrstvou strukturu dle Obr. 3.13, lze podle úhlu dopadu rovinné vlny rozeznat tři typy šíření. Je-li 23sin nn<θ , jde o zářivý prostorový mod, vlna je lámána rozhraními a z velké části prochází napříč strukturou,

viz Obr. 3.14a. Platí-li pro úhel dopadu 2321 sin nnnn ≥> θ , nastává na rozhraní prostředí 3 a 2 úpl-ný odraz, rovinná vlna přicházející z podložky se po lomu a úplném odrazu vrací zpět do prostředí z něhož vyšla. Jde o šíření vlny tzv. zářivým modem podložky, viz Obr. 3.14b. Je-li splněna podmín-ka:

Obr. 3.13 Planární nesymetrická třívrstvá struktura.

2321 sin nnnn >< θ (3 - 10)

Page 67: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

67

Nastává při šíření vln strukturou úplný odraz na obou rozhraních, vlna je vázána ve vlnovodné vrst-vě a její vedena. Šíření světla tohoto typu tvoří tzv. vedené mody, viz Obr. 3.14c. Platí-li rovnost v některé z relací (3 - 10), vzniká na příslušném rozhraní exponenciální vlna s hloubkou vniku

∞→vl , energie se šíří podél rozhraní s malým útlumem na dlouhé vzdálenosti. Jde o tzv. tunelový mod. Zářivé vidy, které většinou vedení světla strukturou doprovázejí, způsobují únik energie z vrstvy a jsou jedním z mechanismů útlumu v dielektrických vlnovodech. Rozložení elektrické a magnetické intenzity elektromagnetického pole jednotlivých vidů v prostoru a čase lze získat inte-grací Maxwellových diferenciálních rovnic pro dané okrajové podmínky, při nichž platí, že tečné složky elektrické a magnetické intenzity se na roz-hraní dvou dielektrických prostředí musí měnit spojitě. Exaktní řešení je většinou obtížné a je nut-no sahat buď k podstatným zjednodušením nebo k numerické analýze problému. Vystačíme proto s popisem plynoucím z pohledu geometrické opti-ky.

Vedený vid šířící se podél vlnovodné struktu-ry nemůže pro daný kmitočet záření nabývat libo-volných úhlů dopadu 1θ , viz Obr. 3.14c a Obr. 3.15. Struktura elektromagnetického pole vzniká interferencí vzájemně podélně posunutých elemen-tárních rovinných vln před a po dvojnásobném úpl-ném odrazu na rozhraních vrstev vlnovodu. Platí, že výsledná struktura pole musí být invariantní vzhle-dem k souřadnici z. Prakticky to znamená, že je nezbytné, aby rovinná vlna po úplném odrazu v bodech B a C, viz Obr. 3.15, přišla do oblasti CD

ve fázi s vlnoplochami původní rovinné vlny. V oblasti AB se tedy šíří rovinná vlna jejíž část se v bodě B odráží. Při totálním odrazu je odražená vlna fázově zpožděna o úhel Bϕ2 , prochází drahou BC , jíž odpovídá fázové zpoždění BCk2 . V bodě C získá vlna opět po totální reflexi fázový úhel

Cϕ2 . Vzhledem k té části vlnoplochy, která ještě není podrobena úplnému odrazu, se dvojím odrazem

zpozdí o dráhu CC ′ . Podmínka fázového synchronismu v oblasti CD nabývá tvaru

( ) πϕϕ mBCCCk CB 2222 −=+++′ , kde: m je přirozené a 22 nc

k ω= je konstanta šíření.

Jednoduchou úpravou získáme:

πϕϕθ mhk CB 222cos2 12 =−−

(3 - 11)

Obr. 3.14 Typy šíření vln v třívrstvé struktuře; a) zářivý prostorový mod, b) mod podložky, c) vedený mod.

Page 68: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

68

Získáváme transcendentní rovnici, jejímž řešením je pro každé přirozené m závislost úhlu 1θ dopadu vlny na kmitočtu záření. Je to tzv. rovnice vlastních hodnot vlnovodu, která pro každý kmitočet určuje možné vidové spektrum vln šířících se popisovanou struktu-rou. Řešení této rovnice je obtížné, neboť úhel 1θ vystupuje jako neznámá také ve výrazech pro Bϕ a

Cϕ . Vycházíme-li z představy šikmých odrážejících se vln při šíření vedeného modu, lze podélnou fázo-vou konstantu šíření β vyjádřit jako:

1sinθβ k=

(3 - 12)

Substitucí 21 arcsin kβθ = do (3 - 11) dostáváme tzv. disperzní rovnice vlnovodu:

( ) ( ) πβϕβϕβ mk

hk CB 22212 22

2

2 =−−−

(3 - 13)

Soubor všech řešení mβ disperzní rovnice určuje konstanty šíření všech existujících vedených modů v závislosti na kmitočtu záření, rozměrech a materiálu vlnovodu. Je zřejmé, že konstanta šíření vedených vidů se může měnit v rozmezí

21 knkn m << β . Mimo tuto regulární ob-last nabývá konstanta šíření i komplexních hodnot. Tento případ je charakteristický pro zářivé prostorové mody, které se vl-novodem šíří jen na krátké vzdálenosti prostřednictvím mechanismů částečné reflexe. Energie prostorových vidů je in-tenzivně vyzařována mimo vlnovod. Ima-ginární složka β numericky popisuje pokles amplitudy těchto vidů. Mez oddě-lující zářivé mody od vedených tvoří dva

tunelující vidy. Jsou charakteristické tím, že se šíří vlnovodnou vrstvou s úhlem odrazu 1θ , jež je na jednom rozhraní právě na mezi podmínky totální reflexe. Pole v nich silně proniká do oblasti přilehlé k vlnovodné vrstvě avšak energie se šíří jen podél osy z.

Vzhledem k tomu, že fázové úhly Bϕ , Cϕ zpoždění vln při totální reflexi na rozhraních jsou rozdílné pro TE a TM vlny, jsou řešením disperzní rovnice dvě soustavy závislostí konstant šíření na kmitočtu, určující distribuci souboru vidů TE a souboru vidů TM. Definujeme-li normovanou konstan-tu šíření B, efektivní index lomu vrstvy N, normovaný kmitočet V a stupeň nesymetrie vlnovodné struktury α :

( ) ( ) ,, 021

22

21

2 kNnnnNB β=−−=

( ) XnnnnhkV 23

21

21

220 , −=−= α

(3 - 14)

Kde: ,21

21 nnX −=

00 2 λπ=k h je tloušťka vrstvy.

Obr. 3.15 Fázový synchronismus při šíření vedeného modu.

Obr. 3.16 Diagram kmitočtové distribuce TE vidů v planárním vlnovodu.

Page 69: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

69

Lze pro vedené vidy vrstvy nalézt diagram ( )VfB = , který je řeše-ním disperzní rovnice struktury. Diagram ( )VfB = na Obr. 3.16 platí pro vidy TE. Je-li rozdíl

01,0<X , pak diagram platí téměř přesně i pro TM vidy. Pro 0=α dostáváme symetrický planární vlnovod. Z modového diagramu vidíme, že pro dané rozměry a materiály vrstev lze nalézt takový úhlový kmitočet ω , kdy se ener-gie může vlnovodem šířit pouze

jediným TE a jediným TM videm. Oblast kmitočtů splňující tuto podmínku nazýváme pásmem jedno-vidovosti. V symetrickém vlnovodu lze tyto základní vidy vybudit i při kmitočtech záření jdoucích k nule, zatímco v nesymetrickém vlnovodu existuje vždy mezní frekvence, pod níž již není nikdy spl-něna podmínka pro vznik vedených vidů.

Příčné rozložení pole jednotlivých vidů vlnovodu lze zjistit řešením Maxwellových rovnic a in-tegrací vlnové rovnice pro Poytingův vektor HE

rrr×=Π . Rozložení intenzit pole pro tři nejnižší TE a

TM mody ukazuje Obr. 3.17. Z teorie přitom vyplývá, že jak TE tak TM mody tvoří soubory příčně ortogonálních struktur pole. Systémy využívající k přenosu signálu planární vlnovody pracují obvykle s délkou trasy řádově 10-1m, proto je nepodstatné zabývat se jak útlumem tak disperzními vlastnostmi těchto přenosových prvků, neboť jde většinou o hodnoty zcela zanedbatelné.

3.2.4 Páskový vlnovod

Vzniká bočním ohraničením struktury planárního vlnovodu. Některé z možných struktur páskových vlnovodů ukazuje Obr. 3.18.

Elektromagnetická vlna se nemůže šířit v rovině (yz) bez omezení, viz Obr. 3.19 Náhradou plošné vrstvy

v planárním vlnovodu relativně úzkým páskem šířky s se dosahuje soustředění energie vlny do malého prostoru. Vlastní vlny (mody) planární struktury při šíření páskem dopadají na boční rozhraní pás-kového vlnovodu kde dochází k jejich totálnímu odrazu. Vzájemná interference odražených a prostorově posunutých neodražených slo-žek modů planárního vlnovodu vyvolává vznik tzv. páskových modů. U nich však již nelze hovořit o vlnách TE či TM. Při šikmém šíření těchto vln ohraničeným prostorem a při jejich vzájemné interferenci vytváří původně ryze transverzální vlna i tečnou složku intenzity ke směru šíření. V závislosti na tom, vychází-li mod pásku z TE nebo TM vidu vrstvy šířícího se totálními odrazy ve směru delší hrany struktury, hovoříme o HE či EH videch šíření v páskovém vlnovodu.

Pro vlnu šířící se úplnými odrazy od dvou vzájemně kolmých dvojic paralelních rovinných rozhraní dielektrických materiálů lze sestavit dvě podmínky fázového synchronismu vlny absolvující totální reflexi na všech stěnách vlnovodu s vlnoplochou neodražené vlny.

Hodnoty fázového zpoždění planární vlna TE a TM při bočním totálním odrazu jsou však určeny složitějšími výrazy a závisí jak na

Obr. 3.17 Struktura příčného elektrického a magnetického pole tří nejnižších TE a TM vidů; a) TO0, TM0, b) TE1, TM1 c) TE2, TM2.

Obr. 3.18 Typy páskových vlnovodů; a) pohroužený, b) nanesený, c) skrytý pásek.

Obr. 3.19 Šíření planárních modů páskovou strukturou.

Page 70: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

70

typu tak na řadu daného planárního vidu. Zjednodušeně však přesto můžeme systém rovnic vlastních vln zapsat ve tvaru:

πϕϕθ mhk CB 222cos2 12 =−−

πϕϕθβ ns CB 222cos2 2 =′−′− (3 - 15)

Definujeme-li normovanou konstantu šíření B', efektivní index lomu pásku N' a normovaný kmitočet V' vztahy:

( ) ( ) 21

2202122

21

22

21

2 ,sinsinsin, nnskVnNNnnnNB −⋅=′==′−−′=′ θθθ

(3 - 16)

Zjišťujeme, že podmínka současné platnosti obou rovnic (3 - 15) přináší nejen závislost B′ na V ′ pro jednotlivá celá m a n , ale, že tato veličina závisí také na koeficientu nesymetrie α a na poměru hs .

Z grafu závislosti ( )VB ′′ pro pohroužený a skrytý pásek, viz Obr. 3.20, lze pro daný kmitočet a šířku pásku ( )sfV ,ω=′ , pro daný poměr hs a konstantu nesymetrie zjistit spektrum možných vidů šíření elektromagnetické vlny páskovým vlnovodem a nalézt i jejich podélné vlnové konstanty šíření β . Při daném s, h a ni existuje obor kmitočtů, kdy v pásku vzniká jediný HE1 a EH vid. Tato skuteč-nost je významná pro přenos signálu. Každý vyšší mod má totiž při daném kmitočtu jinou konstantu šíření β , a tedy i jinou fázovou a grupovou rych-lost. Šíří-li se strukturou světelný impuls, jehož energie je rozložena do několika vidů ( tedy při mnohovidovém přenosu), dochází ke zkreslení tvaru a rozšíření impulsu. Jevy způsobené rozptylem rych-losti šíření vidů jsou nazývány tzv. vidovou disperzí. Pro jednomodový přenos vidová disperze ztrácí vliv na přenášený signál. Šíření vlny v základních tzv. dominantních videch HE00, EH00 od nejnižších zo-becněných kmitočtů umožňuje pouze symetrická struktura skrytého pásku. Skrytý pásek tak umožňuje konstrukci vlnovodů s rozměry 0, λ≈hs , ve kterých bude zaručena jednomodovost šíření energie pro velký rozsah kmitočtů.

Příklad rozložení elektrické intenzity elektro-magnetického pole v příčném průřezu páskového vlnovodu pro několik základních vidů HEm,n, EHmn ukazuje Obr. 3.21.

Profilový páskový vlnovod

Konstrukcí tzv. profilového páskového vlnovodu lze dále podstatně rozšířit pásmo jednovidovosti skryté-ho pásku. V symetrickém planárním vlnovodu s šířkou hw i h3 , viz Obr. 3.22, se může energie šířit základním dominantním videm TE0, TM0 od nejniž-ších kmitočtů.

Obr. 3.20 Závislost zobecněné konstanty šíření na zobecněném kmitočtu, a) pro pohroužený, b) pro skrytý pásek, při n2-n1<< n2, α→0.

Obr. 3.21 Příčné rozložení elektrické intenzity několika základních HE a EH vidů v páskovém vlnovodu.

Page 71: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

71

Vlivem nestejného efektivního indexu lomu Nef ve vrstvách s různou šířkou dochází na rozhra-ní těchto vrstev k částečné či k totální reflexi daného vidu. Po dosažení kritického úhlu úplného odrazu

2θ proniká odražený mod, podobně jako při totální reflexi rovinné vlny, hluboko do tenčí vrstvy, ale šíří se podél rozhraní. Předpokladem existence takového odrazu je, že při daném kmitočtu musí daný vid splňovat podmínky šíření jak ve vrstvě tloušťky hw, tak i ve vrstvě tloušťky h3. Po mnohonásobné totální reflexi základních modů TE0, TM0 od rozhraní planárních vlnovodů vznikají ve struktuře pás-kové mody EH či HE. Jak je vidět z modových diagramů pro planární vlnovod tloušťky hw a h3 uká-zaných na Obr. 3.23, v kmitočtové oblasti a, kde se ve vrstvě hw již může vybudit vyšší vid TE1, může

v užší vrstvě ještě exis-tovat pouze vid zá-kladní. Rozhraní pla-nárních vlnovodů ne-vykazuje vlastnosti potřebné k odrazu vyš-šího modu, a mod se vrstvou nebude šířit. Podmínky pro šíření tohoto vidu budou splněny až ve kmi-točtovém pásmu b na

Obr. 3.23. Nevýhodou páskových vlnovodů je vy-soký útlum vyšších modů. Útlum základního domi-nantního vidu je malý, na geometrických nehomo-genitách pásku však dochází k transformaci tohoto modu do modů vyšších, které jsou silně tlumeny a vyzařovány z vlnovodu. Tím dochází k celkovým ztrátám šířící se energie. Délka přenosu energie páskovým vlnovodem je tak omezena na vzdále-nosti nejvýše desítek cm.

Profilová struktura však vykazuje minimální vidovou konverzi, a tím i minimální citlivost pře-nosových parametrů (zejména útlumu) na přesnosti a fluktuacích geometrických rozměrů vlnovodu. Proto ji lze využít ke vláknové konstrukci pro pře-nos na velké vzdálenosti. Vláknový profilový vlno-vod z homogenního SiO2 čistoty ppbnx 10≈ , dle Obr. 3.23, naplněný vhodnou opticky bezeztrátovou kapalinou s indexem lomu 4,12 ≈n (imerzní kapa-lina s indexem lomu blízkým indexu lomu taveného křemene se využívá také pro další rozšíření pásma jednovidovosti) je vhodný k jednomodovému pře-nosu optického signálu na velmi dlouhé vzdálenosti s činitelem útlumu na vlnové délce záření DHS GaAlAs-GaAs injekčního laseru mµλ 85,0≈ men-ším než kmdBb 4,0= .

Doposud příliš komplikovaná technologie přípravy profilového vlákna brání rozšíření tech-nických aplikací tohoto přenosového prvku. Na závadu je též velmi nízká hodnota numerické aper-tury, 15,0=NA (viz dále), a zejména doposud neu-spokojivé dosažené parametry byť i velmi nároč-ných konstrukcí rozebíratelných či pevných spojů těchto vláken.

Obr. 3.22 Šíření planárních modů v profilovém vlnovodu.

Obr. 3.23 Pásmo jednovidovosti a vláknová kon-strukce profilového vlnovodu.

Page 72: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

72

3.2.5 Periodický vlnovod

Je tvořen strukturou, která má ve směru podél šíření vln vytvořen periodicky se opakující profil optic-ké struktury materiálu vlnovodné vrstvy nebo profil prostorového uspořádání rozhraní,viz Obr. 3.24.

Z teorie šíření vln v periodických strukturách vyplývá, že v nehomogenitách vlnovodu dochází k vybuzení složky dielektrické polarizace s prostorově modulovanou amplitudou. Vidy šířící se vlno-vodem mající podíl na vybuzení jistého průběhu amplitudy této polarizace jsou mezi sebou vázány a může mezi nimi docházet k vzájemnému předávání elektromagnetické energie. Šíření elektromagne-tické vlny v nehomogenní periodické struktuře popisuje vlnová rovnice:

( ) ( ) ( )2

2

2

2

02 ,,,

ttrP

ttrEtrE

∂∂

+∂

∂=∇

rrrrrr

µεµ

(3 - 17)

Kde polarizace ( )trP ,rr

je dána:

( ) ( ) ( )trPtrPtrP P ,,, 0

rrrrrr+=

(3 - 18)

Kde: 0Pr

je polarizace homogenního vlnovodu, PP

r je polarizace v periodické struktuře.

Při předpokládaném tvaru pro rozložení intenzity elektrického pole tvořeného existující vidovou struk-turou ve vlnovodu:

( ) ( ) ( ) [ ] ..exp21, skztjxEzAtrE m

m

mymy +−⋅⋅= ∑ βω

rr

(3 - 19)

Kde: Am(z) je longitudiálně proměnná složka amplitudy elektrické intenzity m-tého vidu způsobená přenosem energie mezi vázanými vidy.

Řešením vlnové rovnice pro periodický vlnovod (3 - 17) zjišťujeme, že vzájemná energetická vazba mezi dvěma mody nastává jen tehdy, je-li splněna podmínka vzájemného fázového synchronismu vázaných modů. Pro fázovou konstantu šíření vzájemně vázaných vidů (budícího a buzeného) musí platit:

sm ββ ReRe ±=

(3 - 20)

Stejně tak je nezbytné, aby existovala v průběhu prostorově modulované amplitudy polarizace Pp slož-ka s prostorovým kmitočtem odpovídajícím periodě vázaných modů ve vlnovodu, aby bylo tedy spl-něno:

Λ=

πβ lm

(3 - 21)

Kde: l je přirozené.

Obr. 3.24 Periodický vlnovod.

Obr. 3.25 Přenos energie mezi vstřícnými vidy a mezi vede-ným a zářivým videm v periodickém vlnovodu.

Page 73: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

73

Využijeme-li znalosti, že příčná rozložení pole (TM) a TE modů v planárním vlnovodu tvoří dva orto-gonální systémy funkcí, zjišťujeme, že energetická vazba nastává jen pro mody stejného typu a stejné-ho řádu. Neuvažujeme-li vazbu se zářivými mody, lze říci, že účinnou energetickou vazbu budou vy-kazovat jen totožné mody procházející vlnovodem s opačným směrem šíření.

Vlnovod pak simuluje funkci selektivního reflektoru. Jindy je zase možné dosáhnout synchro-nismu mezi jedním z vedených vidů, zářivým videm zvoleného úhlu 1θ a periodickým profilem vlno-vodu. V tom případě je možno vyvázat elektromagnetickou energii ven z vlnovodu, nebo naopak, při-vedením prostorové vlny pod vhodným úhlem dopadu vybudit ve vlnovodu vedený mod zvoleného typu.

3.2.6 Vláknový vlnovod

I když jsou např. profilové vlnovody principiálně vhodné k přenosu signálů na velké vzdálenosti, exis-tují optické vlnovody vhodné k přenosu signálů ve tvaru vláken vytažených většinou z křemenných, chalkogenních či halogenidových skel, popřípadě z některých krystalických polovodičů nebo z polymerů. Jsou charakteristické svou rotačně symetrickou strukturou a větším indexem lomu materi-álu v okolí osy symetrie ve srovnání s indexem lomu materiálu v okolí povrchu vlákna. Přenosové prvky z takových vláken mají při mnohem jednodušší výrobě stejně dobré vlastnosti jako profilová vlákna, mnohdy dosahují i lepších přenosových parametrů. Vynikají zejména možností dosáhnout dobré energetické vazby záření ze zdroje a snadnou přípravou kvalitních vláknových spojek.

Dvouvrstvé vlákno

Je tvořeno jádrem z čistého transparentního materiálu s vyšším indexem lomu, které je obklopeno obalem z materiálu s nižším indexem lomu. Vedení světla je opět zprostředkováno úplnými odrazy na rozhraní opticky hustšího a opticky řidšího materiálu. Jev vedení světla odrazem na rozhraní vykazuje také prosté homogenní skleněné vlákno ve volném prostředí. Exponenciální složka elektromagnetic-kého pole vnikající při totálním odrazu vln do řidšího prostředí ( zde vzduch ) však může při přiblížení jakéhokoliv předmětu způsobovat útlum vedených vln. Proto je opticky čisté jádro vlákna obklopeno bezeztrátovým pláštěm s nižším indexem lomu, viz Obr. 3.26. Taková vlákna jsou označována jako stepindexová, bývají vyráběna technologií sklo-sklo (SCS) nebo technologií sklo-polymer (PCS). Z hlediska typu šíření může vláknový vlnovod vést čtyři druhy vln, prostorovou vlnu, vlnu obalu, vlnu jádra a tunelovou vlnu, viz Obr. 3.26.

Obr. 3.26 Způsoby šíření optického záření dvojvrstvým vláknem; 1) prostorová vlna, 2) vlna obalu,3) vlna jádra, 4) radiální mod, 5) spirálové mody.

Pro přenos signálu jsou důležité jen vidy vlny jádra. Mezní úhel aϕ , při němž se vstupující paprsek bude šířit jako jádrová vlna je základní veličinou potřebnou pro volbu způsobu navázání zářivé energie do vlákna. Jeho velikost se udává formou tzv. numerické apertury vlákna:

( ) 2122

21sin nnNA a −== ϕ

(3 - 22)

Page 74: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

74

Prostorová vlna je při šíření energie vláknem charakteristická spojitým spektrem vidů. Na vedení energie vláknem se podílí jen zlomek její amplitudy setrvávající v objemu vlákna vlivem částečných odrazů na rozhraní jádro-obal a obal-plášť. Většina energie je vyzářena do okolí. Podél vlákna se tato vlna šíří jen na vzdálenosti několikanásobku průměru jádra. Vlna obalu se vláknem šíří prostřednic-

tvím totálního odrazu na rozhraní obal-plášť a půso-bením částečného odrazu na rozhraní jádro-obal. Pod-mínka šíření této vlny je značně komplikovaná, vlna má složitou modovou strukturu i tvar elektro-magnetického pole v příčném řezu jednotlivých vidů. Exponenciální pole vnikající při úplné, odrazu na rozhraní materiálů s n1 a n2 do pláště je příčinou útlu-mu vlny obalu. Většina modů této vlny má navíc vý-razně odlišnou konstantu šíření od konstanty šíření modů vlny jádra, a podílí se tedy na disperzním zkres-lení vedeného signálu. Je to parazitní vlna, při přeno-su se ji nedaří zcela vyloučit. Vzniká jednak nespráv-ným buzením vlákna, jednak transformací modů jádra na nehomogenitách. Vlny jádra se šíří, jak vidět

z Obr. 3.26, pomocí několikanásobného úplného odrazu od rozhraní jádro-obal. Pro nejjednodušší případ dvojnásobného odrazu u příčných modů je konstanta šíření β určena rovnicí vlastních hodnot podobnou vztahu platnému pro planární vlnovod:

πϕϕθ mak CB 222cos21 =−−

(3 - 23)

Pro vícenásobný odraz ve dvou kolmých směrech vychází z analogie k páskovému vlnovodu soubor vidů µνEH a µνHE . Protože se jedná o kruhovou symetrii, nelze hovořit o dominantní polarizaci vy-tvořující vlny. Z tohoto důvodu většinou modovou strukturu popisujeme pomocí tvaru rozložení příč-né složky intenzity elektrického pole. Rovnice vlastních hodnot pak stanovují podmínku pro radiální chod paprsku jádrem (radiální modové číslo m - udává počet změn polarity intenzity pole podél polo-měru jádra) a pro spirálový chod paprsku (cyklické modové číslo 1 – vyjadřuje počet změn polarity intenzity pole modu v rozsahu π÷0 úhlu válcových souřadnic). Příslušný mod pak značíme EP1m a je lineární kombinací modů EH, HE. Definujeme-li:

( ) ( )[ ]22

21

20

21

2 nnkkB −−= β

( ) 2122

21

2 nnaV −⋅=λπ

(3 - 24)

je řešením rovnice vlastních vln vido-vý diagram viz Obr. 3.27. Pro malá

( )afV ,ω= se vláknem může šířit pouze základní mod EP01. Kmitočto-vá oblast jednomodovosti vlákna je tím větší, čím menší je průměr jádra a.

Ze struktury rozložení elektric-ké intenzity pro několik základních modů ukázané na Obr. 3.28 je zřejmé, že se vláknem mohou šířit, vedle vidů, u nichž nelze stanovit jediný směr polarizace, i vidy, u nichž lze jednoduchým způsobem směr polari-zace definovat, a které polarizaci při přenosu zachovávají. takovéto vidy

Obr. 3.27 Vidový diagram dvouvrstvého vlák-nového vlnovodu.

Obr. 3.28 Struktura příčného pole elektrické intenzity několika základních vidů.

Page 75: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

75

jsou označovány jako vidy lineárně polarizované, LPmn, mohou vznikat superpozicí dvou či několika základních vidů EPlm. V některých případech může být přenos informace prostřednictvím LP vidů výhodnější než přenos vidy nepolarizovanými.

Z vidového diagramu je zřejmé, že libovolný vid vybuzený zářením s kmitočtem měnícím se v jistém rozsahu vykazuje závislost rychlosti šíření na kmitočtu. Změna fáze záření daného modu při průchodu vláknem délky l:

lv

lf

ωβϕ =⋅=∆

(3 - 25)

i časové zpoždění získané při průchodu vlny vláknem:

ωϕτ ∆

=

(3 - 26)

nemusí být s kmitočtem konstantní, vzniká pak fázové zkreslení, které se nepříznivě projeví zejména v impulsním provozu. Zkreslení způsobené jen tímto mechanismem, tj. závislostí skupinového zpož-dění každého modu na kmitočtu,je označováno jako vlnovodová disperze. Skupinové zpoždění:

ωβ

ωϕτ

ddl

dd

D ⋅=∆

=

(3 - 27)

udává, jak se vlákno chová pro skupinu vln blízkých kmitočtů. Je-li Dτ v daném rozsahu konstantní, pak nedochází k fázovému zkreslení. Skupinové zpoždění vztažené na jednotku délky vlákna:

ωβττ

dd

lD

GL ==

(3 - 28)

lze vyjádřit pomocí veličin B a V:

( ) ( )

−+=

dVVBdnnn

cGL 2121τ

(3 - 29)

V pásmu jednovidovosti lze dle Obr. 3.29 najít oblast minimálního zkreslení skupinovým zpoždě-ním. V pásmu mnohamodovosti vykazuje stepin-dexové vlákno diferenci zpoždění nejpomalejšího a nejrychlejšího vidu při jednom kmitočtu. Tento rozdíl určuje vidovou disperzi vlákna:

( )211 nncGL −=∆ &τ

(3 - 30)

Vztah (3 - 30) vychází z poznatku, že se vláknem šíří vždy omezený počet modů. Vyšší mody se šíří vláknem s vyšším úhlem dopadu na rozhraní. Úhel dopadu na rozhraní je však omezen hodnotou mez-

ního úhlu dopadu Mθ . Celkový počet vedených vidů NV daný součtem tunelujících vidů NT a vidů jádra NJ je pro zvolenou frekvenci záření dán:

MM

TJJTVnav

tgvNvNNNN θ

λπ

θsin2,

2,

2,

0

12

22

===+=

(3 - 31)

Obr. 3.29 Průběh skupinového zpoždění jednotli-vých vidů stepindexového vlákna.

Page 76: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

76

Gradientní vlákno

Vlákno s plynule proměnným příčným profilem in-dexu lomu mívá při přenosu signálu v mnohovidové oblasti mnohem lepší přenosové parametry než vlák-na stepindexová.

V prostředí, kde existuje nenulový gradient in-dexu lomu, je možno pozorovat ohyb elektromagnetických vln. Aby došlo v takovém prostředí k úplnému odrazu vlny dopadající pod úhlem ϑ , musí být splněna podmínka:

ϑsin1nnk =

(3 - 32)

Vytvoříme-li tedy vlákno s plynule proměnnou hodnotou indexu lomu materiálu v radiálním směru s indexem lomu n1, viz Obr. 3.31, v ose vlákna a nn ∆−1 na povrchu vlákna, mohou se jím pomocí ohybu šířit všechny vlny protínající osu vlákna pod úhlem menším než:

∆−=

1

1arcsinn

nnϑ

(3 - 33)

Takové vlny označujeme jako vlny profilu. Kromě nich se vláknem budou šířit i tzv. vlny pláště, v nichž se kromě ohybu na šíření podílí i totální reflexe na rozhraní vlákno-plášť. Vlny pláště, podob-ně jako u stepindexového vlákna jsou silně tlumeny vytékající exponenciální složkou v plášti. Třetím druhem vlny v gradientním vláknu je vlna prostorová. Způsobuje vyzařování energie mimo objem vlákna, na šíření se podílí jen částečnými odrazy na rozhraní vlákno-plášť.

Rovnice vlastních vidů gradientního vláknového vlnovodu má shodný tvar jako rovnice pro stepindexové vlákno, kvalitativně shodný je i diagram distribuce modů B(V). Také příčné rozložení elektrické intenzity pro profilové mody se kvalitativně neliší od struktury pole jádrových modů dvou-vrstvého vlákna.

Obr. 3.31 Gradientní vlákno; 1) vlny profilu, 2) vlny pláště, 3) prostorová vlna, 4) profil 1/cosh²r, 5) expo-nenciální profil, 6) parabolický profil indexu lomu.

Snahou při konstrukci gradientního vláknového vlnovodu je zejména omezit vidovou disperzi, dosáh-nout toho, aby vyšší mody šířící se vlnovodem pod úhlem θ blízkým k meznímu úhlu Mθ měly pokud možno shodnou konstantu šíření β s osovými mody u nichž 0→θ . Z tohoto požadavku vzešlo mnoho druhů profilů indexu lomu, jejichž chování vzhledem k přenosu signálu má své výhody i nevýhody.

Exponenciální profil indexu lomu vykazuje minimální vidovou disperzi pro všechny spirálové mody. Příčné

Obr. 3.30 Ohyb záření v nehomogenním materi-álu.

Obr. 3.32 Dráha vyššího radiálního a osového modu v gradientním vláknu.

Page 77: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

77

vidy jsou však působením singularity v profilu indexu lomu v ose vlákna transformovány do vyšších radiálních i spirálových modů, mezi nimi i do modů pláště a prostorových vln, které pak vedenému záření odebírají energii.

Profil r2cosh1 má velmi příznivý průběh vlnovodné disperze pro nejnižší příčné mody. Mívá však značně nízký úhel vstupu paprsků ( malou numerickou aperturu) a velmi slabě vede spirálové mody, které se často transformují do modů pláště. Největším kladem je extrémně nízká hodnota vidové dis-perze:

( )cnGL 621∆=∆τ

(3 - 34)

způsobená mimo jiné nízkým celkovým počtem modů profilu při dané frekvenci.

Parabolický profil indexu lomu má nejlepší vlastnosti pokud se týče rozdílů skupinového zpoždění pro nejnižší a nejvyšší vidy. Jeho vlastnosti jsou v celém vidovém spektru rovnocenné. V obecném moc-ninném profilu indexu lomu s průběhem:

( )[ ]uarnn ∆−⋅= 211

(3 - 35)

je počet vidů:

∆+

= 2102ank

uuNV

(3 - 36)

Nejnižších hodnot rozptylu časových zpoždění vidů:

( )cnGL 821∆=∆τ

(3 - 37)

je dosahováno při hodnotě ( )∆−= 12u . V praxi vidíme, že již při 6=u se zmenší rozptyl dob zpož-dění ×2 oproti stepindexovému vláknu při 3=u se rozptyl zmenší ×5 , pro profil přesně parabolický

2=u je hodnota rozptylu pro 1,0=∆ asi ×20 nižší:

( )cnGL 221∆=∆τ

(3 - 38)

Při nejoptimálnějším mocninném profilu ( )∆−= 12u je rozptyl zpoždění asi ×80 nižší než v odpovídajícím dvouvrstvém vláknu.

Numerická apertura, a tedy účinnost vazby zdroje na vlákno, závisí u všech indexových profilů zejména na hodnotě ∆ :

( ) 21

221 1 ∆−=−= nnnNA k

(3 - 39)

Disperze ve vláknech

Způsobuje zkreslení signálu podél přenosové trasy.

Vlnovodová disperze je způsobená závislostí skupinového zpoždění daného modu na kmitočtu. Se změnou kmitočtu se mění v dané struktuře tvar podélného pole daného modu, neboť pro měnící se ω vyhoví podmínce šíření jiný úhel dopadu Mθ . Uplatní se zejména v jednomodovém přenosu jako fá-zové zkreslení signálu. Udává se rozdílem dob šíření záření daného modu s vlnovou délkou 0λ a

λλ d+0 na dráze 1km. Z diagramu závislosti konstanty šíření B daného na zobecněném kmitočtu V ji lze zjistit ve vztahu:

Page 78: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

78

2

22

21

dVBdV

cDW π

=

,

[ ]nmkms ⋅

(3 - 40)

Vidová disperze je způsobená rozptylem konstant šíření různých vidů při jednom kmitočtu. Uplatní se vždy při mnohamodo-vém přenosu. Spolu s vlnovodovou disperzí a materiálovou disperzí se projeví zejména při impulsovém provozu rozšířením přená-šených impulsů. Impuls délky lT GLτ∆> je přenosem zkreslen dle Obr. 3.33. Zářivá energie světelného impulsu je přenášena

jednotlivými energetickými dávkami nezávisle prostřednictvím řady modů s různou konstantou šíření. Po průchodu vláknem délky l přichází elementární "modové" impulsy navzájem časově posunuté, po jejich superpozici vzniká rozšířený impuls. Vidová disperze se udává rozšířením impulsu při mnoha-modovém jednofrekvenčním přenosu na 1 km délky vlákna. Je známo, že skupina radiálních vidů má pro daný kmitočet málo proměnnou hodnotu fázové rychlosti, podobně i skupina spirálových modů. Vidovou disperzi lze tedy stanovit jako rozdíl grupových rychlostí nejrychlejšího radiálního a nejpo-malejšího spirálového modu. Vidovou disperzi lze také potlačit vyloučením některé z těchto dvou skupin vidů.

Materiálová disperze je způsobena změnou skupino-vého zpoždění vycházející ze změny rychlosti šíření daného modu s frekvencí. Od vlnovodové disperze se liší původem, vzniká závislostí indexu lomu materiálů jádra a obalu na frekvenci, ( )ωnn = . Udává se v hodnotách časového rozptylu šíření daného modu na 1 km délky vlákna a 1 nm šířky spektrální čáry Du [ ]nmkms ⋅ .

Profilová disperze je způsobena závislostí profilu indexu lomu na vlnové délce záření a z toho plynoucí závislosti rychlosti šíření vlny na kmitočtu. Projevuje se rozdílně u různých modů šíření.

Prochází-li vláknem záření s vlnovou délkou 0λ a λλ ∆+0 , způ-sobí vlnovodová disperze časové zpož-dění vlny s vyšší vlnovou délkou. Na-proti tomu materiálová disperze zpoma-lí vlnu s kratší délkou vlny. U každého materiálu tedy lze nalézt kmitočtovou oblast, kdy se stejné hodnoty materiálo-vé a vlnovodové disperze vzájemně kompenzují. Závislost popisující průběh rozdílu hodnot materiálové a vlnovodo-vé disperze se nazývá vlnová disperze a

má v oblasti kompenzace výrazné minimum, jehož poloha závisí na materiálu vlnovodu. U křemenné-ho skla lze oblast minima vlnové disperze pozorovat v okolí vlnové délky mµλ 3,1= , viz Obr. 3.34.

Obr. 3.33 Rozšíření impulsu disperzí.

Obr. 3.34 Průběh vlnovodové materiálové a vlnové disperze u SiO2 vláken.

Obr. 3.35 Graf závislosti útlumu barevným rozptylem na vlnové délce záření.

Page 79: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

79

Optické ztráty

Způsobují pokles intenzity pole daného vidu ve vlnovodu. Jsou vyvolány především absorpcí záření částicemi materiálu a příměsí, rozptylem na nehomogenitách , barevným rozptylem materiálu a nedo-konalým odrazem na rozhraní jádro-obal. Podle místa vzniku je lze dělit na ztráty vnitřním útlumem

(absorpce na nečistotách, rozptyl na nehomogenitách, barevný rozptyl Comptonův, Stokesův, Rayleighův) a ztráty způsobené povrchovým útlumem (absorpce na povrchových stavech a nečistotách, rozptyl na geometrických fluktuacích rozhraní, nedokonalý odraz na rozhraní, útlum exponenciální vl-nou).

Útlum barevným rozptylem na částicích základního materiálu je principiálně neodstranitelnou vlastností všech optic-ky čistých látek, ať amorfní či krysta-lické struktury. Comptonův rozptyl vychází ze změny frekvence fotonů při

jejich pružných srážkách s elektrony v obalu atomů. Rayleighův rozptyl způsobují absorpční a emisní pře-chody v elektronovém spektru atomů, Stokesův rozptyl vzniká foton fononovou interakcí v mikrokrystalcích materiálu. Svou úrovní je barevný rozptyl charakteris-tický pro každý druh základního materiálu, tvoří mini-mální možnou hranici celkovému útlumu, jeho hodnota závisí na 4−λ , viz Obr. 3.35.

Absorpce na nečistotách tvoří další důležitý mechanis-mus útlumu. Způsobují ho jednak široké absorpční pásy

iontů některých kovů a zejmé-na rezonanční píky absorpce radikálů OH- .

Charakteristické křivky útlumu na iontech kovů a ra-dikálech OH ukazuje Obr. 3.36. Křivka charakterizující útlum optické vlny absorpcí v základním materiálu roste se čtvercem vlnové délky záření. Pro každý materiál tedy exis-tuje oblast kmitočtů, kdy lze

předpokládat minimální útlum způsobený absorpcí a barevným rozptylem v základním materiálu, viz Tab. 3.1. V křemenných vláknech je minimum útlumu absorpcí a rozptylem situováno v oblasti

mµ5,1 , viz Obr. 3.37.

Geometrické a materiálové nehomogenity, popř. pnutí materiálu, způsobují transformaci modů a pře-vod energie z vedených modů do modů obalu či do evanescentních zářivých modů, které odvádějí energii z jádra vlnovodu a značně tlumí přenos.

Exponenciální vlna za rozhraním jádro-obal vznikající při úplném odrazu se také podílí na útlumu jednak pohlcením v obalu, jednak vyzařováním energie z vlákna při jeho ohybu.

Obr. 3.36 Útlum absorpcí na nečistotách.

Obr. 3.37 Křivka závislosti celkového útlu-mu v základním materiálu na vlnové délce záření.

Tab. 3.1. Charakteristické hodnoty minima útlumu a disperze pro perspek-tivní druhy skel.

Druh skla Hodnota min. útlumu

[dB/km]

Poloha min. útlumu [µm]

Poloha min. disperze

[µm] SiO2 0,2 1,5 1,3 chalkogenní 0,1 4 ÷ 5 5 fluoridová 0,001 3 1,6 ZnCl2 10-3 ÷ 10-4 3,5 ÷ 10 10

Page 80: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

80

Materiály, výroba a druhy vláken

Při volbě materiálu vlákna je snahou získat kompozici, která vykazuje malé optické ztráty a malou disperzi. Je žádoucí, aby vlnová délka minima křivky závislosti optických ztrát na frekvenci od-povídala vlnová délce minima křivky vlnové dis-perze. Kysličniková skla, zejména silikátová a germanátová, vykazují dobré útlumové vlastnosti v pásmech vlnových délek 0,85, 1,3 a mµ5,1 , v oblasti vlnových délek mµ3,1 mají obvykle situ-ováno minimum křivky disperze. Pro hlubší infra-červenou oblast jsou vhodná chalkogenní skla, zejména na bázi selenidů a teluridů, s optimálními vlastnostmi v oblasti vlnových délek mµ54 ÷ . V pásmu mµ103÷ vykazují velmi malý útlum halogenní skla na bázi ZnCl2 či ZnF2. V tomto pásmu se též uplatní monokrystalické materiály na bázi halogenidů stříbra a cesia i polykrystalické germanium.

Vláknové vlnovody ze složkových skel, po-lykrystalických či monokrystalických materiálů je možno vyrábět jen metodou tažení z dvojitého kelímku a dvojí taveniny viz Obr. 3.38. U ní však nelze zaručit definovanou radiální změnu indexu lomu. Tato metoda je určena jen pro přípravu ste-pindexových vláken. Nelze u ní navíc dosáhnout vysoké čistoty materiálu neboť zde není možno vyloučit difúzi ze stěn kelímku a pronikání vzduš-né vlhkosti do základního materiálu.

Dokonalejší metodou je tažení vláken z předformy. klíčovou operací je při ní výroba před-formy, tyče složené z mnoha vrstev základního materiálu s definovanou změnou indexu lomu. K výrobě předformy bylo vyvinuto několik postu-pů, z nejpoužívanějších uveďme metodu MCVD (modifikovaná chemická depozice z plynné fáze) a metodu VAD (axiální depozice z plynné fáze), viz Obr. 3.39. Tyčka vytvořená z procesu MCVD či VAD usazováním zplodin chemické reakce, při níž vznikají sklotvorné kysličníky, se zahřátím nad teplotu tání "konsoliduje" do skelné fáze. Vzniká hotová předforma. Celkový proces tažení vlákna pak zahrnuje několik vzájemně navazujících ope-rací. Je to vlastní tažení vlákna z předformy nebo dvojitého kelímku, nanesení primární ochrany z plastu (u vláken PCS tvoří opticky aktivní obal), její vytvrzení, nanesení a vytvrzení sekundární ochrany. Optické vlákno se tedy ihned po vytažení pokrývá tenkou vrstvou opticky pasivního (či op-ticky aktivního – PCS vlákno) polymeru, který zamezí snižování mechanické pevnosti vlákna

vlivem styku s atmosférou. Sekundární ochrana je z materiálu s nižším modulem pružnosti, zachytí tudíž mechanická napětí při tahu. Může být volena jako těsná, volná popř. i s mezivrstvou. Následují obalové vrstvy umožňující omezit pnutí ve vláknu při ohybu a chránící vlákno před mechanickým

Obr. 3.38 Tažení vláken; a/ metodou dvojitého kelímku, b/ metodou předformy.

Obr. 3.39 Příprava předformy;a/ metodou MCVD, b/ metodou VAD, c/ konsolidace předformy.

Page 81: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

81

poškozením a vlivy prostředí. V současné době jsou vyráběny a užívány vlákna SiO2, určená pro přenos v oblasti 85,0=λ a

mµ3,1 . Ve stádiu aplikovaného výzkumu je využití křemenného vlákna v pásmu

mµ5,1 , v oblasti minima útlumu vláken z čistého křemene, viz Obr. 3.40.

Základní výzkum sleduje výrobu vláken z chalkogenních a halogenních skel pro vzdálenější infračervené oblasti.

Podle charakteristických vlastností a způsobu použití třídíme vláknové světlovo-dy do několika základních skupin. Vedle

vláken celoskleněných existují vlákna s křemenným jádrem a aktivním obalem z polymeru. Jejich útlum je v pásmu mµ86,0 kolem 15 dB/km, nízký index lomu obalu dovoluje získat vysokou nume-rickou aperturu 4,0≤NA . Naproti tomu však mají značnou vidovou disperzi kmnsD 25=& . Kon-struují se jako mnohomodová s průměrem jádra ma µ100≥ (Obr. 3.41a). Celoskleněná vlákna jsou konstruována v několika provedeních. Jednomodové vlákno (Obr. 3.41b) může dosahovat útlumů na hranici materiálové absorpce a rozptylu kmdBb 2,0= u SiO2 vláken při mµλ 5,1= . Vlnová disperze

Obr. 3.40 Typická spektrální závislost materiálového útlum křemenných vláken.

Obr. 3.41 Typy vláknových vlnovodů.

Page 82: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

82

je též velmi nízká, kmnsDV 1= v okolí mµλ 3,1= . Numerická apertura bývá u tohoto vlákna nízká, 15,0=NA . Stepindexová mnohomodová vlákna (Obr. 3.41c) dosahují hodnoty 3,02,0 ÷=NA . Jejich

útlum nebývá nižší než 1,5 dB/km, disperze se pohybuje kolem 15 ns/km. Výrazně nižší disperzi pro mnohovidový přenos dosahuje gradientní vláknový vlnovod (Obr. 3.41e) kmnsD 5= , útlum mívá kolem 1 dB/km. Svou konstrukcí i vlastnostmi jsou velmi zajímavé vlnovody z Obr. 3.41d, f. V prvním případě jde o jednomodové stepindexové vlákno určené k přenosu rotačně symetrického vidu HP11 s širokým pásmem jednomodovosti a s velmi nízkou hodnotou útlumu i disperze

kmdBb 2,0= , kmnsD 1,0= . Poslední konstrukcí je tzv. profilový vláknový vlnovod, který ve značně širokém pásmu jednomodovosti pro základní mod EP01 dosahuje útlumu až 0,2 dB/km a dis-perze kmnsD 1,0= .

3.3 Optické zdroje optoelektronických soustav

Konstrukce optoelektronických soustav přenosu a zpracování informace závisí většinou na užitém zdroji optické nosné vlny. V podstatě lze rozlišit: → soustavy s elektroluminiscenčními zdroji → soustavy s injekčními lasery → soustavy s ostatními druhy laserů

Specifikujme nyní základní vlastnosti optických zdrojů, které v řadě případů určují meze možností celé optoelektronické trasy a ovlivňují volbu dalších prvků soustavy.

Spektrum generovaného záření je určeno zejména průběhem závislosti spektrální hustoty optického výkonu ( )λ0P na vlnové délce záření, důležitou veličinou vztahující se k tomuto průběhu je šířka spektrální čáry λ∆ a střední vlnová délka 0λ .

Ke spektru optického zdroje se vztahuje ještě daný údaj o koherenční délce či koherenčním času zdroje vycházející z šířky spektrální čáry f∆ emitovaného záření.

Optický výkon je další důležitou veličinou, značíme ho 0P , udává celkovou vyzářenou energii zdroje za jednotku času. Okamžitý výkon zdroje je dán integrálem časového průběhu intenzity světla I

r po

uzavřené ploše obklopující měřený zdroj:

( ) ∫ ⋅= sdItP rr

(3 - 41)

Střední výkon 0P zdroje v čase T (pro periodické průběhy ( )tP se volí 01 fT = ) je dán integrálem:

( )∫=T

dttPT

P0

01

(3 - 42)

K optickému výkonu se vztahuje hodnota vnější energetické účinnosti zdroje η významná zejména při práci s vyššími výkony.

Směrová charakteristika zdroje je dána závislostí zdroje na směrovém úhlu vlnového vektoru záření, udává ji průběh normované plošné hustoty výkonu zdroje na kulové ploše jednotkového poloměru se středem v geometrickém středu plochy zdroje. Znázorňuje se jako závislost normované intenzity svět-la na směrových úhlech průvodiče bodu měření vedeného ze středu zdroje. Podle velikosti poloměru měřící kulové plochy vzhledem k rozměrům plochy zdroje rozlišujeme směrovou charakteristiku blíz-kého pole, která lépe postihuje nehomogenity rozložení intenzity záření na plošce zdroje, směrová charakteristika vzdáleného pole pak vypovídá zejména o směrových vlastnostech emise energie zdro-jem chovajícím se jako bodový zářič. Analýza obou těchto charakteristik současně dává poznatek o prostorové koherentnosti zdroje záření.

Page 83: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

83

Modulovatelnost zdroje popisuje schopnost zdroje v jistých mezích lineárně ovládat intenzitu, ampli-tudu, fázi či kmitočet výstupního záření změnou některé budící veličiny.

3.3.2 Elektroluminiscenční zdroje záření

Jsou to součástky využívající vlastností přechodu PN i jevů v homogenním materiálu přímozónového i nepřímozónového polovodiče. Jsou založeny na bu-zení elektroluminiscence intrizickou metodou či in-jekcí minorů z přechodu. Generují s účinností od 0,1 % do 15 % nekoherentní záření s dominantní vlnovou délkou mµλ 3,145,0 ÷= a výkony v rozmezí

mW51,0 ÷ . Pro dosažení zadaných parametrů prvku je využíváno celé řady struktur a technologií. Proti elektroluminiscenčním součástkám s přechodem – elektroluminiscenčním diodám, které prochází v posledních letech intenzivním rozvojem ve výzku-mu i výrobě, jsou poněkud na okraji zájmu bezpře-chodové zdroje s vlastním buzením.

Elektroluminiscenční kondenzátor

Je tvořen strukturou z Obr. 3.42. Záření vzniká působením střídavého elektrického pole s frekvencí Hzf 00010100 ÷= dostatečné intenzity na práškovou, krystalickou či sublimovanou vrstvu pří-

mozónového polovodičového luminoforu. Elektrická intenzita vyvolá v zrnech či mikrokrystalech luminoforu pohyb a lavinové násobení volných nosičů náboje, čímž dojde intrizickou metodou k narušení termodynamické rovnováhy a ke vzniku rekombinačních procesů doprovázených emisí světla. Nejdůležitějšími látkami používanými ve funkci luminoforů jsou binární a ternární polovodiče A''BVI, jako ZnS, ZnSe, ZnSxSe1-x, ZnCdxS1-x, ZnTe, CdSe, HgSe, CdTe a HgTE. Největší šířku pásma má polovodič ZnS, eVWG 7,3= . Aktivovaný izoelektronovými centry Mn, Al, Cl, Cu emituje záření od oblasti modré barvy nmB 450=λ do červenooranžové nmR 600=λ s šířkou spektrální čáry kolem

nm10050 ÷ , viz Obr. 3.43. Jde tedy o nekoherentní širokopásmový zdroj se spektrem záření závislým jednak na použitém aktivátoru, jednak na frekvenci a intenzitě budícího pole.

Izolační vrstva plní u tohoto prvku ochrannou funkci, neboť velmi tenké a poměrně nehomogenní sublimované vrstvy luminoforu jsou náchylné na zničení elektrickým průrazem. Životnost sublimova-ných vrstev je h43 1010 ÷ . Nutnost střídavého bu-zení má za následek existenci poměrně dlouhé časo-vé konstanty přechodové odezvy prvku, která se pohybuje kolem s43 1010 −− − . Rozměry zrn materiá-lu luminoforu určují rozlišovací schopnost součást-ky, optické parametry, účinnost i životnost. Subli-mované polykrystaly mají rozměr zrn 0,1 – 1 nm. S účinností kolem 1% dosahují výkonu P % 5mW z plochy 1 cm². Jejich výhodou je možnost vytvářet velkoplošné zářivé panely.

Elektroluminiscenční diody

Tyto součástky využívají pro buzení elektroluminiscence injekci minoritních nosičů v PN přechodu, vlnových délek m6,145,0 ÷ . V jejich konstrukcích se využívá nejčastěji binárních a ternárních slouče-

Obr. 3.42 Elektroluminiscenční kondenzátor; 1) kovová elektroda, 2) izolační vrstva, 3) luminofor, 4) transparentní elektroda, 5) skleněná podložka.

Obr. 3.43 Spektrum záření luminoforu ZnS v závislosti na aktivátoru, frekvenci a intenzitě budícího pole, 1) Cu, Cl, 200Hz, 7V, 2) Cu, Cl, 2kHz, 7V, 3) Cu, Cl, 2kHz, 14V, 4) Mn, 1kHz, 25V.

Page 84: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

84

nin přímozónových i nepřímozónových materiálů AIII BV, jako GaAs, GaP, GaN, InP, GaAsxP1-x, Ga-xAl1-xAs. Některé struktury elektroluminiscenčních diod ukazují Obr. 3.43, Obr. 3.44, Obr. 3.45.

Difúzně epitaxní konstrukce elektroluminiscenční diody s homopřechodem, viz Obr. 3.44a, využívá pro zvýšení úrovně optického výstupu velmi tenké difúzní vrstvy p a nízké absorpce v podložce n typu. Záření zde vzniká v aktivní oblasti vrstvy p těsně přiléhající k přechodu. Fotony směřující z aktivní vrstvy do polovodiče typu n prochází téměř bez útlumu k ohmickému kontaktu, kde se odráží a zpětným průchodem strukturou přispívá k výstupnímu zářivému toku. Silně absorbující, a proto velmi tenká vrstva p, je vytvořena difúzí akceptorů do epitaxní vrstvy n+. Skoková změna indexu lomu mezi výstupním okénkem tvořeným p polovodičem a pouzdřící hmotou způsobuje ztráty výstupního optického výkonu vlivem totální i částečné reflexe světla na rozhraní. Tento efekt je potlačen někte-rými speciálními strukturami.

Hemisférická konstrukce, viz Obr. 3.44b, vzniká, je-li podložka čipu diody tvarována do podoby polo-koule se středem v geometrickém středu aktivní vrstvy. Na rozhraní polovodič-volné prostředí dopa-dají fotony vždy pod úhlem blízkým kolmému dopadu, což eliminuje vliv reflexí. Vzhledem k tomu, že dráha fotonů v základním polovodiči je poměrně dlouhá, musí být podložka této diody připravena z polovodiče typu n. Do něho je pak leptáním a depozicí SiO2 vytvořen izolační kanál a difúzí tenká vrstva p. Kulová plocha na podložce je vytvořena selektivním plazmatickým leptáním. U této kon-strukce nelze počítat s příspěvkem zářivého toku procházejícího vrstvou p k ohmickému kontaktu, neboť toto záření je zde účinně tlumeno objemem polovodiče p. Podobnými vlastnostmi, technologií výroby,avšak mnohem jednodušší přípravou se vyznačuje planárně difúzní konstrukce, viz Obr. 3.44c.

Tam, kde to materiálové možnosti dovolují, je ke snížení absorpce okrajových vrstev a k přesnému exaktnímu vymezení zóny rekombinace vhodné využit jednoduché nebo dvojité hetero-struktury přechodu. Přechod je pak tvořen materiály a nestejnou šířkou zakázaného pásu. Podobně jako u injekčních laserů je u heterostrukturního přechodu dosahováno velmi hluboké poruchy rovno-vážného stavu v obsazení pásů.

Potenciální bariéry na styku materiálů s nestejnou šířkou zakázaného pásu ostře vymezí zónu rekombinace a zamezí průchodu konvekčních složek proudu. V úzké oblasti rekombinace, kde koefi-cient vnitřního kvantového výtěžku 9,0=kη , získáváme velmi účinnou přeměnu elektrické energie na energii optickou. Dvojitě heterostrukturní (DHS) diody jsou konstruovány jak pro vyzařování z plochy přechodu, tak i jako hranově zářící.

Burrusova DHS dioda, viz Obr. 3.45a, patří do první skupiny. Rekombinační záření v ní vzniká ve vrstvě p-GaAs, kde injekce minorů z otevřeného přechodu n-GaAlAs-p-GaAs způsobuje prudký vzrůst koncentrace nadbytečných nositelů. Aktivní vrstva GaAs je obklopena vrstvami s širším zaká-zaným pásem, která jsou pro vznikající záření opticky transparentní. Část vznikajících fotonů se šíří ve směru kolmém k ploše aktivní zóny napříč nepohlcující vrstvou n-GaAlAs a opouští strukturu jako výstupní záření. Část emitovaných fotonů se šíří podél aktivní vrstvy tvořící planární vlnovod a dopa-dá na plochu izolačního prstence vzniklého depozicí SiO2 do vyleptaného kanálu.

Obr. 3.44 Konstrukce homostrukturních elektroluminiscenčních diod, a) difúzně epitaxní, b) hemisférická, c) planárně difúzní.

Page 85: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

85

Plocha prstence je skloněna k ose vrstvy pod úhlem 45º. Na ní se fotony odrážejí směrem k optického okénku. Jimi vytvořené záření se účinně podílí na zvýšení celkového optického výkonu stej-ně, jako záření emitované z aktivní vrstvy směrem ke kladné elektrodě. Po průchodu tenkými vrst

vami p-GaAlA a p+-GaAs se toto záření, byť částečně zeslabeno, odráží od metalického kontaktu a vrací se zpět skrze strukturu diody do oblasti op-tického okénka. Odleptáním základní vrstvy n–GaAs je vytvořena možnost velmi účinné přímé vazby čela diody s optickým vláknem.

Planárně epitaxní dioda , viz Obr. 3.45b, má podob-nou strukturu jako Burrusova konstrukce. Využívá také opticky transparentní vrstvy n-GaAlAs jako výstupního okénka. Zvýšení proudové hustoty v aktivní vrstvě doprovázené poklesem doby života minorů a zvýšením kvantového výtěžku se zde do-sahuje omezením kvantového výtěžku se zde dosa-huje omezením činné plochy přechodu pomocí vlo-žené izolační mezivrstvy n-GaAs umístěné do bez-prostřední blízkosti aktivní vrstvy.

Protože dvojitá heterostruktura vytváří v planárním provedení skokový reliéf indexu lomu s maximem hodnoty indexu v aktivně p-GaAs a minimem v přilehlých vrstvách GaAgAs, chová se DHS jako planární vlnovod. Při tloušťkách aktivní vrstvy ms µ1= je tento vlnovod v blízkosti pásma jednomodovosti. Značná část generovaného záření se tedy šíří podél planární struktury aktivní vrstvou ve formě vznikajících TE a TM vidů.

Tento jev využívají a zdůrazňují speciální konstrukce DHS diody vyzařující hranou. Jsou při tom známé struktury rotačně symetrické. u nichž se kromě vysokého vnitřního kvantového výtěžku do-sahuje velmi nízkých ztrát výstupního záření malým útlumem v aktivní vrstvě kompenzovaným srovna-telnou intenzitou stimulovaných rekombinací. Vy-soká vnější účinnost i možnost získání široké smě-rové charakteristiky předurčuje tyto diody ( viz Obr. 3.46a) k použití jako intenzivní signální zdroje svět-la.

Páskové provedení DHS diody, viz Obr. 3.46b, je vhodné k dosažení účinné čelní vazby na vláknový vlnovod. DHS diody v páskovém provedení se stra-

nově omezenou plochou aktivní vrstvy a tenkou rekombinační zónou mohou při nevelkých proudech v propustném směru dosahovat proudových hustot, které zajišťují vznik inverze v obsazení vodivost-ního pásu aktivní vrstvy. Je-li navíc aktivní vrstva z materiálu o dostatečně hluboké degeneraci, může v ní být splněna podmínka pro vznik stimulované emise. Potom se pásková geometrie kromě vysoké účinnosti přeměny elektrické energie na optickou vyznačuje poměrně krátkou dobou života minorit-ních nosičů způsobenou významným příspěvkem stimulované rekombinace. To v konečném důsledku výrazně zlepší impulsní vlastnosti diody. Směrová charakteristika diody bude ovlivněna poměrně ma-

Obr. 3.45 Konstrukce plošně vyzařující elektro-luminiscenční DHS diody; a) Burrusova dioda, b) planárně epitaxní dioda.

Obr. 3.46 Konstrukce DHS elektroluminiscenč-ních diod vyzařujících hranou; a) rotačně symetric-ká struktura, b) páskové provedení

Page 86: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

86

lou čelní zářivou plochou. I když jde o zdroj prostorově nekoherentní, bude směrová charakteristika páskových LED užší než charakteristika plošně emitujících zdrojů.

Směrové charakteristiky LED jsou dány především tvarem a velikostí plošky emitující světlo, prostorovou koherencí zdroje a závisí na optických elementech podílejících se na zpracování výstup-ního svazku záření. Plošně emitující LED se v podstatě chová jako nekoherentní izotropní plošný ko-sinový zářič, jehož směrová funkce intenzity je popsána závislostí:

Kde: Konstanta m je závislá na konstrukčním uspořádání diody, pohybu-je se v rozmezí 6;1∈m .

Tvar vyzařovací charakteristiky i hodnota celkového výstupního výkonu je u tako-vých diod podstatně ovlivněna částečný-mi a totálními odrazy záření na přechodu polovodič (index lomu 32 ≈n ) - volné prostředí (index lomu 10 ≈n ). K omezení těchto jevů se tam, kde je to možné, vyu-žívá zapouzdření čipu diody zalitím do opticky čisté imerzní pryskyřice s indexem lomu 201 nnn = , čímž se potlačí odrazy na styku materiálů n2 - n1 a n1 - n0 . Vhodně tvarovaným čelem pouz-dra se navíc umožní přizpůsobit výstupní svazek zadaným požadavkům. Zalévací pryskyřice může mít také disperzní pova-hu, takže lze z čipu LED malých rozměrů získat velkoplošný zdroj světla. Rotačně symetrické provedení DHS hranově zářící diody využívá k úpravě výstupního záření odrazu od úseče parabolického zrcadla. Některé plošně emitující konstrukce vyu-žívají odrazu od zadního čela diody tvo-řeného metalickým přívodem tvaru duté sférické plochy, viz Obr. 3.47.

Páskové diody vyzařující hranou nemají většinou vyzařovací charakteristiku ro-tačně symetrickou jako plošně emitující prvky. Exponent m kosinové funkce smě-rové charakteristiky je úměrný převráce-né hodnotě příčného rozměru emitující

plošky d

m 1≈ . Poloviční úhel svírající

hlavní lalok vyzařovací charakteristiky α udává velikost numerické apertury zdroje

αsin=NA , parametr, který je důležitý pro volbu způsobu a provedení vazby

s dalšími optoelektronickými prvky. Pokud se průběh směrové charakteristiky značně liší od kosinové funkce, bývá NA stanovena z úhlu průvodiče směrové vyzařovací charakteristiky v polárních souřad-nicích, v jehož směru intenzita záření hlavního laloku poklesne pod hodnotu 0,1 maximální úrovně.

( ) ϑϑ mII cos0= (3 - 43)

Obr. 3.47 Směrová charakteristika a provedení LED; a) plošně emitující dioda jako kosinový zářič, b) optické ošetření výstupního svazku LED, c) provedení vazby páskové DHS na vlákno.

Page 87: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

87

Každý z popsaných typů luminiscenčních diod se vyznačuje především charakteristickým prů-během závislosti optického výstupního výkonu na proudu diodou. Z něho je vidět, že v lineární části charakteristiky je možno změnou proudu docílit odpovídající změnu intenzity světla. LED jsou tedy přímo modulovatelné zdroje. Oblast nasycení výstupního výkonu vzniká zaplňováním rekombinačních center a lokálním ohřevem způsobujícím degradaci inverze v aktivní zóně. Homostrukturní diody je možno přímo modulovat do kmitočtů MHzf 50= , doba života minoritních nosičů nebývá menší než 10-8s. Konstrukce diod se zvýšenou proudovou hustotou či dokonce diod dosahujících práh vzniku stimulované emise vykazují pronikavé snížení doby života minoritních nosičů a tím i podstatné zlep-šení modulovatelnosti zdroje. Doby odezvy takových součástek klesnou z původních ns5020 ÷ na

ns21÷ v závislosti na hodnotách proudové hustoty. To přispěje k podstatnému rozšíření kmitočtové-ho pásma vlastní modulace diody až na 500MHz.

Elektroluminiscenční diody z GaAs. Homostrukturní diody s přímým mezipásovým přechodem emitu-jí záření s vlnovou délkou měnící se podle typu a koncentrace donorů a akceptorů v infračervené ob-lasti kolem mµ9,0 . Hodnoty koncentrace příměsí v GaAs jsou obvykle za mezí degenerace, Fermiho energetická hladina u těchto silně dopovaných polovodičů tedy probíhá uvnitř vodivostního nebo va-lenčního pásu. V polovodiči typu n se s růstem koncentrace donorů zaplňuje vodivostní pás a maxi-mum energetické hustoty obsazených stavů se posouvá k vyšším energiím. Proto se snižuje dominant-ní vlnová délka emisního spektra. V typu p se naopak s růstem koncentrace příměsí výrazně posouvá

horní mez valenčního pásu k akceptorové hladině a stejně se posouvá i maximum energetické hustoty obsazených stavů. S růstem koncentrace dopantů tedy v polovodiči p roste dominantní vlnová délka emisního spektra. PN přechod lze připravit např. jednoduchou difúzí zinku tvořícího akceptor do n-typu epitaxní vrstvy obsahující donory selenu. U takového přechodu lze dosáhnout účinnosti elek-trické energie v optickou %2=η . Použitím epi-taxních metod s amfoterní příměsí Si (na místě galia tvoří donor, na místě arsenu akceptor) lze dosáhnout vnitřního kvantového výtěžku %50=kη a vnější účinnost %32=η .

Doby života minorů jsou v přímozónovém GaAs krátké, relaxační konstanta vysoká. Náběžné

hrany při buzení pravoúhlými proudovými impulsy mají délku 10ns u difúzních a 200ns u epitaxních diod. Luminoforem s dvoufotonovým buzením lze emitované infračervené záření transformovat do viditelné oblasti. Účinnost se však sníží na 1%.

Elektroluminiscenční diody z GaP. Zářivá re-kombinace u nepřímozónového GaP je zprostřed-kována většinou excitonovou rekombinací na izoelektronových centrech tvořených ponejvíce atomy dusíku. Známé jsou též zářivé rekombina-ce na mělkých donorech Sn, Si. Rekombinace excitonu vázaného k dusíku dává záření v oblasti zelené barvy mG µλ 55= s vnější účinností

%1=η , neboť rozpad excitonu probíhá vlivem termických kmitů mříže většinou nezářivě. Velmi účinná je však rekombinace na páru donor-akceptor tvořeném zde komplexy Zn-O, popř. Cd-O. Spektrum emitovaného záření je charakte-ristické širokým pásem v oblasti okraje viditelné-ho záření s maximem při nmR 690=λ , viz Obr.

Obr. 3.48 Wattampérová charakteristika LED.

Obr. 3.49 Spektrum elektroluminiscence GaP do-tovaného dusíkem a komplexy Zn-O.

Page 88: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

88

3.49. Vnější účinnost této rekombinace se pohybuje až kolem %15=η . Koncentrace párů Zn-O je však v GaP omezena, proto při vyšších proudových hustotách dochází k výrazné saturaci emise. doba života minorů je asi o dva řády delší než v GaAs, s710−=τ , časová konstanta přechodové odezvy je kolem sµ5,0 . Současným zabudováním dusíku do typu n a kyslíku do typu p vrstvy přechodu lze připravit diody zářící žlutě či oranžově. Transparentní podložka z GaP bez rekombinačních center dovoluje využít zpětného odrazu emitovaného záření od metalického kontaktu ve tvaru sférického zrcátka,což až o 100% zvýší výstupní optický výkon.

Elektroluminiscenční diody z GaAs1-xPx. Pro 5,0<x má tato ternární sloučenina přímý přechod mezi pásy. Změnou zastoupení arsenu a fosforu ve sloučenině lze plynule měnit šířku zakázaného pásu od

1,4 eV pro GaAs do 2,35 eV pro GaP. Nejvyšší účinnost zářivých mechanismů vykazuje rekombinace excitonu na ato-mech dusíku (pro 8,0>x ) a rekombinace páru elektron-díra na nejbližších a vedlej-ších sousedech N (N-N1 a N-N3 pro

8,0<x ), viz Obr. 3.50. Užívá se techno-logie epitaxního růstu z podložky GaAs nebo GaP. Výhodou této technologie je možnost postupné změny koncentračního profilu vrstev tak, aby ve vrstvě emitující na p – n přechodu záření byla koncentra-

ce příměsí z hlediska účinnosti a zadaného spektra záření optimální. Pro hodnoty 4,0>x je výhodné volit podložku z GaP a ke zvýšení účinnosti využít již zmíněného odrazu záření od zadního čela čipu.

Elektroluminiscenční diody z SiC. Šířka zakázaného pásu je pro různé krystalové modifikace tohoto materiálu proměnná od 2,3 eV do 4,15 eV. Obtíže se separací krystalových modifikací a kontrolou radiačních center vedou k potížím při přípravě, SiC může být zdrojem světla v širokém rozsahu od červené do modré barvy. Nepřímozónová modifikace 6H s difúzním přechodem a eVWG 3= září žlutooranžově a modifikace 4H s difúzním přechodem a eVWG 2,3= září žlutě. Výhodou je přede-vším dlouhý poločas života součástek hodtP

610= .

Elektroluminiscenční diody z GaN. GaN je polovodič s přímými přechody a eVWG 36,3= s rekombinačním zářením v oblasti zelené a modré barvy. Je homeopolární,luminiscence je u něho buzena tunelováním v propustně pólované struktuře M-I-S popř. lavinovým násobením v závěrném pólování této struktury. Bylo dosaženo účinnosti 1% pro zelené světlo s nmB 510=λ , modré světlo s energií přechodu 2,9V, nmB 430=λ je získáváno s účinností %4,005,0 ÷ .

Elektroluminiscenční diody z GaxAl1-xAs. Tento polovodič je pro hodnoty 6,0>x přímozónový s málo se měnící mřížkovou konstantou. Snadno se tedy připravuje epitaxí jak v homostrukturním tak i v DHS provedení v širokém rozsahu kompozičního činitele x . Diody zářící ve viditelné oblasti jsou připravovány z nepřímozónového materiálu pro

3,0=x dotovaného hlubokým akceptorem Zn tvoří-cím současně rekombinační centra zářivým přecho-dům zóna-term. Maximum intenzity získáváme při

nmR 675=λ s účinností 1,3 %. Při 4,0=x získá-váme infračervené diody s maximem záření na vlno-vé délce nmIR 770=λ s vysokou účinností 13,5 %.

Obr. 3.50 Epitaxní struktura GaAs1-xPx diody a její elektro-luminiscenční spektrum.

Obr. 3.51 Přechodové odezvy DHS diod, 1) GaAlAs-GaAs, 2) GaAlAs-GaAlAs.

Page 89: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

89

Konstruují se obvykle jako DHS GaAlAs-GaAlAs v páskovém provedení či v provedení Burrusovy diody. Velmi rozšířené jsou také DHS struktury GaAlAs-GaAs zářící v oblasti mµ85,0 , které jsou pro svou rychlou přechodovou odezvu, viz Obr. 3.51, používány pro přenos informace v datových systé-mech.

Elektroluminiscenční diody z GaInAsP. Je to materiál s přímým přechodem mezi pásy. Vhodným výběrem koncentrace jednotlivých složek je možno dosáhnout přizpůsobení mřížkové konstanty toho-to kvaternárního tuhého roztoku se sloučeninou InP a realizovat DHS s šířkou zakázaného pásu aktivní vrstvy proměnnou v mezích eV35,175,0 ÷ schopnou účinné generace záření v oblasti vlnových délek

mµ6,195,0 ÷ s vnější účinností %10=η . Generace záření těmito diodami je zajímavá zejména z toho důvodu, že v jejich vlnovém oboru leží minimum ztrát i minimum disperze křemenných vláknových vlnovodů.

3.3.3 Polovodičové injekční lasery

Využívají jev koherentního zesilování světla pomocí stimulované emise záření v otevřeném PN přechodu degenerovaného polovodiče. Stimulovaná emise zde vzniká na úkor spontánní emise a absorpce při inverzním obsazení valenčního a vodivostního pásu injekcí minorů z přechodu. Polovodičové injekční lasery generují kohe-rentní záření s účinností až 65 %, s vlnovými délkami

mµ6,180,0 ÷ , s kontinuálním výkonem mW101,0 ÷ a s impulsními výkony W10010 ÷ . Jsou, pro potřebu kon-tinuálního provozu při pokojové teplotě, konstruovány většinou jako diody s dvojitou heterostrukturou. Předmě-tem živého zájmu základního výzkumu jsou struktury zajišťující jednomodovost výstupního záření, impulsní provoz s ultrakrátkými impulsy a struktury s extrémně dlouhou životností. Řada prací je zaměřena na přípravu integrovaných struktur zdroj-modulátor-vlnovod.

Tab. 3.2. DHS injekční laser. Číslo vrstvy

Funkce Tloušťka [µm]

Materiál Materiál

1 podložka 100 n-GaAs ν-InP 2 epitaxní

mezivrstva 2 n-GaAs n.InP

3 opticky izolační

1,0 ÷ 5 n-GaAlAs

n-InP

4 opticky aktivní

0,1 ÷ 1 p-GaAs π-InGaAsP

5 opticky izolační

1,0 ÷ 5 p-GaAlAs

p-InP

6 kontaktní 1 p-GaAs p-InGaAsP 7 elektricky

izolační cca 0,5 SiO2 In2O : SnO2

8 ohmický kontakt

cca 0,1 Au / Sn AuZnNi/AuSnNi

- - rozsah vlno-vých délek [µm]

0,7 ÷ 0,95

0,95 ÷ 1,6

Obr. 3.52 DHS injekční laser (viz Tab. 3.2).

Page 90: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

90

Heterostrukturní laserová dioda

Typickou a nejrozšířenější konstrukcí DHS injekčního laseru je planárně epitaxní pásková struktura, viz Obr. 3.52 a Tab. 3.2. V této struktuře tvoří tenká aktivní vrstva obklopená vrstvami s nižším in-dexem lomu páskový vlnovod. Vyleštěná čela čipu tvoří polopropustná zrcadla FP rezonátoru. Při generaci záření se v tomto rezonátoru vybudí obvykle mnoho podélných, příčných a laterálních vidů TEMmnq°. Počet vidů určitého typu je přitom úměrný odpovídajícímu rozměru rezonátoru. Snižováním

tloušťky aktivní vrstvy d pod hodnotu 2λ je tedy možno velmi účinně paralyzovat všechny vyšší příčné vidy. V rezonátoru pak vzniká jen systém podélných a laterálních vidů, které pak formují spektrum emitovaného záření a ovlivňují i W-A charakteristiku diody, viz Obr. 3.53.

Důsledkem existence vyšších laterálních vidů je nehomogenní struktura pole v rezonátoru ve směru šířky aktivní vrstvy w a deformace smě-rové vyzařovací charakteristiky, viz Obr. 3.54.

Vyšší podélné vidy lze potlačit použitím konstrukce rezonátoru s rozloženou zpětnou vaz-bou či Braggovým zrcadlem, viz Obr. 3.55, čímž dosáhneme kmitočtově ostře selektivní přenos energie z přímé do zpětné vlny rezonátoru. Na periodické struktuře aktivního vlnovodu dochází totiž k přenosu energie mezi přímou a zpětnou vlnou jen tehdy, když platí 2λm=Λ . Bude-li Λ dostatečně blízké λ , lze dosáhnout natolik velký odstup sousedních rezonančních kmitočtů, že podmínku pro nasazení oscilací v rezonátoru bude splňovat jediný podélný vid. Efektivní čini-tel konverze energie mezi přímou a zpětnou vl-nou může dosahovat hodnot až 0,8 bez ohledu na kvalitu čel páskové struktury.

Vhodnou volbou tvaru periodické struktury lze vyvolat i konverzi vedené vlny do vlny zářivé opouštějící objem vlnovodu pod určitým úhlem. Toho lze využít při vyvázání optické vlny z objemu rezonátoru. Vzhledem ke skutečnosti,

že šířkou páskového vlnovodu lze omezit počet late-rálních vidů, jejichž vznik v heterostruktuře snižuje koherenci záření, zhoršuje monochromatičnost, půso-bí rozšíření směrové vyzařovací charakteristiky a v neposlední řadě deformuje W-A charakteristiku, směřoval vývoj LD ke zužování aktivní plochy pás-kového vlnovodu. Jednou z cest zúžení aktivní plochy emisní vrstvy je např. zmenšování šířky metalického páskového kontaktu či znevodivění postranních ob-lastí aktivní plochy pásku protonovým bombardová-ním, viz Obr. 3.56a s cílem soustředit generaci záření do co nejmenšího objemu a vytvořit z aktivní vrstvy úzký jednomodový páskový vlnovod. To vedlo ke zvyšování proudových hustot v celé struktuře čipu a k nadměrnému zahřívání rekombinační zóny i přileh-lých oblastí a k problémům s odvodem tepla. Vlno-vodné vlastnosti páskové struktury se v laterálním

Obr. 3.53 W-A charakteristika a emisní spektrum DHS laseru.

Obr. 3.54 Vznik vyšších laterálních modů a jejich vliv na vyzařovací charakteristiku páskové struktury.

Obr. 3.55 Laserová dioda; a/ s rozloženou zpětnou vazbou, b/ s Braggovým reflektorem.

Page 91: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

91

směru při tom změnily jen málo. Výrazným pokrokem byly konstrukce s profilovým vlnovodem v aktivní vrstvě, viz Obr. 3.56b. Vycházely z poznatku, že v planárním vlnovodu existuje pro šíření daného modu výrazná závislost jeho fázové rychlosti, a tedy efektiv-ního indexu lomu, na tloušťce vrstvy, a také, že zde existuje spodní mezní kmitočet šíření vyšších modů opět silně závislý na tloušťce vrstvy. Mod vrstvy, pro něhož je splněna podmínka šíření ve vrstvě s šířkou d1 i d2 se na jejich rozhraní odráží a vytvoří tak páskový vid. Pro vyšší planární mody nebývá splněna podmín-ka šíření v tenké vrstvě d2, což zajistí jednomodovost v příčném směru i při vyšších d1. V laterálním směru je jednomodovost zajištěna malým rozměrem w a velkým mezním úhlem totálního odrazu na rozhraní vrstev s tloušťkou d1a d2. Energie základního vidu TEM002, který jediný se ve struktuře může šířit, zasa-huje vlivem exponenciální vlny, vznikající při totální reflexi, hluboko do vrstvy d2. I v oblasti d2 tedy emi-tované fotony přispívají k zesílení základního modu.

Jednomodovosti v laterálním směru lze také do-sáhnout strukturou s tzv. vnořenou aktivní vrstvou, viz Obr. 3.57, kdy je aktivní vrstva p – GaAs z boku ob-

klopena materiálem s nižším indexem lomu GaAlAs a tvoří vlnovod o tloušťce mµ5,0 a šířce mµ1 , v němž je pro kmitočty emisního spektra možno vybudit jen základní vid. V přilehlých vrstvách je veden proud větší plochou, takže vysoká hodnota proudové hustoty je soustředěna jen do aktivní vrst-vy.

Vhodnou volbou tvaru periodické struktury lze vyvolat i konverzi vedené vlny do vlny zářivé opouštějící objem vlnovodu pod určitým úhlem. Toho lze využít při vyvázání optické vlny z objemu rezonátoru. Vzhledem ke skutečnosti, že šířkou páskového vlnovodu lze omezit počet laterálních vidů, jejichž vznik v heterostruktuře snižuje koherenci záření, zhoršuje monochromatičnost, působí rozšíření směrové vyzařovací charakteristiky a v neposlední řadě deformuje W-A charakteristiku, směřoval vývoj LD ke zužování aktivní plochy páskového vlnovodu. Jednou z cest zúžení aktivní plochy emisní vrstvy je např. zmenšování šířky metalického páskového kontaktu či znevodivění postranních oblastí aktivní plochy pásku protonovým bombardováním, viz Obr. 3.56a s cílem soustředit generaci záření do co nejmenšího objemu a vytvořit z aktivní vrstvy úzký jednomodový páskový vlnovod. To vedlo ke zvyšování proudových hustot v celé struktuře čipu a k nadměrnému zahřívání rekombinační zóny i přilehlých oblastí a k problémům s odvodem tepla. Vlnovodné vlastnosti páskové struktury se v laterálním směru při tom změnily jen málo. Výrazným pokrokem byly konstrukce s profilovým vl-novodem v aktivní vrstvě, viz Obr. 3.56b. Vycházely z poznatku, že v planárním vlnovodu existuje pro šíření daného modu výrazná závislost jeho fázové rychlosti, a tedy efektivního indexu lomu, na tloušťce vrstvy, a také, že zde existuje spodní mezní kmitočet šíření vyšších modů opět silně závislý

Obr. 3.56 Jednomodové konstrukce LD; a) pásková, b) profilová.

Obr. 3.57 LD s vnořenou aktivní vrstvou. Obr. 3.58 Konstrukce jednomodové LD.

Page 92: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

92

na tloušťce vrstvy. Mod vrstvy, pro něhož je splněna podmínka šíření ve vrstvě s šířkou d1 i d2 se na jejich rozhraní odráží a vytvoří tak páskový vid. Pro vyšší planární mody nebývá splněna podmínka šíření v tenké vrstvě d2, což zajistí jednomodovost v příčném směru i při vyšších d1. V laterálním smě-ru je jednomodovost zajištěna malým rozměrem w a velkým mezním úhlem totálního odrazu na roz-hraní vrstev s tloušťkou d1a d2. Energie základního vidu TEM002, který jediný se ve struktuře může šířit, zasahuje vlivem exponenciální vlny, vznikající při totální reflexi, hluboko do vrstvy d2. I v oblasti d2 tedy emitované fotony přispívají k zesílení základního modu.

Jednomodovosti v laterálním směru lze také dosáhnout strukturou s tzv. vnořenou aktivní vrst-vou, viz Obr. 3.57, kdy je aktivní vrstva p – GaAs z boku obklopena materiálem s nižším indexem lomu GaAlAs a tvoří vlnovod o tloušťce mµ5,0 a šířce mµ1 , v němž je pro kmitočty emisního spekt-ra možno vybudit jen základní vid. V přilehlých vrstvách je veden proud větší plochou, takže vysoká hodnota proudové hustoty je soustředěna jen do aktivní vrstvy.

U takových diod bylo dosaženo poklesu prahového proudu až na 15mA. Jednomodový laser ge-nerující na základním příčném laterálním vidu i na jediném podélném vidu, který využívá vnořené aktivní vrstvy ve tvaru periodicky deformovaného vlnovodu jako prvku realizujícího současně zpětnou vazbu i vyvázání energie z rezonátoru je znázorněn na Obr. 3.58. Jeho optické parametry jsou téměř

srovnatelné se stejně výkonnými YAG: Nd lasery, při účinnosti konverze elektrické energie v optickou %65=η a výkonu na základním mo-du mWPTEM q 10000 = .

Vzhledem k tomu, že účinná stimulovaná emise podstatně zkrátí skutečnou dobu života minoritních nositelů, lze u kvalitních LD očekávat zkracování doby přechodové odezvy pod 1ns, viz Obr. 3.59. To umožňuje použít LD jako přímo modulované zdroje pro dálkový přenos v telekomunikačních optoelektronických systé-mech. Zákmity na přechodové charakteristice s kmitočtem kolem 5Ghz způsobené setrvačnými

Obr. 3.59 Přechodová charakteristika jednomodové LD.

Obr. 3.60 Konstrukce LD s vnějšími rezonátory; a) s dispersními čočkami 1, b) s mezním úhlem odrazu, c) s difrakční mřížkou 2, d) s interferenčním zrcadlem 3, e) s vazbou dvou diod.

Page 93: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

93

jevy při pohybu volných nosičů omezují nejvyšší modulační kmitočet, naproti tomu však umožňují konstruovat LD se synchronizmem podélných modů dosaženým vhodně tvarovanou periodickou strukturou v aktivní zóně. Laserové diody se synchronizovanou modovou strukturou záření mohou generovat sérii velmi krátkých impulsů nebo speciální periodické průběhy intenzity světla s velmi vysokým opakovacím kmitočtem. V některých případech vedou zvláště silné požadavky na mo-nochromatičnost záření, na tvar výstupního paprsku nebo na další snížení prahové hustoty proudu k použití speciálních typů vnějších rezonátorů se selektivními vlastnostmi, viz Obr. 3.60. V konstrukci z Obr. 3.60a je použito rezonátoru s disperzními čočkami, jejichž optická mohutnost D je funkcí λ . Na Obr. 3.60b je čip LD upraven tak, že lomová plocha je vedena pod úhlem blízkým úhlu úplného odrazu s difúzním povrchem. Záření vycházející z tohoto čela čipu se láme pod úhlem závislým na vlnové délce λ .

Přeladitelný rezonátor je možné konstruovat jak s difrakční mřížkou, viz Obr. 3.60c, tak i s interferenčním dielektrickým zrcadlem. Konstrukce a, b umožní snížit pološířku spektrální čáry na několik desetin nm. V páskové struktuře LD se přitom vybudí jen takové laterální a longitudiální vidy, které mají shodný kmitočet s nastavenou frekvencí splňující podmínku vytvoření stojaté vlny v rezonátoru. Frekvence generovaného záření závisí především na prvcích rezonátoru a není tedy ovlivňována např. teplotou čipu. Přeladitelné rezonátory c a d umožňují v relativně širokém pásu kmi-točtů daném hloubkou inverze ve vodivostním i valenčním pásu vybrat velmi úzkou spektrální čáru, na níž je splněna podmínka zpětné vazby a vybudit na ní monochromatické koherentní záření. Zvýšení

výkonu laseru lze dosáhnout vazbou dvou i více diod vnější optickou soustavou dle Obr. 3.60e, aniž by došlo k rozšíření spektrální čáry.

V oblasti prahu laserové generace pro-dukuje LD spontánně emitované fotony, které jsou při průchodu páskovou strukturou čás-tečně zesíleny stimulovanými přechody. Ge-nerace takového málo koherentního záření je označována jako superluminiscence. Šířka spektra superluminiscence se blíží spektrální čáře spontánní emise a i při malé spektrální hustotě výkonu mže při superluminiscenci LD vyzařovat značný výkon.

Superluminiscenční dioda

Je zdrojem částečně koherentního záření vzniklého spontánní emisí zesílenou stimulovanými přecho-dy. Vzniká např. porušením zpětné vazby ve Fabry – Perotově rezonátoru laserové diody. Využívá se tam, kde je žádoucí vysoká vnější účinnost laserové diody rychlá přechodová odezva a kde je třeba co nejvyšší úhrnný výstupní výkon v celém spektru emitovaného záření. Aktivní prostředí je podobně jako u LD tvořeno páskovým vlnovodem, který je na jednom konci uzavřen kvalitním reflektorem. Z druhého konce vlnovodu je záření bez odrazu odebíráno do vnějšího prostředí.

V případě, že délka aktivního vlnovodu je dostatečně velká, dojde při zesilování spontánně emitovaných fotonů šířících se vlnovodem po urči-té délce dráhy ke spuštění většiny možných stimu-

lovaných přechodů a záření již není dále zesilováno. Nastává tzv. nasycení zesílení. Leštění jednoho z čel struktury už v tomto případě nepřinese

znatelné zvýšení výstupního optického výkonu, neboť zvyšování intenzity světla ve vlnovodu s nasyceným zesílením vede jen k zvyšování absorpce. Nejstabilnější práce a nejvyšší účinnost se do-

Obr. 3.61 DHS superluminiscenční dioda.

Obr. 3.62 Emisní spektrum LED, LD, SLD.

Page 94: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

94

sahuje ve strukturách s délkou aktivní vrstvy právě potřebnou k dosažení nasyceného zesílení. Jako superluminiscenční dioda s optimální účinností může pracovat dvojitá heterostruktura z Obr. 3.61. Délka aktivní zóny je zde omezena zkrácením me-talického pískového kontaktu. Z čelní strany čipu diody je záření emitováno do prostoru s úhly diver-gence odpovídajícími převráceným hodnotám roz-měrů pásku v daném směru. Na opačném konci aktivní vrstvy se záření částečně odráží vlivem několikaprocentního poklesu indexu lomu pásku způsobeného výrazným poklesem proudové husto-ty, záření procházející tímto rozhraním je v části vlnovodu s nulovou proudovou hustotou silně tlu-meno. Taková superluminiscenční dioda dosahuje při proudových hustotách v aktivní zóně

2310 cmAi = v impulsním režimu výkonu 100mW, v kontinuálním provozu je dosahováno výkonu 20mW. Srovnání typických emisních spek-ter LD, LED a superluminiscenční diody ukazuje Obr. 3.62. Typická šířka spektrální čáry SLED je

nm8=∆λ .

3.3.4 Bezpřechodové lasery v optoelektronice

S rostoucími nároky na šířku pásma přenášených a zpracovávaných signálů a s přechodem os jedno-rozměrného zpracování informace k vícerozměrnému rostou nároky na monochroma-tičnost zdrojů světla. Ani jednomodové injekční

lasery obvykle nemohou zajistit šířku spektrální čáry pod 0,1 nm a koherenční délku přesahující několik desítek mm. I když polo-vodičové zdroje ve velké míře splňují většinu poža-davků pro přenos a praco-vání signálu, existují apli-kace, kde se nelze obejít bez opticky či výbojem čerpaných laserů s velkými výkony a vysokou kohe-rentní délkou. Tyto zdroje kromě uvedených předností mají většinou velmi malou divergenci svazku, což je důležité pro vazbu s ostatními elementy řetěz-ce. Nevýhodou, kromě

materiálových obtíží, je nutnost použití samostatného vnějšího modulátoru.

Obr. 3.63 Rubínový laser; a) energetické spekt-rum Cr3+, b) spektrální čára spontánní emise, c) spektrum záření rtuťové výbojky a absorpční spekt-rum rubínu.

Obr. 3.64 Pevnolátkový laser; a) s válcovou čerpací dutinou, b) s elipsoidní čerpací dutinou.

Page 95: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

95

Pevnolátkové lasery

Rubínový laser. Nejrozšířenějším aktivním médiem a prvním materiálem, na němž byla pozorována stimulovaná emise světla, je krystal rubínu Al203 : Cr3+. Typická koncentrace aktivních iontů Cr3+ za-budovaných jako příměs do krystalu Al203 je 0,05% váhových, tedy si 8.1019 atomů/cm³. Z hlediska možných energetických stavů optického elektronu iontů chromu v mříži Al203 tvoří ionty Cr3+ tříhladi-nové mikrosystémy se čtyřnásobně degenerovanou základní úrovní, dvojnásobně degenerovanou me-tastabilní hladinou 2 s dobou života stavů s3103 −⋅=τ a dvěma širokými absorpčními pásy 3 viz Obr. 3.63. Absorpční přechody 1

3W mohou velmi účinně pohlcovat fotony záření rtuťové výbojky, která má téměř ideální přizpůsobení spektrální hustoty výkonu spektrální křivce absorpce mezi hladinami 1 a 3. Silným čerpáním ochuzená základní hladina 1 v nasycení s pásy 3 vytvoří inverzi vzhledem k obsazení metastabilní hladiny 2, jejíž populace je přeplňována rychlými relaxacemi stavů

v absorpčních pásech. Pracovní přechod mezi hladi-nou 1 a 2 září na vlnové délce mµ6943,0 . Záření laseru je obvykle buzeno intenzivním výbojem rtuťo-vé výbojky umístěné spolu s výbrusem krystalu v odrazné dutině elipsoidního či válcového tvaru, viz Obr. 3.64.

Výbrus je opatřen dielektrickými nebo kovo-vými zrcadly nanesenými na čelech tyčky, v některých případech je užito vnějšího FP rezonáto-ru. Vnitřní kvantová účinnost zářivých procesů je

vyjádřena poměrem energií 6,013

12 ==EE

kη . Kvanto-

vý výtěžek procesu je určen četností fotonů budícího záření účastných na užitečné stimulované emisi vzta-

žený k celkové četnosti budících

fotonů 001,012 == &c

V nn

η .

Celková účinnost záření Vkηηη = je tedy menší než dese-

tina procenta. Rubínový laser lze používat k výrobě velmi krátkých impulsů délek nsst 101 ÷= µ s energií J1001,0 ÷ , tj. s výkony

kWW 1010 ÷ . Impuls čerpací výbojky má obvykle délku trvání několik sµ . V laserech s extrémně krátkými a výkonnými impulsy se pro zkrácení záblesku používá modulace kvality rezoná-toru. Některé ze způsobů modula-ce jakosti rezonátoru ukazuje Obr. 3.65. V prvním z nich je pro ovládání kvality užito rotujícího reflexního klínu, který zaručí nasazení oscilací jen tehdy, bude-li jeho rovina symetrie rovnoběž-ná s osou rezonátoru. V druhém případě se využívá Kerrovy buň-ky, která působením elektrické intenzity překlápí rovinu polari-

Obr. 3.65 Modulace kvality rezonátoru; a) rotujících klínem, b) elektrooptickým přepína-čem,1 – zrcadla, 2 – krystal, 3 – výbojka, 4 – polarizátor, 5 – Kerrova buňka.

Obr. 3.66 YAG laser; a) energetické spektrum Nd3+, b) příklady absorpčního spektra neodymu v různých krystalových mřížích.

Page 96: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

96

zace světla o 90°. Toto záření je pak pohlcováno rovnoběžně orientovanými polarizátory.

Neodymový laser. Materiálem s širokým uplatněním v laserové technice je ytrium hlinitý granát doto-vaný ionty neodymu Y3Al5O12: Nd3+ (YAG). Ionty neodymu tvoří svým spektrem hladin optického elektronu čtyřhladinový energetický systém s velmi širokým absorpčním pásem 4, viz Obr. 3.66. Me-tastabilní hladina 3 má poměrně dlouhou dobu života s41085,0 −⋅=τ . Široký absorpční pás s extrémně krátkou dobou života vzbuzených stavů zaručí dobrou účinnost čerpání při použití většiny konvenčních zdrojů. Výkonné impulsní lasery používají xenonové výbojky.Ionty Nd3+ excitované čerpáním do absorpčního pásu okamžitě relaxují a zaplňují metastabilní hladinu 3. Hladina 2 je účinně depopulována relaxacemi na hladinu 1 a čerpáním do pásu 4. Dochází tak ke hluboké inverzi mezi hladinami 3 a 2. Tím se na kmitočtu 23ω (vlnová délka mµλ 06,123 = ) v materiálu získává vysoký zesilovací činitel cmdB100=α , což je asi ×70 více než u rubínu.

Účinnost buzení a velikost zesílení je ovlivňována maximální dosažitelnou koncentrací aktiv-ních iontů, kdy je ještě zaručena vzájemná energetická nezávislost aktivních částic. Při porušení této nezávislosti přílišným přiblížením iontů dochází k rozšiřování energetických hladin a k poklesu doby života vzbuzených stavů na metastabilní hladině. U YAG dochází ke zmíněnému jevu až při koncent-raci 1020 at/cm³, což přispěje ke zvýšení kvantového výtěžku oproti rubínu až 5%. Kvantová účinnost stimulované emise je asi 0,45%.

Krystal YAG lze použít ke generaci pulsů s okamžitým výkonem WP 610= , ale i koherentního kontinuálního záření malých výkonů při použití kontinuálních čerpacích zdrojů (i polovodičových) s optickými výkony na mezi 50mW.

Dalšího zvýšení maximální koncentrace iontů Nd (až o řád), doprovázeného odpovídajícím zvý-šením zesílení a účinností a poklesem prahového čerpacího výkonu, dosáhneme zabudováním iontů neodymu do matrice borosilikátového skla. Nehomogenním rozšířením spektrální čáry se sice sníží doba života elektronů na metastabilní hladině na s4103 −⋅=τ , celková energetická účinnost však z původních 2% stoupne na 4%. Laserů s neodymovým sklem se užívá jak ke generaci gigantických impulsů nanosekundových délek s impulsními výkony řádu 1012 W, tak i k výrobě laserů

Obr. 3.67 Miniaturní konstrukce laserů z ND: YAG a neodym-pentafosfátu.

Page 97: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

97

s kontinuálním výkonem 0,1mW buze-ných LED. Některé typy miniaturních laserů buzených LED ukazuje Obr. 3.67a,b,c.

Použití Nd-skla v laserech s nejnižšími prahovými výkony konstru-ovaných kompatibilně se systémy vlák-nových světlovodů či páskových vlno-vodů ukazuje Obr. 3.68.

Kromě zmíněných materiálů se v poslední době intenzivně rozvíjí vý-zkum krystalů NdP4012, neodym-ultrafosfátu, NdxLi1-xP4O12, a pentafosfá-tu NdP5O14, NdxLi1-xP5O14, v nichž může koncentrace aktivních iontů Nd dosaho-vat až 4.1021 at/cm³ a doba života na metastabilní hladině ms1,0=τ . Energe-tická účinnost vlivem velkého kvantové-ho výtěžku způsobeného silnou absorpcí viz Obr. 3.66. může dosahovat až 20%. Nevýhodou je dosud obtížná příprava krystalů větších rozměrů, viz Obr. 3.67d.

Plynové lasery

Jako aktivní prostředí využívají plynů v atomárním stavu, molekulárních plynů i iontové plazmy. K buzení využívají většinou mechanismů nepružných srážek mezi částicemi plynu v doutnavém, jis-krovém či obloukovém výboji. Pro velmi nízkou absorpci záření nelze u plynu použít rezonančního čerpání optickým zářením.

He-Ne laser. Aktivní médium tvoří směs neutrálních plynů. budícího dvojhladinového He s parciálním tlakem 1 torr a pracovního trojhladinového Ne s tlakem 0,1 torr. Doutnavý výboj v trubici se směsí těchto plynů produkuje rychlé elektrony, které svou energii předávají nepružnými srážkami atomům He a Ne:

( ) ( ) ( ) ( ) KK WWAteWAtWe ∆++→+ 31 0

(3 - 44)

Srážkami:

( ) ( ) ( ) ( ) KWWNeWNeWNeWHe ∆++→+ 3113

(3 - 45)

se dosahuje přenosu energie z atomů He na pracovní Ne, čímž se značně zvýší obsazení hladin 3 a 3' atomů neonu s dobou života s710−=τ a dojde k inverzi obsazení těchto hladin vůči ostatním pracov-ním hladinám, viz Obr. 3.69. Umístěním trubice, jejíž čela jsou osazena dvojlomnými polarizačními destičkami, do FP rezonátoru naladěného na jeden z kmitočtů ω32 lze vyvolat generaci koherentního záření. Depopulace hladin 2,2' je zprostředkována relaxačními pochody při srážkách atomů se stěnami nádoby. Zesílení aktivního média je nízké, mdB20=α , proto je nutno použít velmi kvalitních rezo-nátorů a je možno odebírat jen velmi nízký výkon i při velmi dlouhé dráze paprsků aktivním médiem. Výkony mW1001,0 ÷ v kontinuálním provozu dosahujeme při délkách trubic od 8 cm do 5 m na vl-nové délce mµλ 6328,0= a mµ15,1 . Účinnost nepřevyšuje 0,05%. Tyto lasery však mají velmi úz-kou čáru spontánní emise a spolu s kvalitním rezonátorem dosahují velmi dlouhých koherentních ča-sů.což je předurčuje k použití při interferometrii a holografii.

Obr. 3.68 Vláknový a páskový laser s neodymovým sklem.

Page 98: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

98

Laser CO2. Využívá stimulované emise v inverzně obsazeném spektru kmitové energie molekuly CO2. Aktivním médi-em je směs plynů CO2 a N2. Srážky těch-to molekul s elektrony ve výboji vybudí kvantované kmity komponent těchto molekul. Energie kmitů N se předává molekulám CO2 formou nepružných srážek. V kmitovém spektru CO2 tak vzniká inverzní obsazení mezi dvěma blízkými kmitovými hladinami, z nichž horní je metastabilní. Stimulovaná emise vznikající v kmitovém spektru foton-fotonovou interakcí produkuje fotony s vlnovou délkou mµ5,10 . K buzení je užíváno doutnavého, jiskrového i oblou-kového výboje. Lze dosahovat výkonů

kWW 11 ÷ s účinností <5%. Svazek in-fračerveného záření j upravován germa-niovou optikou, rezonátor je tvořen ko-

vovými zrcadly se štěrbinou. Využití nachází v systémech laserového obrábění látek, v poslední době i v přenosové technice.

Kromě laserů s pevnými látkami a plyny se používá laserů kapalinových. Aktivní ionty patřící větši-nou do skupiny prvků vzácných zemin jsou rozptýleny buď v neorganických (chlorany, oxichloridy) nebo v kovoorganických (želatiny) kapalinách. Mechanismy buzení a generace se neliší od opticky čerpaných pevnolátkových laserů. Kapalinové lasery však mohou pracovat s extrémními výkony, ne-boť jim nehrozí tepelné a mechanické poškození krystalu, cirkulací kapaliny lze zajistit účinné chlaze-ní. Používají se zejména jako zdroje mamutích pulsů v jaderné fyzice, v navigaci i v komunikacích. Zajímavé jsou také lasery na bázi organických barviv, které je možno využít ke generaci záření s kmitočtem proměnným bez mála v celé viditelné a blízké infračervené oblasti. Kvantový výtěžek i vnitřní kvantová účinnost takového přeladitelného generátoru jsou však nízké, k provozu je nezbytný velmi intenzívní optický čerpací zdroj (výkonný laser). V optoelektronice se využívají hlavně k měřícím účelům, kde oceníme možnost změny generované vlnové délky.

3.4 Modulátory optického záření, deflektory a přepínače

Pro amplitudovou, intenzitní, kmitočtovou, polarizační popř. prostorovou modulaci optického záření se v optoelektronických soustavách pro přenos a zpracování informace využívá mnoho principů, jevů, technik. Stejně tak je široké i spektrum použití modulátorů, deflektorů a přepínačů, z něhož plyne i značná rozmanitost vlastností těchto prvků.

Všeobecně je možno u nich sledovat šířku pásma modulace fB ∆= popř. dobu přepnutí, linea-ritu modulátoru, počet rozlišitelných poloh deflektoru či přepínače, citlivost a rozsah ovládací veličiny apod.

3.4.1 Jevy užívané při modulaci, deflexi, přepínání záření

Elektrooptické jevy

Mezi elektrooptickými jevy je nejčastěji využíván Pockelsův lineární a Kerrův kvadratický elektroop-tický jev v jednoosých anizotropních dielektrikách. Elektrooptický jev vychází z toho, že chování die-lektrického krystalu vzhledem k procházejícímu optickému záření může být ovlivněno působením vnějšího elektrického pole, jehož intenzita mění velikost a směr hlavních os elipsoidu indexu lomů (2 -

Obr. 3.69 He-Ne laser, konstrukce a energetické spektrum.

Page 99: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

99

35). Obecně lze říci, že koeficienty

2

1

in, 6....,2,1=i analytického zápisu rovnice elipsoidu mohou

být v případě Pockelsova jevu lineárně závislé na složkách elektrické intenzity pole materiálu:

∑=

=

3

12

1j

jiji

Ern

(3 - 46)

Nebo, v případě Kerrova jevu, mohou být závislé na součinu některých složek působící intenzity elek-trického pole:

∑∑= =

=

3

1

3

12

1j k

kjijki

EEsn

, 6....,2,1=i

( ) ( ) ( )zyxkj 3,2,1, =

(3 - 47)

Princip modulace je založen na změně velikostí či směrů hlavních os elipsoidu indexů lomů dielek-trického krystalu působením elektrického pole, a tedy na změně fázové rychlosti šíření vlastních line-árně polarizovaných vln působením napětí přiloženého na krystal elektrooptického materiálu. Využí-váme-li lineární jev, působí elektrická intenzita většinou ve směru optické osy krystalu a ovládá veli-kosti indexů lomů pro vlastní vlny polarizované ve směru elektrických os, viz Obr. 3.70a. Využívá se buď fázové modulace jedné z vlastních vln, nebo změny lineární polarizace nevlastní vlny na polariza-ci rotační vlivem řízeného vzájemného fázového posuvu složek této vlny polarizovaných ve směru elektrických os x a y. Tento fázový posuv lze pro Pockelsův jev v jednoosém krystalu popsat výrazem:

( ) PUl

UPlnnlyx λ

πλπ

λπϕ 4222

=⋅=∆−∆=∆

(3 - 48)

Kde: yx nn − , ( ) ( )zyzx EnEn ∆−=∆ .

Napětí nutné pro dosažení fázového posuvu ππϕ ,2∈∆ je v tomto případě dosti vysoké. Zvýšení napěťové citlivosti lze dosáhnout v uspořádání s příčným polem, jak ukazuje Obr. 3.70b, kdy elektric-ká intenzita působící v ose z ovládá jen fázovou rychlost vlny šířící se v ose y, polarizované ve směru elektrické osy x. Fázový posuv dvou vlastních vln při lineárním působení intenzity elektrického pole je zde:

Obr. 3.70 Pockelsův jev, a)podélné uspořádání, b) příčné uspořádání, c) způsoby kompenzace konstantní složky posuvu.

Page 100: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

100

( ) ( )lbUPlnnnl

zxx 022 ϕλπ

λπϕ +⋅=−+∆=∆

(3 - 49)

Konstantní, na napětí nezávislý fázový posuv ( )l0ϕ lze tam, kde vadí, eliminovat některým ze způso-bů uvedených na Obr. 3.70c. Citlivost prvku lze zvyšovat zvětšováním poměrů l/b. Při využití Kerrova jevu, viz Obr. 3.71, je fázový posuv dvou vlastních vln:

( )[ ] ( )[ ]2020

20

2

2222 UtUUKl

tUUKlI

UKl+=+=

=∆

λπ

λπ

λπϕ &

(3 - 50)

Jako elektrooptických krystalů s Pockelsovým jevem se využívá NH4PO4(ADP), KH2PO4(KDP), LiNbO3, LiTaO3. Kerrův jev vykazují elektrooptické kapaliny jako je nitrobenzen a čpavek.

Magnetooptické jevy

Faradayův jev, viz Obr. 3.72 je založen na možnosti ovlivňovat rozdíl rychlostí šíření kruhově polarizova-ných vlastních vln magnetika podélným magnetickým polem. Velikostí proudu v cívce s jádrem z magnetooptického materiálu lze tedy řídit velikost

úhlu ψ pootočení směru polarizace lineárně polarizované vlny procházející materiálem:

( ) ( )lIFlnnl021

222

ψλπ

λπϕψ +⋅⋅=−=

∆=

(3 - 51)

Kde: fHnn += 01 , fHnn −= 02

Cotton-Moutonův jev vychází ze stejného působení magnetické intenzity H

r orientované podélně vzhle-

dem ke směru průchodu lineárně polarizované vlny magnetooptickým materiálem, jakého dosahuje pů-sobení podélné elektrické intenzity při Pockelsově elektrooptickém jevu. Magnetooptické materiály s Cotton-Moutonovým jevem se tedy chovají jako jednoosé anizotropní krystaly. Tento jev je většinou doprovodným, parazitním úkazem při působení Fa-

radayova jevu, způsobuje vznik slabě eliptické polarizace při faradayovském stáčení roviny polarizace.

Kerrův magnetooptický jev je založen na stáčení roviny polari-zace vlivem magnetického pole v odraženém světle, viz Obr. 3.73. Úhel natočení roviny polarizace při odrazu vlny od rovin-ného rozhraní je závislý nejen na úhlu dopadu, ale i na intenzitě magnetického pole, která ovlivní velikost efektivního indexu lomu nE materiálu s Faradayovou rotací.

Akustooptický jev

Je založen na interakci optické vlny s podélnými zvukovými kmity v materiálu. Vychází ze změny indexu lomu materiálu způsobené mechanickým napětím. Je vlastně spojením působení piezoelektrického a elektrooptického jevu. V akustooptickém materiálu vytvoří šířící se zvuková vlna ve svých uzlech a kmitnách periodické změny indexu lomu materiálu,

Obr. 3.71 Využití Kerrova jevu; K-Kerrova buňka, P-polarizátor, 4λ -čtvrtvlná anizotropní fázová destička.

Obr. 3.72 Faradayův magnetickooptický jev.

Obr. 3.73 Kerrův magnetooptický jev.

Page 101: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

101

tedy optické zhuštění a zředění látky, s prostorovou periodou odpovídající vlnové délce zvuku v materiálu. V některých případech se zvuková vlna materiálem šíří po tzv. optické větvi disperzní křivky, viz. Obr. 3.74b, tedy s extrémně nízkou vlnovou délkou. Tehdy může být prostorová perioda průběhu indexu lomu srovnatelná s vlnovou délkou.světla. Potom se při fázovém synchronizmu optic-ké a zvukové vlny může vytvořit prostorově periodická polarizace, která zprostředkovává přenos energie dopadající optické vlny do vlny odchylující se od původního směru dopadu o úhel α . Pod-mínky pro přenos energie mezi dvěma optickými vlnami zprostředkovaný zvukovou optickou mřížkou vyjadřuje zákon zachování impulsu a energie při transformaci fotonů dopadající vlny do fotonů vlny difragované:

sid Ω+=ωω

sid kkkrrr

+=

(3 - 52)

Jsou to podmínky pro existenci tzv. Braggovy difrakce na optické mřížce. Z těchto podmínek plyne, že velikostí kmitočtu zvukové vlny lze v jistých mezích ovládat úhel α difragované optické vlny. Poměr intenzit vlny prošlé a difragované bude záviset na intenzitě interakční složky prostorově periodické polarizace zprostředkující přenos energie mezi dopadající a difragovanou vlnou a na inten-zitě zvukové vlny.

Franz - Keldyšův jev

Je to jeden z absorpčních jevů v polovodičích. Je založen na posuvu dlouhovlnné absorpční hrany, charakteristické pro průběh absorpce v polovodičích a dielektrických ma-teriálech, k větším vlnovým délkám vlivem působení intenzity elektrického pole. Fotony, které mají nižší ener-gii než šířka zakázaného pásu materiálu nemohou být absorbovány mezipásovými přechody elektronů. Působe-ním elektrického pole na homogenní materiál dojde ke vzniku prostorového spádu energie hranic vodivostního a valenčního pásu se zakázaným pásem ve směru působení intenzity pole. V tomto směru může také dojít k tunelování elektronů pohltivších nízkoenergický foton a k překonání potenciální bariéry ωh−=∆ GWW . S ros-toucím napětím klesá délka této bariéry a roste pravděpo-dobnost tunelového přechodu na úroveň se stejným po-tenciálem. Roste tedy velikost absorpce materiálu na dané vlnové délce, viz Obr. 3.75.

3.4.2 Fázové modulátory

Využívají řízené změny optické dálky průchodu kohe-rentního paprsku materiálem. Jednorozměrné, signálové fázové modulátory jsou založeny většinou na působení elektrooptického jevu.

Optická vlna dopadá v objemovém signálovém fá-zovém modulátoru na elektrooptický krystal ve směru jedné elektrooptický krystal ve směru jedné elektrické osy a je polarizována ve směru druhé elektrické osy. Tvoří tedy vlastní vlnu krystalu. Elektrická intenzita působící ve směru optické osy mění index lomu materiálu pro tuto vlnu, mění tak její optickou dráhu a rozdíl fází mezi vstupní a výstupní vlnoplochou. Popisovanou situaci uka-

Obr. 3.74 Akustooptický jev, a) Braggova difrakce, b) optická a mechanická větev dis-perzní křivky zvukových kmitů.

Obr. 3.75 Posuv dlouhovlnné meze tunelo-váním elektronu při Franz-Keldyšově jevu.

Page 102: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

102

zuje Obr. 3.70b, kde jsou však polarizátor a analyzátor orientovány ve směru osy x.

Rychlé fázové modulátory se realizují pomocí jed-nomodového elektrooptického pískového vlnovodu na LiNbO3, v němž je konstanta šíření pro základní mod HE00 závislá na indexu lomu materiálu pásku. Index lomu je v něm ovládán elektrickým polem přivedeným k vlnovodu mikropáskovým vedením, viz Obr. 3.76.

Dvojrozměrné obrazové fázové modulátory mění op-tickou dráhu 1 dopadající kvazirovinné vlnoplochy:

Podle řídících signálů jak v čase, tak v prostoru:

( ) ( ) ktyxtyxl ,,,,0 ϕ=

(3 - 54)

V konstrukcích těchto tzv. prostorových modulátorů či stránkovačů se objevuje jak mechanický princip modulace, viz membránový modulátor DMD (Defor-mable Mirror Devices) na Obr. 3.78, tak i elektrooptický princip.

Rovinná koherentní optická vlna ve vakuovém elektrooptickém stránko-vači Titus, viz Obr. 3.79, dopadá na

elektrooptický krystal. Na tomto elektrooptickém krystalu je modulovaným elektronovým svazkem rastrujícím plochu krystalu vytvořen nábojový reliéf. Vzniká tedy plošně modulované podélné elektrosta-tické pole, které v krystalu místně moduluje index lomu a tím i optickou dráhu jedné i druhé vlastní vlny. Je-li vstupní i výstupní polarizátor orientován ve směru jedné z těchto vln, získává dopadající ro-vinná vlna prostorově fázovou modulaci. Je-li orien-tace polarizátoru a analyzátoru pootočena o 90° a jejich směry svírají s rovinami polarizace vlastních vln krystalu úhel 45°, získáváme prostorový ampli-tudový modulátor. Nábojový reliéf na osvětlované stěně krystalu opatřené transparentní vrstvou s vysokým koeficientem sekundární emise lze po každém snímku odstranit širokým paprskem poma-lých elektronů – mazacím svazkem. K fázovým prostorovým modulátorům patří také modulátory typu světlo – světlo. Nejznámější z nich je modulá-tor typu Rutikon, jež využívá k řízené změně optické dráhy světla elastomer, látku výrazně měnící své rozměry vlivem působení elektrického pole. Rutiko-ny jsou konstruovány pro modulaci v odraženém i v propuštěném světle, viz Obr. 3.80a, b. Dopadající, většinou nekoherentní světelný obraz je v rutikonu absorbován fotoodporovou vrstvou. V osvětlených místech se vlivem snížení odporu fotocitlivé vrstvy

Obr. 3.76 Elektrooptický páskový fázový modulátor; 1 – pásek, 2 – elektrody, 3 – mřížková vazba pásku s prostorovou vlnou.

( ) ( )( )[ ]tyxkztjEtyxE ,,exp,, 0 ϕω +−=rr (3 - 53)

Obr. 3.77 Deflekční princip fázové modulace; 1 – deflektor, 2 – objektiv, 3 – optický klín.

Obr. 3.78 DMD 128x128 bodů; 1 – zrcadlová fólie, 2 – kovová vrstva, 3 – kontakt zrcadla,3 – izolace hradla, 4 – kanály pro oddělení systémů, 5 – homogenizační vodivá vrstva.

Page 103: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

103

zvýší intenzita pole v modulační vrstvě. Zde pak dopadající nekoherentní modulační obraz moduluje procházející nebo reflektovanou koherentní vlnu.

Smazání modulačního obrazce se dosáhne pře-rušením stejnosměrného napájecího napětí U. Doba mazání nepřekročí 10 ms. Často používaný je též modulátor typu PROM, viz Obr. 3.80c. V něm je mezi dvěma transparentními elektrodami umístěna tenká destička krystalového výbrusu Bi12SiO20 vyka-zujícího fotovodivost a současně elektrooptický jev. Výbrus je obalen průzračnou vrstvou dielektrika. Krystal se nejprve exponuje modulačním obrazem v modrém světle a ve stavu pod napětím. Volné nosi-če náboje generované absorpcí v osvětlených místech

driftují k rozhraní krystal-dielektrikum, kde jsou zachyceny na povrchových stavech. Při zkra-tování elektrod dojde k vybití ná-boje na elektrodách a v krystalu vzniká pozitivní elektrostatický reliéf daný polem mezi povrcho-vými náboji tvořící obraz zapsané informace. Změny anizotropie krystalu pak polarizačně či fázově modulují kvazirovinnou koherentní vlnu s vlnovou délkou větší než

mµ6,0 , kde již citlivost materiálu vzhledem k záznamu a mazání klesá až o tři řády.

Jako reflexní fázové modulá-tory mohou být použity i zařízení s termoplastickými vrstvami typu lumatron, viz kap.6.

Obr. 3.79 Vakuový elektrooptický stránkovač; P – polarizátor, X – elektrooptický krystal,1 – základní elektroda, 2 – vrstva s vysokým činite-lem sekundární emise, 3 – záznamový svazek, 4 – mazací svazek.

Obr. 3.80 Fázové stránkovače; a) transmisní rutikon, b) reflexní rutikon, c) PROM, 1 – transparentní elektro-da, 2 – fotoodpor, 3) elastomer či elektrooptický krystal, 4 – izolant, 5 – fotorefrakční krystal, 6 – modulační vlna, 7 – modulovaná koherentní vlna..

Obr. 3.81 a) Modulační charakteristika amplitudové a intenzitní polarizační modulace, b) elektrooptický a magnetooptický objemový modulátor.

Page 104: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

104

3.4.3 Amplitudové a intenzitní modulátory

Vycházejí z několika principů činnosti, které většinou mohou zajišťovat jak amplitudovou, tak inten-zitní modulaci paprsku. Podle principu, na němž jsou založeny, dělíme amplitudové a intenzitní modu-látory na polarizační, interferenční, deflekční, útlumové a vazební.

Polarizační modulátory

Jsou založeny na možnostech elektrooptických a magneto-optických látek řízeně spojitě měnit typ či směr polarizace optického koherentního i nekoherentního záření. Typickým příkladem objemového elektrooptického amplitudového či intenzitního polarizačního modulátoru je uspořádání z Obr. 3.70a,b. Výstupní polarizační prvek (analyzátor) zde propouští jen tu složku elipticky polarizována ve směru kolmém k polarizaci dopadající vlny. Amplituda ⊥E této složky je určena úhlem ϕ∆ fázového posuvu vlastních vln ovládaného velikostí přiloženého napětí:

( ) ( )UCEEE ⋅=∆=⊥ sin2sin 00 ϕ

konst.=C

(3 - 55)

Intenzita ⊥I je dána:

( ) ( )UCIII ⋅=∆=⊥2

02

0 sin2sin ϕ

(3 - 56)

Amplitudová modulace má tedy oblasti linearity pro fázové úhly 0→∆ϕ , pro intenzitu je modulace lineární při 2πϕ =∆ . Těmto podmínkám se musí přizpůsobit volba vhodného stejnosměrného před-pětí nebo zařazení dvojlomné 2λ destičky vybroušené kolmo k jedné elektrické ose zajišťující při průchodu světla fázový posuv vlastních vln 0ϕ∆ závislý na její tloušťce.

Podobně lze využít i magnetooptického jevu dle Obr. 3.72. s tím rozdílem, že amplituda ⊥E vl-ny prošlé zkříženými polarizátory bude dána vztahem:

ψsin0EE =⊥

(3 - 57)

Intenzita pak:

ψ20sinII =⊥

(3 - 58)

Příklady konstrukce magnetooptických a elektroop-tických modulátorů pro vyšší modulační kmitočty jsou na Obr. 3.81.

K polarizačním modulátorům patří i moduláto-ry založené na konverzi vidů HE a EH v jednomodovém páskovém nebo planárním vlnovo-du. Při jejich konstrukci se vychází ze selektivních vlnových vlastností hranolové či mřížkové vazby vlnovodu s volným prostředím. Do jednomodového planárního vlnovodu z magnetooptického materiálu umístěného ve vnějším magnetickém poli s intenzitou H0, viz Obr. 3.82, je hranolem s totální reflexí navá-

zána energie ve formě základního TE0 vidu. Podélná složka magnetické indukce ve vrstvě vyvolává Faradayovu rotaci a snaží se stočit polarizaci vidu TE0 a tím vyvolat TM0 mod. Konstanta šíření TE0 a TM0 vidů však není shodná, není tedy splněna podmínka přenosu energie mezi vidy ve vlnovodu. Intenzita vnějšího magnetického pole je proto vedena paralelně s vrstvou pod úhlem 45° ke směru šíření optické energie. Proud protékající meandrovou elektrodou vytvoří podélné magnetické pole s prostorovou periodou ( )TMTE2 ββπ −=d . Podpoří podélné magnetické pole v místech fázové koin-cidence TE a TM vidů, kde dochází k přenosu energie z vidu TE do TM, naopak zeslabí působení

Obr. 3.82 Planární magnetooptický polarizační modulátor.

Page 105: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

105

podélného pole v místech protifáze obou vidů, kde je přenos energie ve směru TETM → . Lze tak v závislosti na proudu I meandrem dosáhnout téměř stoprocentního přenosu energie z TE0 do TM0 vlny. Oba mody jsou vyzářeny z vlnovodu rutilovým dvojlomným hranolem, který má pro TM vlnu výrazně vyšší index lomu, proto tato vlna vychází pod větším úhlem než vlna TE. Úhlový rozdíl TE0 a TM0 vlny je zde 20°.

Na principu konverze modů pracuje také planární mo-dulátor s elektrooptickým jevem viz Obr. 3.83a. Přirozený dvojlom anizotropní planární vrstvy způsobuje rozdíl rych-lostí šíření záření polarizovaného v ose z a y, vyvolává tak v oblastech fázového synchronismu modů konverzi

TMTE → . Zde je účinek přirozeného dvojlomu podpořen elektrickým polem v podélném směru vyvolaným napětím mezi rameny hřebenových elektrod. V místech protifáze je přenos energie TETM → zeslaben protisměrným působe-ním elektrického pole vyrovnávajícím indexy lomu nz a ny.

V planárním modulátoru s akustickou povrchovou vl-nou dochází ke vzniku periodické deformace optické hustoty materiálu vlnovodu. Dva mody, které spolu s akustickou vlnou splňují podmínku Braggovy difrakce, viz Obr. 3.83b, si mohou vzájemně předávat energii. Intenzita zvukové vlny či její kmitočet mohou převod energie účinně ovládat. Spl-nění Braggovy podmínky vykazuje ostře selektivní vlastnos-ti vzhledem ke kmitočtu dopadající optické vlny, neboť roz-díl k0 – k2 dvou intereagujících modů se s kmitočtem silně mění. Naznačená struktura může tedy pracovat i jako úzko-pásmový optický filtr laděný kmitočtem zvuku. Směrová separace obou intereagujících modů vyvázaných z vlnovodu izotropním hranolem je zajištěna tím, že ve vlnovodu mají oba mody značně odlišné konstanty šíření, a naopak shodné vlnové délky ve výstupním hranolu. Při zachování vazební podmínky shodnosti složek vlnových vektorů tečných k vazebnímu rozhraní vlnovod – hranol, vzniknou ze dvou různě rychlých planárních modů kvazirovinné prostorové vlny se značně odlišným směrem šíření.

Obr. 3.83 a) Elektrooptický planární polarizační modulátor, b) akustooptický planární modulátor.

Obr. 3.84 Principy interferenčních amplitudových modulátorů, a) Michelso-nův interferometr, b) Mach-Zehnderův interferometr.

Obr. 3.85 Elektrooptický páskový inter-ferenční modulátor.

Page 106: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

106

Interferenční modulátory

Vycházejí z principů fázové modulace koherentního záření a z principu změny amplitudy produktu interference dvou vln s proměnnou hodnotou rozdílu okamžitých fází. Nej-jednodušším modulátorem tohoto principu je Michelsonův interferometr s proměnnou délkou jednoho ramene řízenou piezoelektrickým krystalem, viz Obr. 3.84a. Jinou jednodu-chou konstrukci tvoří elektrooptický fázový modulátor v jedné větvi Mach-Zehnderova interferometru, viz Obr. 3.84b.

Často je používáno modifikace struktury M-Z interfe-rometru v provedení jednomodových páskových vlnovodů z elektrooptického materiálu, viz Obr. 3.85. Elektrická in-tenzita vyvolá v jednom rameni zvýšení ve druhém snížení

konstanty šíření daného základního modu. To způsobí vznik fázového posuvu mezi vlnami vycházejí-cími z ramen, který se po superpozici těchto vln promítne do změn amplitudy. Energie může být do vlnovodu navázána a zněj vyvedena optickou mřížkou zprostředkující vazbu prostorové vlny s daným modem šíření v pásku.

Deflekční modulátory

Využívají řízeného odklonu světelného paprsku či planární-ho modu způsobeného odrazem či ohybem na optické mříž-ce nebo interakcí se zvukovou vlnou, Modulátor s akustooptickým deflektorem ukazuje Obr. 3.86. Štěrbina umístěná v ohniskové rovině kondenzoru K propouští k dalšímu zpracování jen difragovanou vlnu, jejíž stopa je v ohniskové rovině prostorově separována od stopy dopada-jící vlny. Intenzita difragované vlny je řízena změnou inten-zity zvuku v akustooptickém deflektoru.

V planárním deflekčním modulátoru využíváme chy-bu elektromagnetické vlny šířící se planárním vlnovodem na optické mřížce vytvořené např. přivedením napětí na soustavu elektrod v materiálu s elektrooptickým jevem viz Obr. 3.87a. Mřížková konstanta je v tomto případě srovna-telná s vlnovou délkou dopadajícího světla, difrakce modu odebírá přímé vlně energii v závislosti na napětí mezi elek-trodami. V konstrukci z Obr. 3.87b se využívá změna am-plitudy přímé vlny při odklonu planárního modu Braggovou difrakcí. Řídícím signálem je zde intenzita zvukové vlny.

Absorpční modulátory

Využívají většinou řízení délky absorpčního prostředí nebo řízenou změnu spektrální křivky absorpce materiálu Do první skupiny patří intenzitní absorpční modulátor s p-n přechodem. Zvyšováním závěr-ného napětí na něm se rozšiřuje depletiční vrstva bez volných nosi-čů náboje Tato oblast se vyznačuje mnohem větší absorpcí (způsobuje ji existence volných stavů ve vodi-vostním pásu a nepřítomnost děr

Obr. 3.86 Elektrooptický páskový inter-ferenční modulátor.

Obr. 3.87 Planární deflekční amplitudo-vé modulátory; a) elektrooptický, b) akus-tooptický.

Obr. 3.88 Polovodičové absorpční modulátory.

Page 107: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

107

v pásu valenčním), než oblast s rovnovážným obsazením energetických hladin volnými nosiči náboje. Změnou délky w se moduluje absorpce materiálu. Posuv absorpční hrany způsobený Franz-Keldyšovým jevem se používá k modulaci paprsků v homogenním polovodiči s přímým přechodem mezi pásy.

Oba typy absorpčních modulátorů pro zpracování jednorozměrných signálů ukazuje Obr. 3.88. Oba popsané způsoby modulace se pro dobře zvládnutou technologii výroby hodí i ke konstrukci pro-storových absorpčních struktur modulátorů maticového typu.

Vazební modulátory

Využívají ke změně amplitudy či intenzity vlny změnu vazby mezi vlnovody. Jsou-li dva jednomodové vlnovody umístěny do-

statečně blízko sebe, tak, aby se jejich exponenciální vlna navzájem prolínaly, a vytvoříme-li ve vlnovodech podmínky, kdy se v napájeném vlnovodu šíří daný mod s rychlostí velmi blízkou rychlosti téhož modu ve vlno-vodu nenapájeném, lze dosáhnout na určité interakční délce 1 úplného přenosu energie z jednoho vlnovodu do druhého. Pokud se totiž ve dvou souběžných vlnovodech šíří dva stejné mody rychlostmi velmi málo se vzájemně lišícími, nastává mezi oběma vlnovody vzájemná energe-tická vazba, energie daného modu v jednom vlnovodu se přelévá do vlnovodu druhého a zpět. Označíme-li od-

chylku konstant šíření modu v obou vlnovodech jako odchylku od synchronismu 21 ββδ −= , ampli-tudu modu v buzeném vlnovodu ( ) ( )zjRzA δ−= exp , ( ) 10 =A a amplitudu modu v nebuzeném vl-novodu ( ) ( )zjSzB δexp= , ( ) 00 =B , lze pro činitel vazby κ obou vlnovodů psát:

( )( ) ( ) ( )[ ]22

22 exp2 bkbgbzk −= δβκ

Je-li 0→δ a 0→κ platí:

( ) ( )zjzS κsin−=

( ) ( )zzR κcos=

Velikostí přiloženého napětí, které ovlivňuje elektro-optickým jevem index lomu páskových anizotropních vlnovodů lze ovládat konstantu šíření β v jednotlivých páscích a měnit tak odchylku δ , a tím vazbu vlnovodů κ . Vazba vlnovodů κ odpovídá periodě κπ2=L průběhu přelévání energie mezi vlnovody. Změna napětí přiloženého k páskovým elektrodám tedy vyvolá zkrácení či prodloužení peri-ody přenosu energie z jednoho pásku do druhého.

Pro danou délku interakce 1 lze tedy přilože-ným napětím ovládat amplitudu záření daného modu

v jednotlivých páscích. Konstrukci vazebního modulátoru s anizotropními páskovými vlnovody uka-zuje Obr. 3.89. Na Obr. 3.90 jsou vidět průběhy amplitud modů v buzeném a nebuzeném vlnovodu při proměnné interakční délce.

3.4.4 Vychylovací soustavy

Vychylovací soustavy jsou zastoupeny především deflektory, přepínači a děliči optických svazků. Deflektory, neboli odkláněcí členy, v sobě zahrnují dvě třídy prvků zabezpečující odlišné opera-

ce. Jde buď o úhlový odklon svazku, jehož charakteristikou je úhel, který svírá vstupní svazek s vý-stupním, nebo je cílem vychylování prostorový posuv paprskového svazku, při němž se nemění směr jeho šíření. K těmto operacím se využívá mnoha principů. Vedle mechanickooptických soustav využí-

Obr. 3.89 Páskový vazební modulátor; 1 – páskové elektrody, 2 – páskové vlnovody.

Obr. 3.90 Amplituda modu v buzeném a nebu-zeném pásku vázaných vlnovodů.

Page 108: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

108

vajících několikanásobný lom či odraz svazku na pohyblivých optických členech existují soustavy elektrooptické, akustooptické, interferenční či jiné. Základním parametrem deflektoru je jeho rozlišo-vací schopnost γ , která se vyjadřuje počtem prostorově rozlišitelných poloh výstupního svazku reali-zovatelných vychylovací soustavou z daného vstupního svazku. Vychylování optického svazku u de-flektorů probíhá spojitě, tj. jednotlivé výstupní polohy svazku tvoří spojitou prostorovou oblast.

Vychylování se také může dít po pevným krocích tak, že jsou konstrukčně vymezeny jen někte-ré možné diskrétní polohy výstupního svazku. Zpravidla je při tom omezen i počet poloh, který může optický svazek vychylováním nabývat, Soustavy s diskrétním vychylováním bývají nazývány optické přepínače.

Soustavy, které z jediného vstupního svazku vytvářejí několik prostorově rozlišných výstupních svazků, nazýváme děliče svazků..Tyto soustavy bývají většinou jednoúčelové, jejich konstrukce se vzájemně značně liší.

Akustooptické deflektory

Využívají akustooptického jevu založeného na interakci světla se zvukovou vlnou a akustooptickém materiálu. Vlastní akustooptické jádro se skládá z akustooptického media, elektromechanického měni-če (destička LiNbO3, popř.LiIO3, se soustavou elektrod a mechanickou vazbou k mediu) a absorbéru zvukových vln zamezujícího vzniku stojatého vlnění, které při změně vstupní zvukové frekvence déle doznívá a tím zhoršuje přepínací časy deflektoru. Změnou vstupní frekvence se mění parametry pro-storové difrakční mřížky vytvořené postupující akustickou vlnou.

Pro ohybový deflektor, viz Obr. 3.91a platí, že průměr optického svazku D je malý ve srovnání s délkou akustické vlny Λ , Λ<D . Stejně tak i pro vlnovou délku světla platí Λ<λ . Úhel dopadu vlny optického záření je v tomto případě 0=ϕ . Funkce tohoto deflektoru vychází z ohybu paprsku v materiálu s gradientním průběhem indexu lomu. Akustooptický materiál se tedy chová jako optický hranol. Vzrůstem kmitočtu zvuku klesne vlnová délka Λ a vzroste gradient indexu lomu v místech uzlů zvukové vlny. Na něm pak dochází k vychylování paprsku.

Častěji se využívá deflektoru s vlnovou délkou akustické vlny podstatně menší než průměr svazku. Akustická vlna pak vytváří ohybovou mřížku a difrakce světla na ní probíhá buď v Raman-Nathově nebo v Braggově režimu.

Deflektor v Raman-Nathově režimu znázorňuje Obr. 3.91b. Průměr světelného paprsku je pod-statně větší než délka akustické vlny. Také délka dráhy optické vlny je srovnatelná s parametrem op-tické mřížky Λ a platí, že Λ≈λ . Optická vlna dopadá kolmo na směr šíření akustické vlny. Typ režimu deflektoru je charakterizován parametrem Q:

22 Λ= LQ πλ

(3 - 59)

Pro Raman-Nathův režim platí 1≈Q . Optická vlna tedy neprochází podélnými změnami indexu lomu. Vlna se láme do několika

difrakčních řádů, jejichž směry šíření závisí na poměru mřížkové konstanty Λ a délky optické vlny λ . Účinnost difrakce je nevelká.

Obr. 3.91 Akustooptický deflektor, a) v ohybovém režimu, b) v Raman-Nathově režimu, c) v Braggově režimu.

Page 109: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

109

Braggův režim deflekce, viz Obr. 3.91c, se vyznačuje či-nitelem 1>Q . Optická vlna dopadá na zvukovou mřížku pod

Braggovým úhlem Bα určeným podmínkou Dsi kkkrrr

=+ viz Obr. 3.93. Energie dopadající vlny se na optické mřížce trans-formuje do jediné difragované vlny. Difrakční účinnost Brag-govské difrakce bývá %10070 ÷ . Vzhledem k tomu, že úhel difragované vlny závisí nejen na kmitočtu zvuku, ale je svázaný s úhlem dopadu, je braggovský deflektor vzhledem ke změnám

sΩ při konstantním úhlu dopadu značně úzkopásmový. K rozšíření pásma hodnot vychylovacích úhlů, které jsou speci-fikovány dvěma podmínkami Dsi kkk =+ , DSi ωω =Ω+ , při-čemž DiS kkk == && a DiS ωω ,<<Ω , jsou konstruovány de-flektory s akustickou vlnou vybuzenou několika vzájemně fázo-

vě zpožděnými akustickými měniči. Soustava tako-vých měničů, viz Obr. 3.92a, produkuje rovinnou vlnu, jejíž směr závisí na kmitočtu zvukové vlny, což rozšíří pásmo braggovského synchronismu. Jiný způ-sob rozšíření pásma vychylování, znázorněný na Obr. 3.92b, je založen na použití akustooptického materiá-lu s optickou anizotropií, v němž je velikost vlnového vektoru optické vlny pro danou polarizaci závislá na směru šíření paprsku. Změna roviny polarizace difra-govaného svazku závislá na úhlu odklonu zde dovolí podstatně rozšířit vychylovací rozsah.

Elektrooptické deflektory

Využívají změn fázové rychlosti vlastních vln elek-trooptického krystalu způsobených vlivem vhodně orientovaného elektrického pole.

Známá je konstrukce deflektoru s děleným hra-nolem, jehož horní klín je vyroben z elektrooptického materiálu s velikostí indexu lomu závislou na přilo-ženém napětí viz Obr. 3.94a. Paprsek je vychylován tak, jako by dopadal na materiál s gradientním průbě-hem indexu lomu.

Jako vychylovacího elementu je možné použít i elektrooptického krystalu s výbrusem ve tvaru láma-vého hranolu. viz Obr. 3.94b.Úhel odchýlení paprsku ϑ je závislý jak na vrcholovém úhlu klínu α , tak na

Obr. 3.92 Braggovský deflektor; a) se soustavou fázově zpožděných měničů, b) s opticky anizotropním médiem.

Obr. 3.93 Braggova podmínka.

Obr. 3.94 Elektrooptické deflektory; a) s děleným hranolem, b) s klínovým hranolem, c) s kombinovaným hranolem.

Page 110: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

110

jeho indexu lomu, který je řízen přiloženým napětím. Z takových klínů je pak možno sestavit kombi-novaný hranol, Obr. 3.94c, v němž je k jednotlivým klínům přiloženo napětí s postupně se střídající polaritou. Taková kombinace zvýší jednak citlivost prvku, jednak počet rozlišitelných poloh. Jako vychylovací členy se v některých případech používají hranoly s umělým dvojlomem řízeným intenzi-tou elektrického pole, osvětlované mimo směr některé z hlavních os. Ty pak vykazují prostorový po-suv mimořádného paprsku vzhledem k poloze řádného, který je možno řídit přiloženým napětím.

Obr. 3.95 Elektrooptický přepínač a dělič svazku s přirozeným dvojlomem v procházejícím světle.

Elektrooptické přepínače a děliče svazku

Využívají většinou změn polarizace vlny procházející anizotropním krystalem ve směru některé hlavní osy řízených elektrooptickým jevem, popř. štěpení vlny procházející mimo směr hlavních os na řádný a mimořádný paprsek. Dopadá-li ve směru optické osy na anizotropní krystal 1 optická vlna s rovinou polarizace svírající se směry polarizace vlastních vln krystalu úhel 45° , dochází při fázovém posuvu dvou vlastních vln v elektrooptickém krystalu navzájem o úhel 2π k transformaci původně lineárně polarizované vlny na vlnu kruhově polarizovanou, viz. Obr. 3.95. Fázově posunuté vlastní vlny tvoří ve dvojlomných krystalech 2 řádný a mimořádný paprsek a jsou vzájemně prostorově odděleny. Sou-stava pracuje jako dělič svazku. Při fázovém posuvu vlastních vln v elektrooptických krystalech 1 navzájem o úhel π dojde k otočení roviny polarizace procházející vlny o 90°, dvojlomným krystalem se pak šíří buď řádná nebo mimořádná vlna. Soustava může pracovat jako přepínač.

Dvojlomné krystaly využívá i soustava s úplným odrazem na anizotropních deskách. Vychází z toho, že dvojlomný krystal má jinou optickou hustotu pro řádnou a mimořádnou vlnu. Je-li soustava z Obr. 3.96 ponořena v kapalině s vysokým indexem lomu, může na dvojlomné desce 1 pro mimořád-ný paprsek nastat totální reflexe, zatímco řádný jí projde beze změny směru.

Ve funkci přepínače lze použít i páskové vlnovody s elektroopticky řízenou vazbou, viz Obr. 3.97. Změnou napětí v jednotlivých elektrodových soustavách je možno měnit přenos energie

Obr. 3.96 Elektrooptický přepínač s dvojlomným krystalem v odraženém světle, 1 – deska dvojlomná,2 – zrcadlo, 3 – elek-trooptický krystal.

Obr. 3.97 Vazební elektrooptický přepínač.

Page 111: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

111

z jednoho vlnovodu do druhého. Využívá se takového synchro-nismu, kdy na dané interakční délce přechází energie mezi vl-novody téměř beze zbytku.

Je známa také interferenční konstrukce přepínacího prvku

s páskovým vlnovodem, která je založena na elektrooptické změně rozdílu optických drah dvou stejných modů v kruhovém rezonátoru páskového provedení. Změnou tohoto rozdílu se interferenční maximum stojaté vlny vzniklé superpozicí dvou protisměrně postupujících modů posouvá z oblasti ramene 1, viz Obr. 3.98, k rameni 2. Tento přepínač je však, podobně jako předchozí typ, jednomodový a vyžaduje použití koherentního záření. Je značně úzkopásmový, což omezuje možnosti jeho aplikace.

Děliče a přepínače s optickým dělením výkonu

Tyto prvky se vyznačují mnohamodovým provozem a zejména možností zpracovávat nekoherentní záření s velkou šířkou pásma. Nejjednodušší z nich je tzv. Y-odbočnice vláknového nebo páskového provedení, které dělí výkon záření přicházejícího z ramene 1 do ramen 2 a 3 viz Obr. 3.99a podle oza-řovaných ploch průřezů těchto ramen. Tato jednoduchá konstrukce, tvořená např. svařením vláken, se

vyznačuje nenulovým vložným útlumem, neboť část do-padající energie je na nehomogenitě spoje transformována do zářivých modů. Jinou konstrukcí odbočnice je člen využívající válcové čočky SELFOC, tyčky s přísně defi-novaným gradientním profilem indexu lomu a velkým n. V naznačené konstrukci je použito dvou čoček s délkou tvořící polovinu ohniskové vzdálenosti čočky. Mezi nimi umístěné polopropustné zrcadlo či filtr, viz Obr. 3.99b, umožní potřebným způsobem rozdělit výkon z ramene 1 do ramen 2 a 3, válcové čočky zajistí fokusaci záření vy-cházejícího z apertury vlákna 1 do stejné plošky v místech vstupní apertury vláken 2 a 3.

Konstrukce přepínače s kmitočtovým dělením vět-ví, tzv. vláknového frekvenčního multiplexeru je znázor-něn na Obr. 3.99c. Záření přicházející mnohamodovým vláknem 1 vytváří ve skleněném hranolu X rozbíhavý svazek ozařující válcovou či sférickou plochu opatřenou optickou mřížkou, která

v odraženém světle rozkládá paprsky do různých směrů podle vlnové délky. V závislosti na frekvenci bude odražený sbíhavý paprsek dopadat na aperturu některého z vláken svazku 2. Jedná se opět o zařízení širokopásmo-vá. Planární dělič optických svazků, viz Obr. 3.99d, je založen na využití klínové konstrukce přechodu z páskového na planární vlnovod. Energie přicházející z některého mnohamodového pásku 1 se na tomto klíno-vém přechodu transformuje z páskových vidů do vidů planárních šířících se s divergencí potřebnou pro ozáření celé soustavy výstupních přechodů vrstva – pásek. Na nich se dopadající energie, rozložená již více méně rov-noměrně, transformuje na páskové mody. Tento široko-pásmový systém se však vyznačuje velkými vložnými útlumy.

Zajímavá je konstrukce křížové odbočnice

Obr. 3.98 Interferenční elektrooptic-ký přepínač.

Obr. 3.99 Prvky s optickým dělením vý-konu, a) svařovaná vláknová odbočnice, b) odbočnice s čočkou SELFOC, c) vláknový frekvenční multiplexer, d) planární dělič svazků, e) křížová pásková odbočnice.

Page 112: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

112

z mnohamodových páskových vlnovodů vytvořených na substrátu LiNbO3, Obr. 3.99e, elektroopticky, napětím mezi elektrodami a a b. Je-li elektroda c bez napětí, prochází záření z ramen l, l' k ramenům 2,2'. Spojením elektrody c s potenciálem b dojde k vytvoření vlnovodných kanálků kolem elektrod a s výrazně vyšším indexem lomu než oblast pod deflekční elektrodou c. Záření z ramen 1,1' se jimi šíří k ramenům 2 a 2'. Tento prvek je opět mnohamodové konstrukce, vyznačuje se tedy širokopásmovostí. Nevýhodou je poměrně slabé vedení světla v elektrooptických páskových vlnovodech.

3.5 Detektory optického záření

Jsou do značné míry rozhodujícími prvky optoelektronického řetězce pro přenos a zpracování signálů. Převádí dopadající zářivou energii na některou měřitelnou elektrickou veličinu (proud, napětí) nebo změnu fyzikálních vlastností prvku (odpor, vodivost).

Z hlediska principů činnosti je lze dělit do dvou skupin: → tepelné detektory jsou založeny na přeměně zářivé energie optické vlny v teplo a dete-

kují zvýšenou teplotu některé své části změnou některé své vlastnosti popř. vznikem termoelektrické síly.

→ kvantové detektory vychází z přímé interakce fotonů dopadajícího záření s elektrony či krystalovou mřížku materiálu detektoru. Využívají většinou vnitřního či vnějšího fotoe-lektrického jevu.

V technické praxi jsou vlastnosti fotodetektoru charakterizovány řadou parametrů a závislostí nezbyt-ných pro jejich efektivní provoz.

Spektrální citlivost detektoru určuje míru odezvy prvku na monochromatický zářivý tok v celém pou-žívaném rozsahu vlnových délek:

( ) ( )λλλ φeddUS =

(3 - 60)

Integrální citlivost detektoru specifikuje míru odezvy na celkový dopadající zářivý tok s obecným spektrálním rozložením výkonu:

eUS φ=

(3 - 61)

Koeficient využití zářivého toku charakterizuje míru podílu zářivého toku s danou křivkou spektrální hustoty výkonu na vzniku odezvy fotodetektoru ve srovnání s odezvou na monochromatický tok s vlnovou délkou v oblasti maximální spektrální citlivosti detektoru:

⋅= ∫∫

∞∞

00

1λλλ

λ

φφ eem

ddSS

k

(3 - 62)

Prahový tok charakterizuje hladinu vlastních šumů fotodetektoru. Je to tok nutný k tomu, aby odezva detektoru na něj převýšila úroveň šumového signálu:

SNP σφ =

(3 - 63)

Kde: Nσ je střední kvadratická odchylka šumového signálu.

Někdy se prahový tok udává jako tzv. ekvivalentní výkon záření vztažený k šumu NEP (Noise Equiva-lent Power).

Detektivita D je často užívaný parametr vycházející z definice NEP. Číselně vyjadřuje poměr citlivosti detektoru k vlastním šumům:

Page 113: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

113

NEPPD 1=

(3 - 64)

Roste s rostoucí citlivostí a klesající úrovní vlastních šumů.

Citlivost detektoru prodaný odstup signál/šum udává v logaritmické míře poměr světelného toku, nut-ného k získání odezvy detektoru s daným odstupem k úrovni vlastních šumů, vztaženého k normovací hladině výkonového toku 1mW:

0

log102 φ

φPbC +=

[ ]mWdBdBm ,;

(3 - 65)

Kde: b je odstup signálu od šumu, Pφ – prahový tok , PNEP, 0φ - normovací hladina 1mW.

Dynamické vlastnosti detektoru jsou charakterizovány přechodovou a impulsovou charakteristikou g(t), h(t) jako odezvou elektrického signálu na jednotkový skok či impuls detekovaného záření a časo-vou konstantou τ charakterizující jejich průběh.

Voltampérové charakteristiky a jejich síť pro různé intenzity ozáření určují statické chování prvku, jeho linearitu. Důležitou veličinou zejména u fotodiod a násobičů je proud za temna.

3.5.2 Absorpce záření, fotoelektrický jev

Absorpce záření látkou je jediný proces, který lze využít při detekci světla. Je plně určena závislostí Einsteinova koeficientu absorpce N

MB na energii kvantového přechodu, doplněnou údajem o počtu částic n podílejících se na přechodu s danou energií. Dopadá-li tedy na pohltivé prostředí rovinná svě-telná vlna s plošnou spektrální hustotou výkonu ( ) ( ) cI ⋅= ωρω0 , dochází v jednotce délky dz k absorpci kvant záření a ke snížení prostorové hustoty energie optické vlny:

( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )dz

dIc

InBd NM

ωωωωρωωωρ −=⋅⋅⋅⋅=−h

(3 - 66)

( ) ( ) ( ) ( ) ( )bzIzc

nnBII NM −=

⋅⋅⋅⋅−= expexp 00

ωωωωω h

(3 - 67)

Činitel útlumu b je dán především závislostí NMB na energii přechodu a obsazením hladin mezi nimiž

může dojit k absorpčnímu přechodu s daným kmitočtem. Tyto závislosti mohou být značně kompliko-vané. Podle spektrální závislosti koeficientu absorpce rozlišujeme v podstatě dva typy pohlcování: → Rezonanční absorpce probíhá v plynech a v některých pevných látkách s diskrétním spektrem

elektronových, fononových, spinových či jiných energetických hladin. → Pásová absorpce probíhá ve většině pevných látek.

Podle dějů, které ji vyvolávají, lze absorpci členit na několik druhů: → absorpce foton-elektronová (jednofotonová, dvoufotonová), → absorpce s foton-fononovou interakcí, → absorpce se spin-fotonovou interakcí, → absorpce s kombinačním rozptylem, → absorpce Brilluenovým rozptylem.

Page 114: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

114

Vnější fotoelektrický jev

Probíhá převážně v kovech, některých polovodičích a kysličnících. Dopad fotonů na látku při něm způsobuje to, že elektrony opouští absorpcí zářivé energie povrch materiálu. Aby mohly elektrony z vodivostního pásu opustit látku,je třeba jim dodat energii danou rozdílem energetické úrovně vakua a Fermiho energetické hladiny FVP WWW −= .Tento energetický rozdíl, tzv. ionizační energie elektro-

nu,je dán součtem výstupní prá-ce elektronu FKA WWW −= a afinity látky k vakuu

KVE WWW −= , viz Obr. 3.100. Dopadem a absorpcí fotonu s energií alespoň rovnou ioni-zační energii může dojít k vyzáření elektronu z povrchu materiálu. Je-li energie fotonu nižší, mohou se účinné absorpce

zúčastnit jen nosiče obsazující energetické hladiny nad úrovní Fermiho. Zde však hustota obsazených stavů rychle klesá, klesá i fotoemise. Výstupní práce kovů a polovodičů je poměrně nízká, zatímco jejich elektronová afinita je velká. Naopak kysličníkové materiály se vyznačují nízkou, někdy i zápor-nou elektronovou afinitou. Většinou však mají vysokou výstupní práci.

Ke zvýšení citlivosti fotokatod snížením celkové ionizační energie při současném snížení vý-střelového šumu a temného proudu se používá emisních vrstev ze směsi práškového polovodiče vodi-vosti p s kysličníkovými materiály. Vlivem záporné afinity Cs2O mohou volné elektrony ve vodivost-ním pásu GaAs bez energetického deficitu přecházet na odpovídající úroveň vodivostního pásu Cs2O, z níž mohou tunelově opouštět povrch katody. Bez dopadu fotonů je v silně legovaném polovodiči p vodivostní pás velmi málo obsazený, což zaručuje nízký temný proud. Zakázaný pás polovodiče sice způsobuje vznik dlouhovlnné absorpční hrany, ale potlačí tepelný výstřelový šum fotokatody.

Vnitřní fotoelektrický jev

Vystupuje zejména u polovodičů, v nichž je vodivostní a valenční pás oddělen úzkým zakázaným pásem. Pohltí-li elektron ve valenčním pásu foton o energii vyšší než je šířka zakázané zóny, přechází do pásu vodivostního a přispívá ke zvýšení hustoty volných nosičů, čímž zvyšuje vodivost látky tzv. vlastní fotovodivostí

Ke zvýšení vodivosti materiálu dochází zvýšením koncentrace nebo pohyblivosti volných nosi-čů. Měrná vodivost polovodiče je pak dána:

( )pn pne µµσ +=

(3 - 68)

Kde: n, p jsou koncentrace elektronů a děr, nµ , pµ jsou pohyblivosti elektronů a děr.

Příspěvek σ∆ k vodivosti Tσ vlivem osvětlení je dán

( )ppnnT ppnne µµµµσσσ ∆+∆+∆+∆=−=∆ 0

(3 - 69)

Kde: σ∆ je měrná vodivost materiálu při ozáření, Tσ je měrná vodivost materiálu za tmy.

Koncentrační fotovodivost je způsobena absorpcí fotonů s energií jen o málo vyšší než šířka zakázaného pásu. Po-hyblivostní složka se začíná projevovat při absorpci značně krátkovlnného záření nebo při dopadu fotonů s energií pod dlouhovlnnou mezí, způsobující přechody uvnitř pásů, viz Obr. 3.101. Koncentrační fotovodivost je ovlivňována

Obr. 3.100 Vnější fotoelektrický jev, fotoemise v materiálu polovodič-kysličník.

Obr. 3.101 Koncentrační a pohyblivostní fotovodivost.

Page 115: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

115

mnoha faktory. Změna koncentrace nosičů n∆ , p∆ závisí jednak na generační rychlosti Gn,p:

( )ωηφ hpnepnG ,, =

(3 - 70)

která je dána dopadajícím zářivým tokem eφ a kvantovým výtěžkem absorpce pn,η , a na rychlosti rekombinace Rn,p, reprezentované dobou života pn,τ volných nositelů. Tedy:

pnpnGpn ,,, τ=∆∆

(3 - 71)

3.5.3 Fotoodpory

Jsou to homogenní struktury přímozónového polovodiče v polykrystalické i monokrystalické podobě, využívající vnitřní fotoelektrický jev, a zejména vzrůst koncentrační vodivosti s osvětlením. Typická závislost jejich spektrální citlivosti, viz Obr. 3.102, vykazuje pokles v oblasti vyšších vlnových délek, tzv. dlouhovlnnou mez, kdy zaniká koncen-trační fotovodivost. Krátkovlnná mez je způsobená absorpcí na povrchu materiálu, která produkuje nosiče vázané na povrchové stavy, což způsobuje vznik prostorového náboje a ochuzení ostatního objemu polovodiče. Podle vzájemného

vztahu směru proudu procházejícího fotoodporem a směru dopadajícího záření rozlišujeme příčnou a podélnou konstrukci fotoodporu.

Přírůstek proudové hustoty fotoodporem způsobený dopadem fotonů je dán vztahem:

lUiF ⋅∆= σ

(3 - 72)

Proud fotoodporem je tedy:

pk

ek

eF t

wdUl

wdeI τηωφ

µτηωφ

hh=⋅⋅=

(3 - 73)

Příčná konstrukce, viz Obr. 3.103a se vyznačuje tím, že její impedance má reálný charakter až do kmitočtů

MHz10010 ÷ . Délka l však spolu s velikostí přiloženého napětí ovlivňuje průletovou dobu ( )µ⋅= Ult p fotonosičů materiálem, a tím i mezní zpracovatelnou modulační frek-venci dopadajícího záření. Podélný fotoodpor, viz Obr. 3.103b, je kmitočtově omezen hlavně kapacitou polepů, která může být při větších aktivních plochách vysoká. Je u něho nezbytná transparentní elektroda. Lépe využívá pra-covní plochu, při dostatečné tloušťce l zajistí úplné pohlcení dopadajícího záření. Citlivost fotoodporu, jak vidno z (3 - 73), závisí kromě geometrických rozměrů na rekombinační konstantě τ a zejména na jejím poměru ke průletové době proudových nosičů ptτ , který má být co nejvyšší, aby rekombinace nosičů relativně dlouho setrvávajících v objemu materiálu fotoodporu nesnižovala kvantový výtě-žek absorpce.

Spektrální charakteristiky fotoodporu závisí na šířce zakázaného pásu fotovodivého materiálu a na jeho struktu-ře. Spektrální citlivosti některých užívaných materiálů uka-zuje Obr. 3.103.

Obr. 3.102 Spektrální závislost fotovodi-vosti a absorpce fotoodporu.

Obr. 3.103 Konstrukce fotoodporu; a) příčná, b) podélná.

Page 116: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

116

Impulsová odezva fotoodporu závisí na veli-kosti poměru doby průletu nosičů prvkem tp ku době života nadbytečných nosite-lů τ . Je-li 1<<= τptk , je splněna podmínka přízni-vého kvantového výtěžku a horní mezní detekovatelná modulační frekvence světla je ohraničena hodnotou

( )pH tf π21= . Ke zvýšení fH je tedy nezbytné snižo-

vat průletovou délku 1 a užívat vyšších napájecích napětí a materiálů s vysokým "temným" odporem. U mo-nokrystalických přímozónových materiálů jako GaAs se mohou doby života τ pohybovat až na hranici

s98 1010 −− ÷ . Tenké polovodičové vrstvy příčného uspořádání, viz Obr. 3.105a mohou mít kmitočty

Hzf H86 1010 ÷= s malých

kvantovým výtěžkem a nevelkou citli-vostí. Rychlé podélné fotoodpory, viz Obr. 3.105b s monokrystalickými vrst-vami dosahují mezních frekvencí až 106 Hz s dobrým kvantovým výtěžkem a dobrou citlivostí. Sintrované a napa-řované vrstvy mají doby života volných nosičů v rozmezí s42 1010 −− ÷ . Velkoplošná čidla s těmito

vrstvami mají mezí frekvence Hzf H42 1010 ÷= − , dosahují však vysokých citlivostí. Doby života

nosičů v nepřímozónových polykrystalických i monokrystalických strukturách bývají kolem s86 1010 −− ÷ . Dovolují realizovat fotoodpory se selektivní křivkou absorpce.

3.5.4 Fotodiody

Jejich funkce je založena na absorpci světla a generaci nadbytečných nositelů v nevlastním polovodiči většinou typu p či ve vrstvě intrizického polovodiče a na vzniku fotovoltaického jevu v p-n či p-i-n přechodu. Ve vrstvě p většinou závěrně polarizovaného přechodu dochází k silné absorpci záření a vzniku nadbytečných párů elektron díra. Procentuálně podstatněji se přitom zvýší koncentrace minorů. Ty jsou v blízkosti zavřeného přechodu vtahovány driftovým polem do depletiční vrstvy a zvyšují tak zbytkový proud přechodu.Proud přechodu v závěrném směru lze psát:

( )[ ]1exp0 −−′= kTeUIeI eecF ωφ

ηβh

(3 - 74)

Kde: cβ je poměr nosičů, které prošly přechodem k celkovému počtu generovaných nosičů

eη′ je kvantový výtěžek vnitřního fotoelektrického jevu (je snižován rekombinačními procesy, proto je žádoucí, aby pt>τ ),

I0 je temný zbytkový proud fotodiody.

Voltampérovou charakteristiku fotodiody ukazuje Obr. 3.106. Spektrální citlivost fotodiody je dána zejména šířkou zakázaného pásu polovodiče absorbujícího záření:

Obr. 3.104 Spektrální citlivosti fotoodporových materiálů; 1 – monokrystal CdS, 2 – napařená vrstva CdS: Cu,Cl, 3 – sintrovaný CdSe, 4 – sublimovaný CdSe: Cu,Cl, 5 – poly Si, 6 – napařený CdTe.

Obr. 3.105 Rychlé fotoodpory; a) příčný, b) podélný.

Page 117: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

117

Mezní detekovatelný modulační kmitočet závisí při splnění podmínky t>>τ zejména na době průchodu minorů přechodem a na kapacitách

přechodu. Velkoplošné hradlové fotonky mají proto mezní kmitočet řádu 10 kHz. Speciální konstrukce s vysokou rychlostí mohou dosa-hovat mezních kmitočtů řádově 1 GHz.

Fotodioda PIN

K dosažení vysokého mezního kmitočtu τω 1>>H je nezbytné zkrá-tit na minimum průletovou dobu nosiče přechodem. Tato doba závisí u p – n přechodu na šířce ochuzené vrstvy, na intenzitě pole v ní a na

difúzních konstantách nosičů generovaných mimo oblast přechodu. Proto se diody s krátkou dobou odezvy provozují v závěrném režimu s maximálním závěrným napětím, kdy je intenzita pole v depletiční vrstvě značná, a také rychlost nosičů náboje (minorů) je velká. Dobu odezvy však prodlu-žuje čas potřebný k tomu, aby nosiče generované v objemu polovodiče mimo oblast přechodu difúzí dosáhly oblast silného pole depletiční vrstvy. Konstrukce PIN nebo MIN, viz Obr. 3.107, dovoluje soustředit absorpci do vyprázdně-né oblasti s vysokou intenzitou pole. Semiizolační vrstva I je obklopena tenkými kontaktními vrstvami n a p, které mohou pohltit jen zanedbatelnou část dopadajícího toku. Proto se většina fotonů pohltí v relativně tlusté vrstvě I, podél jejíž celé délky je v závěrném směru rozšířena deple-tiční vrstva. Semiizolační vrstva I navíc umožňuje použít vysokého závěrného napětí a dosáhnout v oblasti přechodu

vysoké intenzity driftového pole, což významně přispěje ke zkrácení doby průletu generovaných nosičů diodou. Mezní kmitočty prvku závi-sí prostřednictvím průletové doby hlavně na šířce semiizolační vrstvy w, na intenzitě pole ve vyprázdněné oblasti a na pohyblivosti volných nosičů.

Protože je v PIN diodě značně po-tlačena absorpce v p a n vrstvách, kde pomalé nosiče snadno rekombi-nují, zvyšuje se u této diody kvanto-vý výtěžek z hodnoty 0,5 platné pro rychlé p – n diody na 0,8 – 0,9. Do-by odezev rychlých PIN diod klesa-jící pod 1 ns.

Na Obr. 3.108a je typická epi-taxní konstrukce germaniové PIN

diody. Dlouhovlnná mez absorpce I vrstvy germania leží nad mµ5,1 . Pohyblivost nosičů v I vrstvě Ge není tak vysoká jako u Si. Vyšší vodivost izolační vrstvy Ge ve srovnání se Si způsobuje nižší průraz-né napětí struktury, čemuž odpovídá i nižší závěrné pracovní napětí a driftová rychlost

Obr. 3.106 Voltampérové charakteristiky fotodiody.

ωηβλ

h

eS ec ′= (3 - 75)

Obr. 3.107 Fotodioda PIN.

Obr. 3.108 Konstrukce PIN diod.

Page 118: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

118

( scmvs5102 ⋅= ). Při šířce izolační vrstvy sw µ5,2> je tedy průletová doba nst p 2,1= , tomu odpo-

vídá mezní zpracovatelný modulační kmitočet dopadajícího záření MHzf H 800= .

Tab. 3.3. Vlastnosti laboratorních vzorků PIN diod, pozn. H - hranově ozařovaná..

Typ λ[µm] ηk [ - ] t [ ns ] C [pF] I [ A ] s [ mm ] Výrobce Si p-i-n H 0,5 – 0,7 0,85 0,1 1 10 0,002 Bell Laboratories Si p-i-n 0,4 – 1,1 0,9 3 3 5,10 2 RCA Si Au-i-n 0,38 – 0,8 0,75 5 4 10 0,2 Un. Det. Technolo-

gy Si p-π-n H 0,4 – 1,1 0,9 0,5 1,8 10 - laboratoř AN SSSR Ge n-υ-p 0,6 – 1,65 0,5 0,12 0,8 2.10 0,002 IEEE lab. Si p-i-n 0,4 – 1,1 0,8 1 0,7 1,5.10 0,2 Hewlett Packard

Křemíkové PIN diody se vyznačují nižším koeficientem absorpce vrstvy I, což vede ke zvětšení její tloušťky potřebné k udržení vysoké úrovně celkového útlumu detekované optické vlny. Zvětšení w je vzhledem k průletové době kompenzováno možností provozu při vyšších závěrných napětích a do-sazením vyšších driftových rychlostí. Při šířce I vrstvy mw µ70= a driftové rychlosti scm6105 ⋅ lze opět dosáhnout doby průletu nst p 2,1< , viz planární struktury z Obr. 3.108b.

Podstatného zkrácení průletové doby nosičů lze dosáhnout v mesa struktuře osvět-lované hranou, viz Obr. 3.108c.

Dopadající tok je fokusován na úzkou plochu příčného průmětu vrstvy I, prochází v této vrstvě podél rozhranní i-p, i-n poměrně dlouhou drahou, na níž je účinně absorbován. Tloušťka vrstvy I může být tedy velmi malá, je omezena schopnostmi kondenzoru zaostřit dopadající záření na co nejmenší plochu,

mw µ51÷= . Velmi vhodné jsou tyto diody ke spolupráci s jednomodovým světlovodem. Jejich odezva bývá řádově 0,1 na při

8,0=kη . Namísto I oblasti lze využít i rozšířené

depletiční vrstvy ve struktuře p - π - n nebo p - π - M, viz Obr. 3.108d. Depletiční vrstva je však zde ve srovnání s epitaxními vrstvami

tenčí, dosažení potřebné úrovně účinné absorpce je obtížnější. Při kvantovém výtěžku 5,0=kη získá-me velmi krátkou odezvu pst 100= .

Jako měřítko jakosti rychlých detektorů se zavádí tzv. činitel kvality G daný součinem kvanto-vého výtěžku kη a horní mezní frekvence charakteristické pro daný prvek:

( )min2 τπηη kHk fG ==

(3 - 76)

U PIN fotodiod dosahuje činitel kvality hodnot GHzG 10= . Spektrální vlastnosti některých typů PIN-diod ukazuje Obr. 3.109.

Lavinová fotodioda (APD)

Je založena na p – n přechodu speciální konstrukce provozovaném v závěrném směru v blízkosti prů-razu. Elektrické pole v depletiční vrstvě může dosáhnout takových hodnot, že volno nosiče zde získá-vají podél své střední volné dráhy rychlost, která dostačuje, aby kinetická energie jejich pohybu pře-

Obr. 3.109 Spektrální závislost kvantového výtěžku několika konstrukcí PIN diod.

Page 119: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

119

daná při nepružné srážce uzlu krystalové mříže vedla k jeho ionizaci. Kinetická energie volných nosi-čů tedy musí převyšovat energetickou bariéru zakázaného pásu. Srážkou takové částice s uzlem krys-talu je generován pár elektron-díra. Jeho složky jsou dále urychlovány a podílejí se také na lavinovém násobení.

Nosiče generované absorpcí fotonu v blízkosti depletiční vrstvy jsou difúzními a drif-tovými silami přiváděny do oblasti multiplikace, viz Obr. 3.110. Je-li oblast multiplikace v depletiční vrstvě delší než střední volná dráha nosičů náboje, dochází zde k ionizačním srážkám, při nichž s pravděpodobností 1<α závislou na přiloženém napětí vznikají sekundární volné no-siče, které se s pravděpodobností 1<β podílí na další ionizaci. Původně velmi slabý fotoelektrický proud je tak zesilován s činitelem zesílení rovným multiplikačnímu koeficientu M (M = celkový

počet nosičů podílejících se na proudu přechodem / celkový počet nosičů generovaných absorpcí foto-nů). Citlivost fotodiody tak roste. Roste však také úroveň vlastního, tzv. multiplikačního šumu. Nej-nižšího šumového čísla a nejvyšší detektivity dosáhne dioda při napětí odpovídajícím hodnotě průrazu za tmy. V lavinovém režimu závisí zisk fotodiody kromě jiného zejména na velikosti závěrného napě-tí a na zbytkovém proudu I0, který je funkcí šířky zakázaného pásu. Velký zbytkový proud závěrně polarizovaných germaniových přechodů snižuje průrazné napětí, zvyšuje tepelné namáhání přechodu v blízkosti průrazu, snižuje střední volnou dráhu nosičů a omezuje činitel multiplikace M na hodnotu 200.

v

BR

R

UU

M

=

1

1

(3 - 77)

Kde: 45,1 ÷=v pro Si; 95,2 ÷ pro Ge

U křemíkových diod lze dosahovat zisku 43 1010 ÷ . Je-li spád potenciálu v depletiční vrstvě dostateč-ně strmý a šířka multiplikační oblasti přibližně rovna střední volné dráze nosičů, pak první průchod nosičů fotoelektrického proudu přechodem vyvolá zhruba stejně velký přírůstek proudu, tedy počáteč-ní proudový nárůst má strmost:

τ ′= FI

dtdI

(3 - 78)

Kde: IF je fotoelektrický proud, τ ′ - doba volného pohybu nosiče při saturační rychlosti rovnající se době průletu no-siče multiplikační oblastí.

Proud potom roste exponenciálně ke stacionární hodnotě Fs MII = podle zákona:

FIMI

dtdI

=+τ

(3 - 79)

Tedy:

′−−⋅=

τMtMII F exp1

(3 - 80)

Obr. 3.110 Lavinový přechod a oblasti multiplikace.

Page 120: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

120

Časová konstanta růstu laviny a doba přechodové odezvy diody je tedy ττ ′− ML , M-násobek průleto-vé doby nosičů multiplikační zónou. vzhledem k průletovým dobám nepřesahujícím u lavinových diod

ps1=′τ lze vypočítat činitel kvality:

GHzMBMGL

2001502

12

1÷=

′==⋅=

τπτπ

Technologie výroby lavinových diod vyžaduje zvlášť důkladně zajistit prostorovou homogenitu přechodu a zamezit tak lokálním zvýšení intenzity pole nebo lokálnímu snížení průrazného napětí vlivem krystalografických poruch. To by vedlo ke zvyšování proudové hustoty v těchto místech, ná-sledovanému průrazem nebo doprovázenému sní-žením životnosti součástky. Nejnebezpečnější jsou v tomto směru nehomogenity a povrchové stavy na okrajích přechodu, které způsobují mikroprůrazy.

Lokálnímu zvýšení intenzity pole se bráníme pokud možno plochou konstrukcí přechodu, bez změn tvaru a ostrých hran. Nejčastější konstrukcí lavinových diod je provedení s ochranným prsten-cem z materiálu s vyšším odporem než n+ vrstva přechodu, Obr. 3.111a. Prstenec snižuje vysokou intenzitu pole, která by vznikla zhuštěním siločar na malé ploše okraje sendviče n+, tak, že roztáhne depletiční vrstvu do větší tloušťky a povrch okraje do větší plochy.

Difúzní APD využívá k homogenizaci pře-chodu metody dvojité difúze, kdy je nejdříve vytvo-řena p oblast, Obr. 3.111b, do ní pak s větším prů-měrem a nižší hloubkou n+. Přechod n+ - p nemá geometrické nerovnosti, je situován na vnitřní kru-hové ploše.

Mesa epitaxní konstrukce využívá iontového leptání ke zkosení boční stěny diody do tvaru ko-

molého kužele čímž jsou odstraněny povrchové defekty a stavy, které jsou jinak nejčastější příčinou průrazu diody. Podél plochy přechodu takto vytvořené mesy, viz Obr. 3.111c, vzniká nerovnoměrné rozložení proudové hustoty, což způsobí rozšíření depletiční vrstvy v okolí povrchové kružnice pře-chodu a stažení multiplikační oblasti do centrální homogenní oblasti přechodu, kde v tenčí depletiční

Obr. 3.111 Provedení lavinových fotodiod; a) s ochranným prstencem, b) difúzní, c) mesa.

Tab. 3.4. Vlastnosti laboratorních vzorků lavinových diod.

Typ Vlnová délka [µm]

U [ V ] M [ - ] G [GHz] S [ mm² ] C [ pF ] I [ A ] Výrobce

Si, n-p, ochr. prs-

tence 0,4 ÷0,8 23 104 100 0,002 0,8 5. 10-11

RCA

Si, n-p-π-p+ 0,6 ÷1,1 200 200 30 0,2 2 10-7

United Det.

Technol. Si, p-n,

mesa boční osvit

0,6 ÷1,1 210 200 100 - 1 10-8 IEEE lab.

Ge, n-p 0,8 ÷1,65 16 200 60 0,002 0,8 10-8 Bell lab.

Page 121: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

121

vrstvě nastává prudší spád potenciálu. Mesa konstrukci lavinové diody lze přizpůsobit i k osvětlování depletiční vrstvy z boku. Dopadající záření však musí být formováno optickou soustavou nebo může vycházet z apertury jednomodového vlákna.

Fotodioda s heteropřechodem

Svou konstrukcí vylučuje absorpci záření v oblasti polo-vodiče vzdálené od depletiční vrstvy. Průzračné okénko této diody je tvořeno nikoliv tenkou vrstvou absorbujícího polovodiče, ale materiálem s široko zakázaným pásem, tedy materiálem opticky transparentním. Záření dopadající na plochu optického okénka prochází touto vrstvou bez útlumu a absorbuje se až v depletiční vrstvě heterostruk-turního přechodu rozprostírající se povětšinou v materiálu s užším zakázaným pásem, viz Obr. 3.112. Minory, které vznikají absorpcí fotonů přecházejí přes rovinu přechodu a překonávají potenciálovou přehradu pásového výběžku strmého heteropřechodu tunelovým jevem. Pravděpodob-nost tohoto tunelového průletu závisí na šířce bariéry, tedy na strmosti přechodu a velikosti závěrného napětí. Je vždy menší než jedna a snižuje celkový kvantový výtěžek pod hodnotu 0,8. Doba průletu nosičů depletiční vrstvou je oproti tomu extrémně krátká (tunelování probíhá rychlostí světla). Doba přechodové odezvy nepřevyšuje 10-10 s. Ja-kost této diody je tedy GHzG 10=& .

Integrální detektory s fotodiodou

Využívají efektivní vazbu záření s aktivní oblastí přechodu diody. Integrální detektor s lavinovou diodou ukazuje Obr. 3.113a, využívá účinné velkoplošné vazby rovinné vlny s páskovým vlnovodem a přivedení optické energie na velmi malou plochu přechodu APD. Naznačená konstruk-ce dosahuje rychlosti přechodové odezvy nsp 1,0=τ a

kvality HzG 1110 1010 ÷= . Páskový vlnovod vytvořený na GaAs podložce epi-

taxí vrstvy s nižším indexem lomu (opticky izolační) ná-sledované vrstvou s větší optickou hustotou (opticky ak-tivní) přivádí v konstrukci z Obr. 3.113b zářivou energii na heterostrukturní diodu GaInAs-GaAs, v konstrukci z Obr. 3.113c do oblasti lavinového násobení závěrně

polarizovaného Schottkiho přechodu Pt-GaAs. V obou případech jde o velmi rychlé detekční prvky, jejichž přímá vazba na páskový vlnovod umožňuje dosažení vysokých hodnot činitele jakosti

HzG 1211 10105 ÷⋅= . Takové detektory mohou s vysokou citlivostí detekovat signály s kmitočty do 5 GHz.

3.5.5 Fototranzistor

Je třívrstvá p-n-p nebo n-p-n struktura, v níž závěrně polarizovaný přechod báze-kolektor přitahuje minoritní nosiče, vzniklé v oblasti báze absorpcí světla. Namísto těchto nosičů vzniká v bázi prostoro-vý náboj, který vtahuje do této oblasti nosiče stejného typu z emitoru. Nosiče injektované z otevřeného přechodu emitor báze získávají v oblasti báze takovou rychlost, že se na své volné dráze dostávají až do blízkosti kolektorového přechodu. Pole v depletiční vrstvě je pak vtahuje přes kolektorový přechod a dochází k zesilování fotoelektrického proudu, viz pásový energetický diagram na Obr. 3.114.

Obr. 3.112 Heterostrukturní fotodioda.

Obr. 3.113 Konstrukce integrálních fotode-tektoru.

Page 122: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

122

Fototranzistor klasického planárně difúzního provedení, viz Obr. 3.114b, mívá vlivem dlouhé doby průletu minorů bází nízký mezní kmitočet MHzf H 1= . Jakost prvku se pohybuje kolem 108 Hz. Kromě kvantového a termického šumu je signál z fototranzistoru zatížen i rozdělovacím šumem, což omezuje pou-žití těchto detektorů většinou jen ke spínacím účelům.

Mnohem nižší úroveň šumu vykazuje konstrukce z Obr.

3.114c spojující nízký šum fotoodporu s vysokou citlivostí foto-tranzistoru. Funkci příčného fotoodporu zde sehrává vysokoohmo-vá vrstva ν , tranzistorovou strukturu tvoří dvojice opačně polari-zovaných přechodů ν –p–ν . Při proudovém zesilovacím činiteli

20=β dosahuje kvality HzG 910= .

3.5.6 Fotonásobiče

Jsou vakuové prvky využívající vnějšího fotoelektrického jevu. Dopadající tok způsobuje ve směsné katodě (polovodič typu p – kysličník) emisi elektronů. Emitované elektrony urychlovány a fokusovány elektrostatickou tryskou dopadají postupně na elektro-dy opatřené povlakem z materiálu a vysokým koeficientem sekun-dární emise (dynody).

Na těchto elektrodách dochází k násobení dopadajících elek-tronů s koeficientem 105÷=M , viz Obr. 3.115a. Celkové zesíle-ní fotoelektronů dopadajících na anodu je značné, 74 1010 ÷=M , avšak časová konstanta přechodové odezvy je poměrně dlouhá,

sp610−=τ . Podstatného zkrácení této doby se dosahuje

v koaxiální konstrukci fotonásobiče se zkříženým elektrickým a magnetickým polem, viz Obr. 3.115b. Vyšší rychlost a kratší dráha elektronů způsobují vzrůst mezního kmitočtu až na 6GHz, jakost u takového prvku dosahuje hodnot HzG 1514 1010 ÷= . Využívá se

pro nejnáročnější podmínky provozu v systémech družicových spojů.

3.5.7 Tepelné detektory

Pro svou funkci využívají změny zářivé energie optické vlny v tepelnou energii látky a závislosti spontánní dielektrické polarizace některých látek, tzv. segnetoelektrik, na teplotě. Pyroelektrikum, látka s nízkou Currieovou teplotou, vykazuje až do Currieova bodu spontánní elektrickou polarizaci závislou na teplotě látky. Jsou-li při teplotě T na polepech desky pyroelektrika takové indukované náboje, že výsledné napětí mezi polepy je nulové, dopadem fotonového toku dojde absorpcí ke zvýše-ní teploty látky a ke snížení úrovně spontánní pola-rizace doprovázené vznikem napětí mezi elektro-dami, viz Obr. 3.116. Mezní frekvenci prvku nepří-znivě ovlivňuje tepelná kapacita látky. Nejvyšší detekovatelná frekvence dosahuje hodnot 1MHz. Výhodou tohoto prvku je velmi příznivý průběh jeho spektrální citlivosti, spektrální citlivost pyro-detektoru je vyrovnána a nezávisí na frekvenci

Obr. 3.114 Fototranzistor a) páso-vé schéma, b,c) konstrukce, d) VA charakteristiky.

Obr. 3.115 Konstrukce fotonásobiče, a) klasická, b) koaxiální.

Page 123: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

123

v oblasti od LIR do LUV světla.

3.6 Konstrukční prvky a principy

Možnosti, které nám skýtá přenos a zpracování signálů v planárních, páskových a vláknových vlnovodech, se staly v posledním desetiletí základem zrodu nových technických disciplin, integrované a vláknové optiky. Prostředky integro-vané a vláknové optiky jsou však vhodné k řešení jen někte-rých úloh optoelektronických informačních systémů. V řadě případů je nutno prvky obou technických principů kombino-vat a vzájemně vázat, konstruovat prostředky optické vazby se zdroji a detektory.

3.6.2 Integrovaní optika

Planární a páskové vlnovody vynikají neobyčejně bohatým spektrem způsobů a možností jak ovládat procházející kohe-

rentní i nekoherentní optické záření, jak je směrovat, transformovat formu, filtrovat, dělit, slučovat, odrážet, vychylovat a rozptylovat, a to ve všech případech na velmi malém prostoru s malou vynalo-ženou energií a vysokou rychlostí prováděných operací. Nabízejí se tak široké možnosti sdružovat několik členů optoelektronického řetězce pro přenos či zpracování informace do jediného bloku a tvo-řit tak vyšší konstrukční celky založené na jednotné struktuře a společných technologických proce-sech. Bloky integrované optiky pro zpracování informace dosahují mnohem příznivějších vlastností, než soustavy klasické.

Za hlavní oblast použití těchto integrovaných bloků v nejbližší budoucnosti se pokládají optické a optoelektronické přenosové systémy s vláknovými světlovody. V prvé fázi jde o vytváření optického sdružování jednotlivých aktivních a pasivních součástek, uzlů a bloků optoelektronických systémů. V druhé fázi se počítá s vytvářením integrovaných optických analogových i digitálních signálových procesorů, které by představovaly nová nekonvenční řešení základních částí zařízení pro přenos a zpracování informací a v mnoha případech náhradu elektronických metod zpracování signálu optic-kými.

Z geometrického a topologického hlediska lze integrované optické obvody rozčlenit na obvody planární optiky a monolitické integrované optické obvody. Hybridní integrované optické obvody vyu-žívají obou typů struktur v kombinaci s ryze elektronickým zpracováním.

Prostředky planární optiky

Planární integrovaný optický obvod je obvykle celý tvořen na vhodné pasivní opticky bezeztrátové podložce technikou tenkých vrstev v kombinaci s technikou difúze a epitaxe.

Obr. 3.116 Princip funkce pyrodetektoru.

Obr. 3.117 a) vazba se synchronismem modů, b) směrová vazba s klínovým přechodem, c) široko-pásmová varianta vazby vlnovodů, d) selektivní vazba s profilovaným vlnovodem.

Page 124: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

124

Planární optika dovoluje konstruovat základní sta-vební prvky, jako zdroje a modulátory, vhodné ke sdru-žování do integrovaných obvodů. Některé typy planárních a páskových fázových, amplitudových a intenzitních mo-dulátorů jsou popsány v článcích

3.4.2 a 3.4.3. Možnosti konstrukce páskového pro-vedení laseru s neodymovým sklem ukazuje Obr. 3.68 v článku 3.3.3. Článek 3.4.4 naznačuje některé možnosti konstrukce páskových přepínačů a děličů optického záře-ní.

Základem konstrukce mnoha členů planární optiky využívajících páskové vlnovody je směrová vazba, viz č. 3.4.3. Směrovou vazbu vykazují každé dva dielektrické vlnovody přiblížené k sobě tak, aby se jejich exponenci-ální pole vzájemně prolínala. Při tom účinného přenosu

energie dosáhneme jen mezi takovými mody, které mají přibližně shodnou konstantu šíření β . Ener-gie se pak, v závislosti na rozdílu fázových rychlostí modů a na místním rozdílu okamžité fáze šířících se modů, přelévá z jednoho vlnovodu do druhého. Změnou vzájemné vzdálenosti vázaných vlnovodů nebo lokálními změnami podmínek šíření v jednom z vlnovodů lze účinně prostorově modulovat vzá-

jemnou vazbu a dosahovat tak např. směrově či kmitočtově selektivních vlastností. Realizace zapojení soustav je principiálně velmi jednoduchá, dovoluje formovat i velmi složité uzly s velkým počtem svazků a dávat parametrům uzlu potřebné vlastnosti, např. rozdílnou závislost na kmitočtu, jedno-směrnost některých ramen apod.

Obr. 3.117 ukazuje některé možnosti využití směrové vazby páskových vlnovodů k realizaci odbočnic, slučovačů či filtrů. Kombinací směrové vazby s kruhovým páskovým rezonátorem je možno realizovat vysoce selektivní úzkopásmový vlnový filtr, viz. Obr. 3.118. Kmitočtové vlastnosti takové-ho filtru jsou určeny jednak vlastnostmi vazeb a optickou délkou kruhového rezonátoru.

Obr. 3.120 Mřížkové prvky; a) disperzní člen, b) vazební člen.

Obr. 3.118 Úzkopásmový rezonanční filtr.

Obr. 3.119 Planární optické členy; a) jev na rozhraní vrstev s různou tloušťkou, b) planární hranol, c), d) pla-nární čočka.

Page 125: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

125

Rezonančními vlastnostmi se vyzna-čují i struktury využívající profilový pla-nární či páskový vlnovod. S jejich pomocí lze vytvářet např. rezonanční soustavy pro koherentní zdroje, filtry i kmitočtové mul-tiplexery a demultiplexery.

V planárních vlnovodech je možno formovat i optické prvky, které upravují směr postupu vlnoplochy či její tvar, nebo které mění modovou strukturu procházejí-cího záření. Řada těchto prvků je založena na změnách tloušťky vlnovodné vrstvy a změnách materiálové struktury vlnovodu. Fázová rychlost šíření jednotlivých modů záření je totiž závislá na tloušťce vrstvy a také na indexu lomu látky pokrývající vl-novod. To umožňuje směrovat planární mody lomem či reflexí, viz Obr. 3.119a, konstruovat hranoly nanesením vrstvy s indexem lomu 1>n , viz Obr. 3.119b, planární čočky, viz Obr. 3.119c, disperzní

a vazební mřížkové elementy, viz Obr. 3.120. Pro vytváření jemných nanesených periodických mřížkových struktur lze s výhodnou použít i

holografii. Prvky a systémy planární optiky lze připravovat napařováním, naprašováním, difúzí, epi-taxním růstem, pomocí iontové implantace či iontové substituce.

Vhodnou demonstrací postupů pla-nární optiky je např. sdružená modulační a detekční soustava duplexního dvojfrek-venčního optického spoje z Obr. 3.121.

Monolitické optické integrované obvody

Jsou založeny na využití polovodičového monokrystalu jako podložky a technologií pro výrobu mikroelektronických integro-vaných obvodů k vytváření jednotlivých elementů založených na funkci přechodu p-n nebo struktur MS, MIS a vrstev s rozdílnými indexy lomu. Je vypracováno několik metod umožňujících vytvářet po-třebnou světlovodnou vrstvou strukturu s požadovaným rozdílem indexů lomů. Jde o epitaxní růst vrstev s různou konstrukcí příměsí (tím i různou koncentrací volných nosičů), heteroepitaxi, implantaci, aditivní a substituční difúzi. Jako podložka se pro obvody vhodné k práci s vlnovými délkami kolem mµ1 používá GaAs, pro práci v pásmu mµ6,13,1 ÷ je vhodný InP. Svět-lovodné polovodičové vrstvy připravené kteroukoliv technologií je možné tvarovat do pásků nebo kanálků všemi dostupnými způsoby – iontovým leptáním, protonovým bombardováním či klasickou litografií.

Obr. 3.121 Sdružená modulační a detekční soustava; 1 – buzení laseru, 2 – páskový laser, 3 – hranol,4 – magnetoop-tický modulátor, 5 – polarizátor, 6 – čočka, 7 – klínová vazba plenárního vlnovodu na pásek, 8 – filtr, 9 – selektivní vazba, 10 – páskový vlnovod detektoru, 11 – vazební prvek.

Obr. 3.122 Monolitické optické integrované obvody; a) modulovaný injekční laser se stabilizačním detektorem, b) univerzální modul optické vláknové trasy, 1 – vazba vlákno-pásek, 2 – řízená směrová odbočnice, 3 – injekční selektivní koherentní zesilovač (LD bez zpětné vazby), 4 – integrovaný detektor, 5 – LD, 6 – modulátor.

Page 126: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

126

Ve funkci zdrojů pro monolitické obvody vystupují páskové struktury LED, LD a SLED nazna-čené v článku 3.3.2.. Jednou z nejvhodnějších a nejužívanějších struktur jsou LD s rozloženou zpětnou vazbou a Braggovým zrcadlem. Jako detektory bývají používány některé struktury s přímou vazbou světlovodu na APD, PIN nebo Schottkiho fotodiodu, viz integrální detektory z čl. 3.5.4. Ke konstrukci modulátorů bývá použito absorpčního principu s F-K jevem či útlumem v obohacené vrstvě přechodu p-n. Příklad jednoduchého integrovaného obvodu sestávajícího z jednomodového laseru s rozloženou zpětnou vazbou a z rychlého modulátoru a detektoru ke sledování úbytku zářivého výkonu LD ukazuje Obr. 3.122a. Vazba aktivní vrstvy laseru na páskový vlnovod je zde realizována klínovým přechodem. Na Obr. 3.122b je naznačena topologie složitějšího obvodu s jednomodovými páskovými světlovody použitelného jak ve funkci detektoru, opakovacího zesilovače, tak i vysílače. Klíčovými prvky jsou zde řízené směrové odbočnice, konstruované jako vertikálně oddělené jednomodové páskové vlnovo-dy s elektroopticky proměnnými fázovými konstantami šíření zajišťujícími řízený vznik úplného fázo-vého synchronismu při přechodu energie mezi pásky i přerušení vazby při průchodu energie budícím páskem.

Hybridní obvody

Obvykle sdružují několik způsobů uspořádání. Bývají smíšené také z hlediska materiálového a techno-logického, často se v nich používá kombinace klasických polovodičových a speciálních optoelektro-nických materiálů a několika speciálních technologií. Využívají jak prvků planární optiky, tak členů monolitického provedení. Typickou aplikací je hybridní opakovač pro vláknový přenosový systém s barevným multiplexerem. Signál zde přichází do vstupního vlnovodu z něho jsou do jednotlivých vět-ví opakovače odebírány selektivní vazbou s kruhovým rezonátorem jednotlivé nosné. Jejich signál je detekován a elektronicky obnovena modulační obálka. Elektrickým signálem je pak modulován in-jekční jednofrekvenční laser a energie navázána do výstupního vlnovodu.

3.6.3 Vláknová optika

Vláknová optika se zabývá konstrukcemi z vláken určených pro přenos světelné energie pomocí něko-likanásobných odrazů záření od stěn vlákna. Zabývá se jednak prvky pro realizaci optického zpraco-vání dvojrozměrné informace – vláknovými svazky, jednak elementy na bázi optických vláknových

vlnovodů.

Obrazové vláknové svazky

Optické vláknové svazky lze rozdělit do dvou skupin. První skupinu tvoří svazky s neuspořádaným uložením vláken. Vlákna v nich probíhají ná-hodně, jejich poloha v průřezu na vstupu není nikterak svázána s polohou na výstupu. Takové svazky jsou vhodné zejména k osvětlovacím účelům, tj. pouze k přenosu zářivé energie. Svazky druhé skupiny jsou svazky obrazové, jsou charakteristic-ké uspořádaností vláken.

Svazky určené pro zpracování obrazů jsou sestaveny z homogenních skleněných vláken průměru

mµ10010 ÷ , pravidelně uspořáda-ných mezi vstupním a výstupním průřezem. Tyto orientované svazky umožňují přenášet prostorově diskre-tizovaný obrazový signál. Spečením svazku lze získat tuhou neohebnou

Obr. 3.123 Hybridní opakovač pro vláknový přenos s barevným multiplexerem; 1 – filtr, 2 – detektor, 3 – regenerátor, 4 – injekční laser.

Page 127: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

127

konstrukci, vlákna pak přijímají vícehranný tvar. V horkém stavu lze spečený svazek vytáhnout do kuželového tvaru a dosáhnout možnosti zvětšovat či zmenšovat přenášený obraz, samozřejmě beze změny rozlišovací schopnosti. Rozlišovací schopnost svazku závisí především na průměru vláken a jejich vzájemné optické nezávislosti. Ke zmenšení pronikání světla mezi vlákny bývá někdy povrch vláken před sestavením do svazku pokoven. Velmi často se konstruují svazky s cílenou změnou uspo-řádání, realizující pak žádané obrazové transformace. Kontrast přenášeného obrazu závisí na jakosti výroby vláken a na jejich sestavě.

Základní výhodou svazků je přenos záření po zakřivené dráze a schopnost svazkových členů provádět řadu transformací obrazu. Vláknové svazky se používají v optických výpočetních systémech, v přehledových a vyhledávacích soustavách, v rozpoznávacích a paměťových systémech apod.

Členy s optickými vláknovými vlnovody

Vláknová optika se zabývá také konstrukcí vláknových spojek a konektorů, viz čl. 3.6.4, realizací vláknových členů typu směrových odbočnic, multiplexerů a demultiplexerů, jak je naznačena v článku 3.4.4.. Zabývá se též specifickými problémy vazby energie do vláken a v poslední době také proble-matikou snímačů neelektrických veličin na bázi vláknových vlnovodů. Dalším zajímavým okruhem problémů vláknové optiky jsou vlnovody umožňující zesilovat či řídit přenos vedeného optického záření vlivem vnějšího osvětlení. Takové vlnovody pak mohou sloužit ke konstrukci vláknových lase-rů, viz čl. 3.3.3, či k realizaci optických klopných obvodů apod.

3.6.4 Vazební prvky členů integrované a vláknové optiky

Jsou členy zprostředkující přenos zářivé energie mezi jednotlivými typy přenosových prostředí. Reali-zují tedy vazbu mezi jednotlivými formami šíření elektromagnetické vlny, mezi prostorovou vlnou, planárními, páskovými a vláknovými mody. Jsou užívány k přizpůsobení optického výstupu vysílače s přenosovým médiem, k dosažení optimální vazby přenosového média s aktivní plochou přijímače či k realizaci převodu zářivé energie mezi dvěma různými typy optoelektronických soustav. Při převodu zářivé energie z jedné formy šíření do druhé je přitom sledováno několik faktorů, z nichž nejpodstat-nější jsou vložný útlum a šířka pásma.

Vložný útlum B postihuje ztráty energie při převodu mezi dvěma sledovanými formami šíření. Vychá-zí z celkové sumy ztrátové energie tvořené zářivou energií vlny odražené od vazebního prvku, zářivou energií transformovanou do jiné než sledované formy výstupní optické vlny a energií přeměněnou absorpcí v teplo či jiný druh energie. Vložný útlum je udáván jako:

02

01log10PP

B =

[dB] (3 - 81)

Kde: P01, P02 je optický výkon vstupní a výstupní formy zářivé vlny.

Šířka pásma převodu charakterizuje spektrální závislost vložného útlumu λB . Je to vyjádření míry schopnosti vazebního prvku transformovat jednu formu šíření optické energie v druhou při proměnné vlnové délce záření. Šířka pásma vazebního členu má tedy úzký vztah k možnosti prvku realizovat vazbu vln tvořených nekoherentním zářením. Je udávána rozdílem vlnových záření, při nichž vložný útlum vzroste o 3dB od minimální hodnoty.

Podle konstrukčního provedení lze vazební prvky rozdělit na pevné a rozebíratelné. Z aplikačního hlediska rozlišujeme vazební prvky podle typů vzájemně vázaných prostředí.

Vazba prostorové vlny s páskovými či planárními mody

Je nejčastěji využívaným typem páskového přechodu. Realizuje se většinou jedním ze tří nejrozšíře-nějších způsobů naznačených na Obr. 3.124. Obr. 3.124a znázorňuje uspořádání pro zavedení energie světelného svazku šířícího se prostorovou vlnou od zdroje do planárního nebo páskového vlnovodu pomocí hranolu. Hranol je od světlovodné vrstvy oddělen tenkou vzduchovou mezerou nebo tenkým filmem z imerzní kapaliny s tloušťkou (v některých případech podélně proměnnou) pohybující se ko-

Page 128: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

128

lem mµ1,0 . Index lomu materiálu hranolu nh je však mnohem vyšší než index lomu oddělovací vrstvy či světlovodné vrstvy vlnovodu (k výrobě hranolu je používáno natriumgermanátu Na2GeO3, s indexem lomu 3→n ). Dopadá-li na šikmou stěnu hranolu světelná vlna a přichází-li k rovině zá-kladny pod úhlem totálního odrazu Bα , proniká exponenciální vlna doprovázející totální reflexi až do světlovodné vrstvy pásku. Dopadající vlna pak může vybudit takový páskový mod, který má konstantu šíření β shodnou s průmětem vlnového vektoru dopadající prostorové vlny do směru tečného k rovině rozhraní a rovnoběžného s osou páskového vlnovodu.

Bhn αλπβ sin2

0

=

(3 - 82)

Další nutnou podmínkou pro vybuzení takového modu je existence nenulového průniku příčných polí Ex prostorové totálně reflektované vlny a buzeného vidu. Změnou úhlu dopadu Bα se obě podmínky mění a jsou tedy excitovány různé vidy. Také opačně, při vyvázání energie z planárního či páskového vlnovodu hranolem, bude směr šíření vybuzené prostorové vlny záviset na velikosti konstanty šíření β modu nesoucího optickou energii. Intenzita prostorové vlny vyvazované z vlnovodu bud v příčném průřezu proměnná, s velikostí závislou jednak na okamžité hodnotě amplitudy záření modu, a také na

tloušťce mezivrstvy v místě výstupu paprsku prosto-rové vlny z vlnovodu. Změnou šířky mezivrstvy popř. změnou indexu lomu materiálu, jímž je mezivrstva tvořena, lze v jistých mezích ovládat příčné rozložení intenzity vyvazované prostorové vlny.

Obr. 3.124b ukazuje klínovou vazbu vlnovodo-vých modů a prostorové vlny. Tento způsob vazby vychází z transformace vedených modů na mody zářivé, které opouštějí vlnovod a tvoří prostorovou vlnu. K transformaci modu dochází vlivem rozšiřová-ní pásma jednovidovosti pásku, což vede k tzv. vytla-čování vyšších vidů tím, že sklon horní stěny pásku způsobí změnu podmínek odrazu vedené vln na této rovině rozhraní. Při každém odrazu se úhel dopadu vlny na toto rozhraní zmenšuje o dvojnásobek vrcho-lového úhlu klínu. Postupně tak dojde k překročení mezního úhlu totálního odrazu dopadající vlny a mod předává částečnými odrazy svou energii prostorové vlně. Také tento přechod má disperzní vlastnosti., jednotlivé mody lišící se konstantou šíření generují prostorové vlny šířící se v různých směrech a mající odlišný průběh intenzity pole v příčném řezu.

Obr. 3.124c představuje mřížkovou vazební součástku, jejímž základem je planární fázová mřížka způsobující periodickou prostorovou změnu vlnovod-

ných vlastností pásku. Z páskového vlnovodu je tak vytvořen periodický vlnovod, který při zaručení fázového synchronizmu vedené a zářivé vlny může zajistit výměnu energie mezi těmito vlnami. Fázo-vý synchronizmus prostorové a vedené vlny s periodickou strukturou je zajištěn, platí-li:

lk ⋅Λ

=−πβα 2sin0

, ,2,1,0 ±±=l

(3 - 83)

Kde: k0 je vlnové číslo prostorové vlny, β - prostorová perioda mřížky.

Obr. 3.124 Typy vazby páskového vlnovodu s prostorovou vlnou; a) hranolová vazba, b) klí-nová vazba, c) mřížková vazba.

Page 129: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

129

K tomu, aby vazba rovinné vlny s vedenou byla účinná, je třeba zajistit, aby difrakční řád 1 mohl být co nejnižší, 1 = 1,2. Tomu odpovídá vysoká hustota mřížky – 50001000 ÷ čar/mm pro viditelný obor záření. Účinnost konverze je u mřížkových součástek menší než u prvých dvou způsobů (asi 30% oproti 50 – 70% u hranolové a klínové vazby). Mřížkové součástky realizované expozicí fotorezistu holografickou metodou interferujícími svazky žádané prostorové vlny a pracovního páskového modu generovanými jediným koherentním zdrojem však mohou dosahovat i velmi vysoké účinnosti (až 90%), avšak ve značně úzkém kmitočtovém pásmu a jednomodovém provozu. Parametry vazby kon-krétního typu prostorové vlny s jednomodovým vlnovodem provedené holografickou mřížkou jsou

přesto bezkonkurenční. Technologická příprava hustých ho-lografických mřížek je však velmi obtížná.

Vazba pásek – pásek, vrstva – pásek

V článku 3.4.3 a 3.6.2 jsme se zmínili o možnostech převodu energie mezi souběžnými páskovými vlnovody a uvedli jsme některé aplikace vázaných vlnovodů. Kromě vazby dvou vl-novodů exponenciálním polem dvou stejných modů je často využívána vazba planárního a páskového vlnovodu bočním klínovým přechodem, viz č. 3.4.4. Jeho funkce je totožná s principem činnosti čelního klínového přechodu z Obr. 3.124 realizujícího vazbu páskového modu a prostorové vlny. Zcela obdobná je i situace na Obr. 3.125c, která znázorňuje klíno-vou vazbu dvou páskových vlnovodů. Čelním klínovým pře-chodem je možno vyvázat energie z buzeného pásku do pla-nárního překrytí obou klínových konců, odtud pak opět v klínovitém zúžení planární krycí vrstvy energie přechází do nebuzeného vlnovodu. Takováto vazba vykazuje značnou šířku pásma, mnohamodový provoz a je reciprocitní. Vložný útlum klínových přechodů nebývá vyšší než 0,1 dB.

Vazba mezi páskovým a vláknovým vlnovodem

Vazba páskového vlnovodu a vláknového vlnovodu je úloha s velkým praktickým významem, neboť zajišťuje převod záři-vé energie mezi přenosovými prvky vláknové optické trasy a monolitickými, planárními či hybridními vysílači, přijímači a opakovači optoelektronických přenosových systémů. Problé-my této úlohy spočívají zejména v tom, že příčná struktura vláknového a páskového modu bývá odlišná, jádro vlákna má značně malé rozměry, z obalu vlákna již nevytéká exponenci-

ální pole, a konečně je obtížné vytvořit dostatečně pevný a opakovatelný spoj odlišných konstrukčních dílů. Z těchto důvodů bývá vazba vlákna a pásku často málo účinná, obtížně nastavitelná a většinou nereciprocitní.

Schéma z Obr. 3.126a využívá pro vyvázání energie z páskového vlákna zářivého modu vyvo-laného ve vlnovodu nanesením kapky tekutiny s vysokým indexem lomu. V oblasti styku pásky s materiálem kapky se ruší podmínka totální reflexe, vysoký index lomu materiálu kapky způsobí, že energie vedeného modu opustí vlnovod v poměrně malé oblasti kapky formou prostorové vlny šířící se směrem určeným velikostí fázové konstanty šíření modu ve vlnovodu. Umístíme-li do kapky mnoha-modový vláknový vlnovod s velkou NA a s čelem zabroušeným ve vhodném úhlu, může v něm pro-storová vlna vytékající v místě kapky z pásku vybudit soubor vláknových modů. I když tímto způso-bem dosahujeme vazby s účinností až kolem 50%, nastavení vazby je velmi citlivé na přesnost úhlu α. Je zřejmé, že se tento princip příliš nehodí pro sériovou výrobu. Kromě toho, při přenosu energie ve směru z vlákna do vlnovodu je účinnost obyčejně mnohem nižší, neboť pole ve vláknu nemá odpoví-dající exponenciální rozložení,které je nezbytné pro vybuzení zářivého modu pásku.

Vazba z Obr. 3.126b využívá čelního klínového přechodu v jednomodovém páskovém vlnovo-du tentokrát k vybuzení vlny podložky. Mnohamodové vlákno je vloženo do cylindrického otvoru

Obr. 3.125 Principy vazby páskových a planárních optických vlnovodů, a) vazba souběžných pásků s fázovým synchro-nismem exponenciálních vln, b) boční klín pásek-vrstva, c) čelní klín pásek-pásek.

Page 130: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

130

v podložce vyplněného imerzní kapalinou a na jeho vstupní aperturu tvořenou buď zabroušeným če-lem nebo obrobenou sférickou plochou dopadá část energie vidu podložky, který se tvoří na čelním klínu pásku. Aby bylo možno dosáhnout dobré energetické účinnosti vazby, je nezbytné při vazbě pásek-vlákno použít mnohamodového vláknového světlovodu s velkou plochou jádra a vysokou nu-merickou aperturou. Při vazbě energie z vlákna do vlnovodu je naproti tomu žádoucí rovnoměrné roz-ložení energie v příčném průřezu vlákna, tedy jednomodový provoz. Proto účinnou vazbu ve směru vlákno-pásek získáváme většinou jen s jednomodovým vláknem.

Obr. 3.126 Vazba vlákno-pásek; a) zářivým modem, b) vlnou podložky, c) zánikovým polem s fázovou mříž-kou, d) ozářením apertury.

Obr. 3.127 Vliv geometrických nepřesností čelního styku vláken na vložný útlum vláknové spojky; a) radiální vychýlení čel, b) axiální vzdálenost čel, c) úhlová odchylka os.

Page 131: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

131

Mimo tyto případy vazeb se využívá i spojení optického vlákna bočním svarem s leptanou op-tickou mřížkou páskového vlnovodu, které sice dosahuje velmi dobrých parametrů, jeho provedení je však značně obtížné, viz Obr. 3.126c. Toto uspořádání je založeno v podstatě na prolínání zánikových polí obou světlovodů v oblasti s fázovou mřížkou, která uskutečňuje jejich vzájemné přizpůsobení. Tato vazba je plně reciprocitní. Tvarem, hustotou, sklonem a délkou mřížky lze vazbu v širokých me-zích přizpůsobit konkrétním případům vazby. Je možno tak vázat jednomodové vlnovody s účinností až 85%, mnohovidové vlákno-jednomodový pásek s účinností přes 50%. Lze očekávat velmi dobrou účinnost i v případě vazby vlákna s nízkou NA.

Vazba vlákno – vlákno

Vláknové spojky a konektory jsou v drtivé většině případů řešeny čelním stykem spojovaných vláken a převodem záření z jedné čelní plochy vlákna do druhé přes jisté více či méně imerzní prostředí nebo

vhodnou optickou soustavu. takto realizovaný převod energie mezi vlákny však klade značné nároky na přesnost dodržení souososti vláken, na úpravu čel spojovaných vláken, na volbu vhodného imerzního prostředí zprostředkujícího přenos ener-gie, na mechanickou stálost konstrukce, popř. na odvod ztráto-vého tepla ve výkonově namáhaných konstrukcích. Všechny zmíněné vlivy se mohou podílet na zvyšování vložného útlumu vazebního prvku. Nejčastější příčinou energetických ztrát ve vazebních členech je nedodržení souososti spojovaných vláken radiálním vychýlením konců vláken, angulárním vychýlením os vláken a přílišnou axiální mezerou mezi protilehlými konci vláken. Vliv těchto faktorů na vložný útlum vazby je znázor-něn na obr. Obr. 3.127.

Optické ztráty způsobuje dále nestejný průměr či ovalita jader a nestejná numerická apertura spojovaných vláken. Znač-

né komplikace působí i skokové změny indexu lomu na cestě paprsku z jádra jednoho vlákna do jádra vlákna druhého, které jsou vždy doprovázeny částečnými odrazy a z toho plynoucí energetickou ztrá-tou. Činitel intenzitního přenosu t, při uvažování minimální vzdálenosti čel vláken, srovnatelných ploch čel a shodných apertur, je z Fressnelových vztahů pro kolmý dopad dán:

+−

+−

−==2

23

23

2

31

3121 11

nnnn

nnnnttt

(3 - 84)

Vložný útlum částečnou reflexí BR je pak dán:

tBR

1log10=

(3 - 85)

Lze jej potlačit jen zaručením převodu záření imerzním prostředím s malými změnami indexu lomu. Vložný útlum čelního styku dvou vláken s ideální geometrií, indexem lomu jádra n n1 = 1,6 a mini-mální vzduchovou mezerou mezi čely způsobený jen vlivem částečných odraz na rozhraních jádro-vzduch dosahuje až 0,35 dB (v závislosti na velikosti numerické apertury). Nerovnost čel vláken způ-sobuje intenzivní rozptyl záření a zpětné odrazy, které mohou vazbu vláken zcela znemožnit. Konce vláken je tedy v nejjednodušším případě dlužno opracovat do hladkých rovinných či sférických ploch,kolmých na osu vlákna beze stop poškození.

Přímé vláknové spojky K těmto vazebním součástkám seřadí nevratné spojení vláken lepením organickou pryskyřicí či

svařováním viz Obr. 3.129a, b. Obr. 3.129a představuje konstrukci tzv. malé kapky lepeným či svažo-vaným spojem. Při sváření vláken se používá slití skloviny dvou sesymetrizovaných konců vláken zahřátých OH plamenem, stejnosměrným elektrickým výbojem či CO2 laserem na teplotu tání. Lepení je proti technologii svařování mnohem jednodušší, levnější a vhodnější pro provozní použití. Křehký

Obr. 3.128 Ztráty částečným odra-zem.

Page 132: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

132

spoj tvořený malou kapkou může být zpevněn podložkou a velkou kapkou lepidla viz Obr. 3.129b. Vyšší nároky na imerzní vlastnosti lepidla vyúsťují do horších vlastností le-pené spojky vzhledem ke spojce svařované (0,2 dB oproti 0,15 dB). Útlum obou druhů spojek však rychle roste s každou nedo

konalostí příčného vyrovnávání konců vláken. Me-chanická pevnost spojek tohoto druhu dosahuje 60% pevnos-ti neporušeného vlákna.

Nepřímé vláknové spojky

Existuje několik konstrukčních principů nepřímých spojek, které k vytvoření spoje využívají nějakého trvalého přídav-ného prostředku zdokonalujícího, zlevňujícího či urychlují-cího spojovací postup. Podle počtu spojovaných vláken je dělíme na jednovláknové a vícevláknové.

Obr. 3.129c představuje spojku ovíjenou termokom-presní pásku. Vlákna, i nestejných průměrů, jsou středěny stažením do trubičky z termoplastu. Zahřátím této spojky dochází ke slepení a smrštění plastové pásky, k dokonalému vycentrování a fixací obou vláken. Obr. 3.129d ukazuje spojku se skleněnou tvarovanou objímkou, do níž je z jednoho konce vlepeno spojované vlákno. Druhé spojova-né vlákno je při spojování vedeno zužujícím se profilem průřezu trubičky. Následným ohřátím se trubička s nižší teplotou měknutí než je teplota měknutí vlákna smrští a fixu-je oba konce vláken. Na Obr. 3.129e je schematizována jed-noduchá spojka fy Bell lab. Principiálně se zde využívá ve-dení vlákna V-drážkou. Skleněná "volná trubka" je vyplněna imerzní epoxidovou pryskyřicí. Po zavedení vláken se vlák-na v jednom směru lehce ohnou, čtyřhranná trubka se natočí tak, že kolmý průmět os vláken tvoří úhlopříčku průřezu trubky, čímž dojde k vycentrování obou vláken v jednom vnitřním rohu. Zvýšení okolní teploty vyvolá vytvrzení pryskyřice. Útlum spojky je inzerován pod 0,1dB. Jinou variantu centrování vláken V-drážkou ukazuje Obr. 3.129f pro jednovláknovou spojku, Obr. 3.129 g pro spojku více-vláknovou. Pro spojky méně než 15 vláken je tento typ, kde podložku s V-drážkami tvoří křemíkový orientovaný mono-krystal se selektivně leptanými rýhami, dvojrozměrný, pro

vyšší počty vláken (až do 160) jsou navrhovány trojrozměrné systémy. Jednovláknová spojka z Obr. 3.129h využívá k vedení konců vláken tři kalibrované kovové válečky v termoplastové trubce troj-hranného tvaru. Zahřátím se trubka smrští, válce vycentrují čela vláken a upevní jejich vzájemnou polohu.

Optické vláknové konektory

Kromě požadavků na pevné spojky přistupují u konektorů ještě požadavky na opakovatelnost spojení a reprodukovatelné vlastnosti spoje, což souvisí s mechanickou spolehlivostí, jednoduchou výrobou a údržbou. Požadavek opakovatelností spoje vylučuje přímý mechanický styk vláken, který by za pří-tomnosti prachových částic mohl způsobit poškození povrchu spojovaných vláken. Středící a vodící člen konektoru, který s dostatečnou přesností zajišťuje souosost, úhlovou deviaci a minimální vzdále-nost čel vláken, je nosnou stěžejní částí konektoru. Jeho provedení a kvalita určuje také cenu konekto-ru.

Obr. 3.129 Konstrukce přímých a ne-přímých vláknových spojek.

Page 133: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Prvky, signály a soustavy v optoelektronice

133

Jsou známy konstrukce s přímým čelním ozářením apertury vláken i s technikou rozšířeného paprsku, kde vaz-bu obou vláken zprostředkují kuželovité vláknové členy či optické čočky. Systému vedení vláken V-drážkou obdobného spojce z Obr. 3.129f využívá konektor fy AEG Telefunken. Útlum této jednoduché, ale precizní konstrukce je na hranici částečných odrazů, b = 0,4dB. Firma ITT Can. využívá při konstrukci konektorů s přímou čelní vazbou zvládnuté techno-logie výroby ložiskových kamenů. Její konektor PVX 602 je založen na středící funkci tzv. X-kamene tvořícího zdířku, do něhož se vsouvá kolík s čelem tvořeným kuželem ze silikonové pryže, viz Obr. 3.130a.

Tatáž firma inzeruje i konektory s rozšířeným svazkem. Rozšířený rovno-běžný svazek zformovaný kuželovým přechodem-taperem, Obr. 3.130b či spoj-nou čočkou, Obr. 3.130c dovoluje zvětšit příčné i podélné tolerance vzájemné polo-hy konců vláken na úkor úzké tolerance

úhlového vychýlení jejich os. Ko-merční konektor fy Hewlett Packard, z Obr. 3.130d, určený pro spoj ste-pindexových SCS mnohamodových vláken je založen na středění dvou tejných konců vláken pružinovým válcovým tělískem. Tělesa konekto-rů s vlepenými a zabroušenými kon-ci vláken se těsně zasouvají do stře-dícího pružného kroužku, který za-jišťuje i správný čelní rozestup vlá-ken. Mechanická vazba těles konek-torů je řešena mezičlenem osazeným jemným závitem s převlečnými ma-ticemi na tělesech konektorů. Inze-rovaný útlum je 1,1dB.

Vazba prostorové vlny s vláknovými mody

Je to opět z velmi často řešených úloh. Řeší především otázku účinné-ho převodu energie ze zdroje záření do vláknového vlnovodu. Způsoby navázání energie prostorové vlny do vláknových modů ukazuje Obr. 3.131. Vazba kvazirovinné prosto-

rové vlny s vláknem je většinou zprostředkována přímým ozářením čela vlákna zabroušeného do ro-vinné či sférické plochy. Vložný útlum této přímé vazby však bývá dB105÷ . V případech potřeby zvláště vysoké účinnosti vazby je možno ozařovat plochu jádra sbíhavým kuželovým svazkem formo-

Obr. 3.130 Příklady konstrukcí vláknových konektorů; a/ s kamenem X, b/ s rozšířením svazku taperem, c/ se spojnou čočkou, d/ s čelním ozářením fy H –P.

Obr. 3.131 Vazba prostorové vlny s vláknem; a) přímé ozáření opracovaného čela, b) s mikroobjektivem, c) se sférickou čočkou, d) s čočkovým rastrem.

Page 134: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

134

vaným se záření zdroje mikroobjektivem se clonami, viz Obr. 3.131b. Clona 1 formuje stopu svazku v ohnisku objektivu tak, aby její průměr nepřevýšil průměr jádra vlákna, clona 2 omezuje vrcholový úhel kuželového svazku tak, aby nepřevýšil mezní úhel apertury vlákna. Mnohem častěji než s případem vazby kvazirovinné vlny do vlákna se setkáváme s vazbou vlákna s rozbíhavým nebo sbí-havým Gaussovým svazkem jaké produkují např. plošně či hranově zářící luminiscenční diody. Trans-formace Gaussova svazku, který je produkován zdrojem, do tvaru vlny vhodného k navázání do svět-lovodu je prováděna jednoduchými optickými elementy. Obr. 3.131c ukazuje dva případy vazby zdro-je a vlákna pomocí kulové čočky. Pro bodové zdroje se používá uspořádání s hladce obrobenou skle-něnou kuličkou průměru obyčejně srovnatelného s průměrem jádra vlákna (pro vlákna 120200 se používá často koule s md µ90= ), s vysokým indexem lomu 2≈n a separační vzdáleností od zářící plošky a, která do značné míry určuje účinnost vazby. Plošně zářící zdroje jsou vázány na vlnovod prostřednictvím kulové čočky s průměrem o málo větším než průměr pláště vlákna (vlákna 120200 používají v tomto případě md µ300= ) opět s vysokým indexem lomu a v kontaktním uspořádání. Účinnost vazby oproti přímému ozáření čela tak lze zvýšit z 3020 ÷ % až na 80%. Obr. 3.131d ukazu-je vazbu čočkovým rastrem formovaným ze zalévací pryskyřice o nízkém indexu lomu. Tento způsob je vhodný pro nekoherentní velkoplošné zářiče a vlákna s nízkou NA. Obr. 3.131e ukazuje vazbu se zalévací pryskyřicí s vysokým indexem lomu a opracovaným čelem vlákna. Vložný útlum těchto va-zeb bývá 3dB.

DOPORUČENÁ LITERATURA [3-1] Kučikljan, L. M.: Fizičeskaja optika volokonnzch svetovodov. Moskva, Energija 1979. [3-2] Sodha, M.S. –Chatek, A.K.: Neodnorodnyje optičeskije volnovody. Moskva, Mir 1980. [3-3] Tiedeken, R.: Volokonaja optika i jeje primeněnie. Moskva, Mir 1975. [3-4] Hass, g.: Physece on Thin Films. London, Academic Press 1969. [3-5] Optoelektronika, kvantovaje elektronika i prikladnaja optika I, II. Tbilisi, Mecniereba 1980. [3-6] Yariv, A.: Quantum Electronics. N. Y., J. Wiley and Sons 1975. [3-7] Sharma, B. L. –Purohit, R.K.: Poluprovodnikovyje geteroperschody. Moskva, Sov. radio

1979. [3-8] Casey, H.C. jr. –Panish, M.B.: Heterostructure Laserc I, II. N.Y., Academic Press 1978. [3-9] Shapiro, S.L. et all.: Ultrashort Ligt Pulses. N. Y., Springer-Verlag 1977. [3-10] Novik, A.E.: Gazorazrjadnyje lasery, Moskva, Radio i svjaz 1982. [3-11] Kaczmarek, F.: Vveděnije v fiziku laserov, Moskva , Mir 1981 [3-12] Pressley, R.J. –editor: Spravočnik po lazeram I, II. Moskva, Sov. radio 1978 [3-13] Blombergen, N.: Nělinějnaja optika, Mostva, Mir 1966. [3-14] Jedlička, M.: Fotoelektrický jev. Praha, SNTL 1975. [3-15] Milnes, A.G.: Semiconductor Devices and Integrated electronics. N. Y., Van Nostrand Re-

inholds comp. 1980. [3-16] Mihálka, P.: Optoelektronika. Bratislava, Alfa 1981. [3-17] Mikroelektronika III . Optoelektronika. Sborník přednášek. Praha, Knižnice ČSVTS 1981. [3-18] Mišek, J. –Kratěna, L.: Optoelektronika. Praha, SNTL 1979. [3-19] Nosov, Ju. R.: Optoelektronika. Moskva, Sov. radio 1977. [3-20] Osinskij, V.I.: Integralnaja optoelektronika. Minsk, Nauka i technika 1977.

Page 135: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

135

4 Optoelektrické přenosové soustavy

Optoelektronické přenosové soustavy zaujaly pro svá specifika pevné místo vedle systémů radiotech-nických a elektronických a přinesly mnohde novou kvalitu do techniky přenosu informace. Optoelek-tronickými přenosovými soustavami mohou být zajištěny spoje sloužící k oddělení vysoko a nízkoim-pedančních elektronických obvodů, spoje mezi místy s vysokým rozdílem potenciálu, spoje pro přenos v silně rušivém prostředí. Tento typ spoje zajišťují tzv. optronové soustavy. Spoj s prostorovou vlnou volným prostředím využívá většinou vysokého okamžitého výkonu impulsních laserů, realizuje přenos vzdálenosti na vzdálenost i několika tisíc km. Velké oblibě se v poslední době těší systémy s vláknovými světlovody.

4.1 Soustavy pro přenos signálů

Jsou určeny pro přenos zpráv ve formě funkčních závislostí některé fyzikální veličiny na jediné nezá-visle proměnné, na čase. Pracují tedy s některou s forem klasických časových signálů. Podle účelu,

typu zpracovávaného signálu, druhu přenosového prostředí apod. se během vývoje vyčlenilo několik relativně samo-statných skupin optoelektronických signálových přenoso-vých soustav. Společné jsou jim principy přenosu a často i jednotlivé elementy přenosového řetězce. Zdrojem a v řadě případů i modulátorem nejrůznějších signálových systémů přenosu je elektroluminiscenční dioda či injekční laser. Využívá se i opticky čerpaných pevnolátkových laserů a systémy popisovaného typu se nevyhýbají ani použití ply-nových laserů. V posledních dvou případech je však ne-zbytné použít externí modulaci optického signálu, při níž se uplatní řada principů, jako akustooptický jev, elektroop-tické a magnetooptické jevy, interference, Franz-Keldyšův jev, piezoelektrický jev a další. Fotonovou vazbu mezi vysílačem a přijímačem zprostředkuje optické prostředí. Velmi rychle nacházejí uplatnění soustavy s vláknovými vlnovody. V mnoha aplikacích se využívá přenosu světla volným prostředím. Stranou nezůstávají ani různé typy optických řízených transparentů, v poslední době se usi-lovně vyvíjejí přenosové prvky na bázi planárních a pásko-vých vlnovodů a dalších prvků planární optiky.

Na typu přenosového prostředí závisí způsob převe-dení optické energie z vysílače do transmisního media z něho do detektoru. V případě přenosu volným prostředím zde přijdou ke slovu optické čočkové i zrcadlové soustavy, teleobjektivy i parabolické antény.Pro soustavy s vláknovými vlnovody jsou charakteristické konektory, pevné i rozebíratelné spojky. Systémy s planární optikou často užívají mřížkových i hranolových vazebních prvků. Mezi prvky optického přizpůsobení patří i směrové odboč-nice, vyhýbky, sdružovací členy, multiplexery a demulti-

plexery, přepínače i deflektory. Detekce signálu je zajištěna buď přímou cestou nebo využitím heterodynního příjmu optického

signálu. Jako detektory mohou sloužit jak polovodičové světlocitlivé prvky (fotoodpory, fotodiody, fototranzistory), tak i prvky využívající tepelné jevy (pyroelektrický detektor), popř. elementy vakuo-vé techniky (fotonky a fotonásobiče). Signál se podél optoelektronických přenosových tras jednotli-vých typů může šířit v analogové formě, namodulován některou ze spojitých modulací na koherentní či nekoherentní nosnou, popř. v diskrétní podobě či digitálně.

Obr. 4.1 Typy optického příjmu; a) přímý, b) heterodynní.

Obr. 4.2 Kolineárnost signálů při hetero-dynním příjmu.

Page 136: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

136

Při detekci amplitudově a intenzitně modulovaných signálů lze využít přímého příjmu, viz Obr. 4.1a, kdy fotodetektor reaguje na střední hodnotu čtverce amplitudy světelné vlny v jistém intervalu, fotoelektrický proud je tedy úměrný střední hodnotě intenzity světla:

( ) ( ) ( ) ννντ

dEEtIt

tFD ∫

∗⋅=

(4 - 1)

Bez zkreslení je tedy demodulován signál f(t) s horní mezní frekvencí τ1<Hf .

Obr. 4.3 Blokové schéma modelu přenosové trasy a útlumový profil trasy.

Při zpracování úhlově modulovaných signálů je nezbytné využít tzv. heterodynního příjmu, viz Obr. 4.1b. Na fotodetektor kvadratického typu dopadá superpozice signálů ( )SE ω a ( )0ωE , modulo-vaná a obnovená nosná vlna. Ve fotoelektrickém proudu úměrném střední hodnotě kvadrátu signálu se kromě stejnosměrné složky objeví i komponent s kmitočtem 0ωωω −= S . tato složka se pak obvykle v mikrovlnném pásmu dále zpracovává. v heterodynním detektoru je kromě dostatečně krátké doby

odezvy nezbytné dodržet ještě podmínku kvalitního obnovení nosné vlny s kmitočtem 0ω (fluktuace tohoto kmitočtu se projeví jako šum v detekovaném signálu) a podmínku přísné kolinearity signálové a nosné vlny (v případě nekolineárnosti dopadají na jednotlivá místa fotodetektoru v daném okamžiku signály s proměnným rozdílem fáze, což po plošné integraci vede k tomu, že z výstupního fotoelektrického proudu vymizí složka s kmitočtem 0ωω −S ). Situaci lze obvykle řešit fo-kusací signálové vlny na malý úsek plochy detektoru, viz Obr. 4.2. Přenos signálu optickou trasou je ovlivněn několika fak-tory. Kromě způsobu modulace a typu příjmu vystupuje do popředí útlumový profil optické trasy a disperze omezující šířku kanálu. Důležitým provozním parametrem je u těchto systémů překlenutelná délka lp, kterou ovlivňuje jak útlumový profil trasy, tak disperze signálu při dané přenosové rychlosti. Útlumový profil modelu přenosové trasy ukazuje Obr. 4.3.

Obr. 4.4 Graf závislosti prahového optického příkonu detektorů na přeno-sové rychlosti.

Page 137: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

137

Hodnoty úrovní signálu α jsou vztaženy k referenční úrovni 1mW. Výkon optického zdroje popisuje činitel zisku zα . Koeficient Vα popisuje ztráty při navázání optického výkonu do optické soustavy pro úpravu signálu. Činitel uα popisuje ztráty při úpravě signálu nebo při převodu signálu ze zdroje k prvkům přenosové trasy. Koeficient 1Kα popisuje vazbu optických obvodů vysílače s přenosovým médiem. Útlum na trase vyjadřuje činitel Lα , závisí na délce trasy a měrném útlumu trasy Tα . Koeficient 2Kα popisuje útlum vazby optické vlny na obvody přijímače. Útlum při předzpracování signálu v přijímači vyjadřuje koeficient 2uα . Činitel pα pak vyjadřuje vazbu obvodů přijímače na detektor. Úroveň dα je vlastně velikost prahového signálu na detektoru pro dosažení nutného poměru signál/šum vztažená k referenční hodnotě lmW. tato úroveň však u většiny detektorů silně závisí na přenosové rychlosti. Obr. 4.4. ukazuje závislost požadovaného prahového optického výkonu NEP přijímače PIN a APD pro danou přenosovou rychlost. Překlenutelný útlum λα , který je spolu s parametry trasy rozhodující pro výpočet překlenutelné dálky, lez pro danou rychlost přenosu sestavit ze známé citlivosti přijímače dα a z výkonu optického zdroje zα .

dz αααλ −=

(4 - 2)

Ze známých parametrů spoje pak překlenutelná délka lp z útlumové podmínky:

( ) TuKKuVpl αααααααλ 2211 −−−−−=

(4 - 3)

Rozšíření τ přenášených impulsů způsobené konečnou dobou odezvy zdroje zτ a detektoru Dτ spolu s disperzí trasy nesmí při dané délce l převýšit polovinu délky přenášených impulsů. Prakticky platí:

Iv135,0=τ

[ ]sµ

(4 - 4)

Kde: vI je přenosová rychlost [Mbit/s].

Pro celkové rozšíření impulsu platí:

( ) ( ) ( ) ( )22221,1 pGLpVDz llD ττττ ∆+++=

(4 - 5)

Kde: zτ je doba impulsové odezvy zdroje, Dτ – doba impulsové odezvy detektoru, DV – vlnová disperze trasy, GLτ – vidová disperze trasy.

Tato podmínka pak dále omezuje jak přenášené pásmo tak přenosovou rychlost. Dobře propracovaný návrh využije takové prvky trasy, aby systém pracoval na mezi požadované překlenutelné délky i pře-nosové rychlosti vycházející shodně z obou podmínek, útlumové (4 - 3) i disperzní (4 - 5).

Obr. 4.5 a) Elektromagnetická vlna ve tvaru Gaussova svazku, b) Optoelektronický spoj volným prostředím.

Page 138: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

138

4.1.2 Soustavy pro přenos volným prostředím

Optickou trasu v nich tvoří atmosféra popř. volný prostor, viz Obr. 4.5b. Vzhledem k tomu, že tech-nicky nelze realizovat ani ideální bodový zdroj záření ani nekonečně rozlehlý prostorově koherentní plošný zdroj, nelze ve volném prostoru generovat ani kulovou ani rovinnou vlnu. Záření se prostorem, až na zvláštní případy, vždy šíří formu Gaussova svazku, tedy prostřednictvím rozbíhavého svazku paprsků s radiálním rozložením intenzity elektrické složky ve tvaru gaussovské křivky. Analytické vyjádření funkce okamžité hodnoty intenzity elektrického pole rotačně symetrického Gaussova svazku ukazuje rovnice (4 - 6).

( ) ( ) ( )[ ] ( ) ( )

+⋅−−−⋅=

zRjk

zrzkzj

zEzyxE

21exp,, 2

200 ρ

ηρρ

(4 - 6)

Kde: ( )

+= 2

0

220

2 1zzz ρρ , ( )

+= 2

0

2

1zzzzR , ( )

=

0zzarctgzη , λπρ nz 2

00 = ,

k je konstanta šíření, n je index lomu prostředí, λ je vlnová délka světla.

Platí, že plošný zdroj záření s průměrem 0ρ bude produkovat svazek s minimálním úhlem divergence ( )0ρπλθ n=& tehdy, bude-li plně prostorově koherentní a bude-li rozložení amplitudy v ploše zdroje:

( )

−= 2

0

2

0 expρrErE

.

V závislosti na úhlu rozbíhavosti (divergence) svazku klesá na ose z intenzita záření přibližně se čtver-cem vzdálenosti od roviny zdroje z = 0. Ve směru radiálním intenzita záření klesá s funkcí exp (-r²). Např. při mµλ 1= vlna produkovaná plně koherentním zdrojem průměru 0ρ = 5 cm se na vzdálenosti z = 1000 km rozšíří pouze do průměru ρ = 3,19 m. Rozšířením svazku klesá plošná hustota výkonu záření, detektor s omezenou vstupní aperturou ho zachytí a zpracuje jen část. Z tohoto faktu plyne útlum při přenosu, který se přičítá k případným vlivům atmosféry. Při průměru vstupní apertury přijímače d = 20 cm představují v našem případě ztráty přenosu vlivem rozšíření svazku 33 dB. V ojedinělých případech se lze ztrátám tohoto typu vyhnout využitím tzv. autofokusace intenzivního laserového paprsku. Máme-li k dispozici dostatečně výkonný laser produkující dostatečně tenký vý-stupní svazek tak, že produkované záření má hustotu výkonu na mezi ionizace plynu, dochází při prů-chodu svazku atmosférou ke vzniku nelineární polarizace. V oblasti průřezu svazku vzniká oblast s vyšším indexem lomu než okolí. Tento kanálek pak vlnovodným jevem fokusuje procházející papr-sek po celé dráze jeho průchodu atmosférou na průměr několikanásobku vlnové délky.

Pozemní přenosové systémy

Na krátké vzdálenosti ( kmm 11 ÷ ) se tento spoj využívá zejména pro přenos informace mezi mobilními objekty. Příkladem takového pojítka nechť je systém ovládání stacionárního zařízení infračerveným zářením z mobilního pracoviště či naopak spolupráce stacionárního centra s pohyblivými technologic-kými objekty.

Optoelektronická pojítka pro tyto účely využívají k přenosu informace záření na vlnových dél-kách mµλ 3,195,0 ÷= , kde jsou minimálně rušeny úrovní záření bílého slunečního světla, které jeví v této spektrální oblasti již značný pokles intenzity. Stejně tak i záření tepelných zdrojů průmyslového původu emitujících v této krátkovlnné infračervené oblasti je slabé.

Pro možnost operativního spojení je nezbytné zabezpečit širokou vyzařovací charakteristiku zdroje a také širokou směrovou charakteristiku citlivosti přijímače. Vyzařovací charakteristika primár-ních zdrojů se často upravuje optickou soustavou obvykle typu okulárového systému. Jako zdrojů se

Page 139: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

139

pro spojení do 10 m používá soustava 105÷ GaAs LED, v obtížnějších provozních podmínkách je využíváno impulsního SHS injekčního laseru GaAs-GaA1As s impulsním výkonem P0 = 10 W (Sie-mens), v některých případech je využíváno i pevnolátkových YAG či NdP5 O14 laserů buzených čer-pací výbojkou či planární konstrukce buzené LED (AN SSSR). Jako detektory pracují obvykle citlivé APD či fototranzistory se směrovou charakteristikou upravenou systémem širokoúhlého objektivu a spektrální charakteristikou upravenou selektivním optickým filtrem propouštějícím jen úzké pásmo vlnových délek záření v oblasti okolí nosné vlny.

V prvé čs. práci, při níž bylo dosaženo stádia experimentálního systému, šlo o vývoj jednosměr-ného laserového spoje, který sestával ze dvou koncových stojanů KPK 24, užitých ve 24 kanálovém PCM systému TESLA-VÚT. Základem optické trasy byl plynový laser s vnějším elektrooptickým modulátorem, optický přijímač s fotonásobičem a výstupním zesilovačem. V realizovaném vzorku zařízení bylo použito inverzní amplitudové modulace nosného kmitočtu s m = 100%, neboť tento typ modulace umožňuje snadné zpracování signálu a zavedení AVC, žádoucí z hlediska značného kolísání úrovně optického signálu. Na základě provedených experimentů bylo reálné uvažovat o využití laseru pro přenos signálu PCM na vzdálenost několika km. Byl vyvinut funkční vzor zařízení, které umožňo-valo přenos jednoho telefonního kanálu na vzdálenost cca 5 km (příp. přenos videosignálu na 1 až 2 km). Toto přenosné zařízení, které je svým provedením typické i pro další obdobné systémy, je v daném případě charakterizováno poměrně mohutným optickým systémem, který je doplněn ještě pomocným zaměřovačem pro přesné nasměrování paprsku. Další pokrok byl podmíněn především zdokonalením polovodičových zdrojů a detektorů. technické údaje nejnovějších zařízení tohoto typu, např. zařízení Optelec, model 736, NSR, jsou uvedeny dále:

vlnová délka mµ904,0 , dosah: 24 km, provoz: duplexní, simplexní nebo jako opakovač, přenosová rychlost: 10 Kbit/s (příp. 2,3kHz), napájení: 12 V ss nebo 115 V, 60 Hz, spotřeba: 3 W.

Družicové sdělovací systémy

Vzrůstající požadavky na přenosovou kapacitu dálkových telekomunikačních systémů spolu s vyvíjející se technikou družicového mapování a průzkumu povrchu Země jsou hlavními hnacími silami pokroku ve vývoji družicových optických sdělovacích systémů. V družicových spojích pracují-cích na vzdálenosti 10 000 km s přenosovými rychlostmi až 10Gbit/s se používají opticky buzené pev-nolátkové lasery s mamutími impulsy i výkonové plynové lasery. Jejich rezonátor je přizpůsoben po-žadavku generace ultrakrátkých impulsů a minimální divergence svazku (desítky µrad). Impulsy záře-ní s okamžitým výkonem 10001÷ MW a délkou řádově 10ps jsou ovládány objemovými modulátory přepínači a deflektory a emitovány parabolickými zářiči Newtonova nebo Cassegrainova typu. Jako přijímačů bývá použito koaxiálních fotonásobičů s katodou v ohnisku astronomického reflektoru. V roce 1971 dosahovaly systémy vyvíjené pro družicové spoje běžně přenosové rychlosti 100 Mbit/s a zadání pro další výzkum bylo charakterizováno těmito parametry:

rychlost přenosu: 1 Gbit/s, hmotnost systému: 45 kg, spotřeba: 140 W. V r. 1974 byl publikován podrobnější popis složitého družicového systému, dosahujícího této

obrovské přenosové rychlosti. Zdálo by se, že v našich podmínkách nemají obdobné systémy uplatně-ní. Historie nedávného vývoje mikroelektroniky však ukázala, že technický a technologický vývoj vyvolaný potřebami investiční a vojenské elektroniky proniká ve zjednodušeném provedení velmi rychle do civilních aplikací. Systém, jehož blokové schéma je na Obr. 4.6, byl v době publikace při-praven k letovým zkouškám. Je určen k přenosu mezi dvěma družicemi a umožňuje současný přenos dvaceti barevných televizních programů jediným digitálním kanálem. Velmi složitý úkol přesného zaměření a sledování přijímací stanice provede automatický zaměřovač během 3 s, s přesností 0,2 arcs. Omezíme se na hrubý popis sdělovací části systému.

Laser: při jeho výběru se volilo mezi CO2 laserem s heterodynní detekcí a Nd: YAG laserem, umožňujícím přímou detekci. Volba padla na Nd: YAG laser, a aby se plně využilo vyšší citlivosti

Page 140: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

140

rychlých fotonásobičů v detektoru přijímače, bylo užito frekvenčního zdvojování, takže vysílaný papr-sek měl vlnovou délku mµλ 532,0= při účinnosti čerpání 06,004,0 ÷ %. Laser vysílá rychlostí 500 Mbit/s optické pulsy o šíři 600 ps, 70 mW, na vlnové délce mµ532,0 a současně vzorky původních pulsů mµ06,1 , z nichž je odvozeno přesné časování.

Obr. 4.6 Blokové schéma funkčního vzoru družicového spoje l Gbit/s.

Modulátor užívá krystal LiTaO3, který stáčí rovinu polarizace procházejícího světla vlivem pů-sobícího napětí. Jsou užity dva shodné modulátory 500 Mbit/s, z nichž jeden je zpožděn o 1 ns a jím procházející pulsy jsou prokládány s pulsy procházejícími prvním modulátorem tak, aby vznikl sou-vislý sled pulsů 1 Gbit/s.

Optický přijímač zahrnuje optický systém pro uvedení dopadajícího světelného svazku na foto-katodu detektoru. Do cesty světelného svazku je zařazen útlumový filtr, kterým se simulují ztráty při přenosu na dlouhou vzdálenost. Detektorem je dynamický fotonásobič s vnější synchronizací a samo-činným řízením úrovně. Po zesílení je signál veden do jednotky pro rekonstrukci dat.

Některé technologicky zajímavé detaily: Čerpání laseru obstarává výbojka plněná rubidiovými parami. Vazba podélných modů se uskutečňuje kombinací akustooptického a elektrooptického fázo-vého modulátoru. Krystal niobátu (Ba2NaNb5O15) užitý v EO modulátoru je buzen kmitočtem 500 Mhz. Je vestavěn do dutiny laseru a využit současně pro generaci II. harmonické.

Některých optoelektronických systémů se využívá i pro sledovací, naváděcí a lokační účely. Zdroje těchto systémů pracují většinou v impulsovém provozu se značným okamžitým výkonem zá-vislým na požadovaném dosahu ( 10001÷ km, kWW 1010 ÷ ), s délkou impulsu a úhlem divergence svazku závislými na požadované rozlišovací schopnosti systému. Tyto systémy jsou navíc často zalo-ženy na využití dopplerovského posuvu frekvence odraženého paprsku. Proto je tato aplikace domé-nou vysoce koherentních pevnolátkových laserů produkujících impulsy s vysokou intenzitou a dobrou spektrální čistotou.

První stanice tohoto druhu využívaly impulsních rubínových či neodymových laserů čerpaných výbojkami s modulací kvality rezonátoru zkracující produkované impulsy. Vstupní a výstupní svazek

Page 141: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

141

byl formován teleobjektivem či kolimační optikou do rozbíhavosti několika desetin mrad. Přijímačem byl buď fotonásobič nebo rychlý fototranzistor. S postupujícím vývojem však v koherentní technice jednoznačně vítězí systémy planární integrované optiky sdružující vysílač (páskový YAG laser), mo-dulátor (planární polarizační či deflekční), směrové odbočnice, filtry, sdružovače, deflektory, vazební členy a ostatní prvky vysílače spolu s vazebními členy, mřížkovým spektrálním analyzátorem, filtry a integrálními detektory přijímače na jediné destičce planárního systému tvořícího obdobu monolitic-kých a hybridních IO v elektronice.

4.1.3 Optronov0 soustavy

Jednoduchá sestava, v níž je zdroj světla a některý fotoelektrický prvek v určité vzájemné vazbě, tvoří tzv. optronový pár. Je-li takový pár realizován v jediném konstrukčním celku, bývá označován jako optron.

V optronu můžeme obecně hledat elektric-kou vazbu zdroje světla a detektoru i optickou vazbu těchto elementů. V případě existence op-tické vazby lze optron zkoumat z hlediska typů přenosového prostředí a vyčlenit optrony s řízeným a neřízeným prostředím.

Obecně lze také provést rozdělení optronů dle typu použitých zdrojů. Známe pak optrony s luminiscenčními zdroji;, vyznačují se vyšší energetickou účinností přenosu, ale malou přeno-sovou rychlostí. Zdroj je nesnadno přímo modu-lovatelný, proto jsou konstruovány jako logické. Zdroj je též nesnadno buditelný. Další třídu tvoří z tohoto hlediska optrony s luminiscenčními dio-dami; mají vyšší přenosovou rychlost, jsou snad-no přímo modulovatelné, mají však nižší energe-tickou účinnost přenosu. Podle druhu fotoelemen-tu lze rozlišovat optrony s fotoodporem (citlivé, ale pomalé, fotoodpor spolupracuje většinou s luminiscenčním zdrojem), optrony s fotodiodou (využívají rychlé odezvy diody, zdroje tedy bývá LED) a optrony s vícepřechodovými prvky (tran-zistor, tyristor, slouží buď ke zvýšení citlivosti nebo pro možnost přímé spolupráce s navazujícím elektrickým obvodem).

Podle typu převodní charakteristiky je možno usuzovat na vlastnosti optronu při přeno-su signálu a provést rozdělení na optrony lineární a logické. Nejčastějším způsobem dělení je však hledisko druhu a typu vazby mezi vstupními a výstupním obvody optronu.

Obr. 4.7a ukazuje příklady optronů s přímou vnitřní optickou vazbou. Tento typ optronů je užíván jako oddělovací dvojbran v elektronických obvodech nejrůznějších typů.

Využívá plně výhod oddělovacích schopností a jednosměrnosti fotonové vazby oproti vazbě galvanic-ké. Příkladem lineárního optronu je prvek WK 164 16 v hermetickém pouzdru výrobce Tesly Blatná s infračerveným vysílačem GaAs Wk 164 05 zářícím na vlnové délce mµλ 95,0= a fototranzistorem KPX 81. Optron může přenášet signály analogového i impulsního průběhu s dobou náběhu a doběhu min 3 sµ . Lineární optron standardního provedení fy HP HCPL 2502 s přijímačem tvořeným PIN diodou a širokopásmovým videozesilovačem přenáší s rychlostí 1Mbit/s. Vzorem rychlého digitálního

Obr. 4.7 Typy optrony.

Page 142: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

142

optronu je obvod HCPL 2601 s DHS luminiscenční diodou GaA1As-GaAs a detektorem PIN s přenosovou rychlostí 10Mbit/s.

Optron s přímou vnější optickou vazbou ukazuje Obr. 4.7b. Využívá se jeho možnosti řídit přenos změnou vlastností přenosového prostředí. Může být tedy použit jako čidlo ke sledování fyzikálních parametrů prostředí. Tyto optrony jsou konstruovány jako reflexní či transmisní sensory v provedení vláknovém či s prostorovou vlnou. Pracují s přenosovými vzdálenostmi několika mm až několika m. Vyrábějí se snímače mlhy, plynů, detektory odrazných objektů. Příkladem je reflexní sensor fy HP HEDS 1000, pracuje s GaP: ZnO luminiscenční diodou, jejíž záření je optickou soustavou fokusováno do bodu ve vzdálenosti 1 = 12mm a po odrazu promítáno na čip fotodiody.

Optrony s vnitřní elektrickou vazbou jsou využívány ve speciálních aplikacích jako klopné obvody či jako stabilizátory toku zdroje. Obr. 4.7c ukazuje optron s přímou vnitřní elektrickou vazbou, Obr. 4.7d optron s přímou elektrickou a kladnou zpětnou optickou vazbou. Obr. 4.7e znázorňuje optron s přímou elektrickou a zápornou zpětnou optickou vazbou.

4.2 Soustavy s vláknovými vlnovody – shrnutí základů

Již dlouho je dobře známo, že světlo může být vedeno tenkými dielektrickými vrstvami a vlákny po libovolně zakřivené dráze prostřednictvím totální vnitřní reflexe. Až donedávna však světelné ztráty v jakýchkoliv známých transparentních dielektrikách v pevné či kapalné fázi byly tak vysoké, že bylo možno překlenout při přenosu světla jen vzdálenosti několika metrů. Firma Gorning Glass Co. otevře-la v roce 1970 etapu vývoje extrémně nízkoztrátových skel, které bylo možno použít pro přípravu skutečných vláknových vlnovodů použitelných pro komunikaci na vzdálenost několika kilometrů. Z počátečních 20 dB/km na vlnové délce mµ85,0 dosažených u stepindexového křemenného vlno-vodu firmou Gorning Glass Co. se v roce 1975 u téhož druhu vlnovodu snížily ztráty na pouhých ně-kolik decibelů na km, v roce 1978 je na délce vlny mµ3,1 dosaženo útlumu několika desetin dB/km. Dnes je v oblasti třetího okna, tj. na vlně mµ55,1 , dosahován útlum menší než 0,1 dB/km (Sumitomo Electric Industries). Podobně se rychle zlepšují i další důležité parametry vlnovodů. Dobré mechanic-ké vlastnosti jsou zajišťovány opláštěním ultrafialově vytvrditelnými pryskyřicemi. Šířka přenášeného pásma se během posledních deseti let zvětšila z počátečních několika megahertzů na kilometr délky u stepindexových mnohamodových vlnovodů na několik desítek a stovek GHz/km u jednovidových vlnovodů. Na tomto vývoji se podílelo zejména vypracování nových technologií pro přípravu prefo-rem se zvláště vysokou čistotou a s optimálním profilem indexu lomu. Nepřímo se na něm ovšem uplatnil i pokrok při výzkumu zdrojů záření a detektorů, který dovolil přejít z vlnových délek 0,8 až 0,9 mµ tvořících tzv. první okno útlumu křemenných vlnovodů do oblasti mµ3,1 , popřípadě mµ55,1 , kde jsou nejen menší ztráty Rayleighovým rozptylem, ale leží zde i minimum materiálové disperze.

Rychlý rozvoj prvkové základny pro optické vláknové spoje je v současné době provázen stejně rychlým růstem projektů a realizací optických spojových systémů. Podle současných poznatků je možné předpokládat, že prakticky veškeré pozemské komunikační služby budou v průběhu 90 let a prvních desetiletí příštího století realizovány sítěmi s optickými vláknovými spoji. Projektují se a prakticky ověřují podmořské kabely, které umožní přenosy velkého množství informací, jak na kratší vzdálenosti, tak i mezi Evropou a Amerikou. Předpokládá se při tom podstatné zredukování počtů zesilovačů, případně i jejich úplné vyloučení. Zavedení integrované optiky do optických spojových systémů vede k dalšímu zlepšení jejich funkce, zvýšení spolehlivosti i k další úspoře energie.

Prochází-li optické záření sklem s indexem lomu n = 1,5, pohybuje se fázovou a grupovou rych-lostí nižší než je rychlost světla ve vakuu c:

nsmsmskmncvv fg 2,0200000200 ===== µ

(4 - 7)

Dopadá-li záření na rovinné rozhraní materiálů s indexy lomu n1 a n2 ze strany prostředí opticky hust-šího ( )21 nn > pod úhlem ϕ ke kolmici dopadu, pak nastává pro všechny kϕϕ > tzv. totální odraz vlny, přičemž pro kritický úhel kϕ platí, viz Obr. 4.9 :

Page 143: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

143

2

1sinnn

k =ϕ

Na této skutečnosti je založena konstrukce nejjednodušších vláknových vlnovodů, tzv. stepin-dexových vláken, jejichž válcové jádro ze skla či polymeru s průměry od mµ50 do 1 mm a s indexem lomu n1 je opatřeno pláštěm s indexem lomu n2, který je přibližně o 0,1 – 10 % menší než index lomu jádra. Každý světelný paprsek navázaný do jádra takového vlákna se může šířit ve vláknu se směrovou odchylkou od osy nepřesahující úhel kk ϕπγ −= 2 . Abychom při buzení vlákna zaručili tuto nejvyšší přípustnou odchylku vedeného paprsku od směru osy, je nutné přivádět paprsky záření na čelo jádra světlovodu uvnitř kužele, jehož poloviční vrcholový úhel nepřesahuje tzv. akceptanční úhel Aθ . Pro akceptanční úhel Aθ platí:

NA1cossin 22

21

1 =−== nnnn

n

vk

vA ϕθ

Sinus akceptančního úhlu Aθ je označován jako numerická apertura NA. Situaci ukazuje Obr. 4.9. Spolu s průměrem jádra se veličina NA, jak ukážeme, podílí na účinnosti vazby záření do jádra a má také souvislost s útlumem. Časté hodnoty apertury se pohybují mezi 0,25 a 0,1. Pro NA = 0,2 je hod-nota akceptačního úhlu jen 12. Je zřejmé, že vazební účinnost světla do vláknového vlnovodu poroste s růstem průměru jádra a s růstem akceptančního úhlu. S růstem průměru jádra však prudce roste vý-robní cena vlákna. Růst akceptančního úhlu Aθ lze zajistit jen zvyšováním n1 prostřednictvím vyšší dotace základního materiálu (křemenného skla), což vede ke zvýšení útlumu vlnovodu.

Útlum ve vlnovodu způsobuje pokles výkonu záření navázaného do jádra P(O) podle exponen-ciálního zákona s délkou vlákna 1:

( ) ( ) 10100l

PlPα

−⋅=

Kde> ( )( )lP

Pl

0log10=α .

Činitel měrného útlumu α je závislý na vlnové délce, jeho průběh je ovlivněn poklesem Rayleighova rozptylu s 4−λ při rostoucí vlnové délce, vzrůstem foton fononové absorpce s 2λ při rostoucí λ , selek-tivní molekulární absorpcí na hydroxylových skupinách OH- a přítomností elektronové absorpce kys-ličníků kovů modifikujících index lomu materiálu jádra i pláště vlnovodu. Moderní křemenné vlákno-

Obr. 4.8 Typické průběhy útlumu moderních vláknových vlnovodů. SI – stepindexový vlnovod, GI – gradientní vlnovod, SM – jednomodový vlnovod.

Page 144: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

144

vé vlnovody s nízkými úrovněmi příměsí a nečistot vykazují velmi nízký útlum zejména ve třech vl-nových oblastech, tzv. oknech mµ9,08,0 ÷ , mµ35,125,1 ÷ a mµ6,15,1 ÷ , viz Obr. 4.8. Nejnižší útlumy pro SiO2 vlnovody jsou dosahovány v oblasti třetího okna , tj. mµλ 55,1= , kde 1,0=α dB/km. Jsou hledány materiály s minimem útlumu ve vzdálenější IR oblasti s 001,001,0 ÷=α dB/km.

Obr. 4.9 Numerická apertura a chod paprsků vedených modů pro a) gradientní vláknový vlnovod, b) stepinde-xový vlnovod.

Velkou nevýhodou stepindexových vláken (SI vláken) je jejich malá šířka pásma při přenosu signálu. Důvodem je zejména rozdílná rychlost jednotlivých modů elektromagnetického záření samo-statně se šířících vláknem. Energie jednotlivých modů vybuzených ve vlnovodu vstupním signálem se šíří vláknem pod různými úhly kϕϕ −∈ 90;0 vzhledem k ose. Tyto rozdílné úhly znamenají různou optickou dráhu průchodu záření každého modu vláknem. Poměr zpoždění nejrychlejšího gfτ a nejpo-malejšího gsτ modu je přibližně shodný s poměrem indexů lomů n2 a n1 materiálů vlákna:

1

2

nn

gs

gf =ττ

Rozdíl modových zpoždění glτ∆ je pak dán vztahem:

( ) cnnncl

gfgsgl ∆=−=

−=∆ 121

1τττ

(4 - 8)

Kde: ( )1

2121

22

21 2

nnnnnn −

=−=∆ & je relativní diference indexů lomů.

Příklad: Je-li do vstupní apertury SI vlákna délky kml 1= s 01,0=∆ navázán krátký světelný impuls, jeho energie se rozloží do energií jednotlivých modů, které se šíří rozdílnými rychlostmi. Na výstupní aperturu dorazí impuls nesený jednotlivými mody za dobu cnvt g 11 == , tedy z (4 - 7) je

skmvg5102 ⋅= a st µ5= .

Rozdíl v dobách průchodu nejrychlejšího a nejpomalejšího modu je z (4 - 8) ∆ násobek doby průchodu t, tedy 50 ns. Krátký impuls nesený vzájemně zpožděnými mody se tak po průchodu tímto vláknem rozšíří na 50 ns.

Účinné potlačení vlivu rozdílných rychlostí šíření jednotlivých modů ve vláknu umožňuje kon-strukce tzv. gradientního vlnovodu. Index lomu jádra se v tomto vlnovodu mění plynule od hodnoty n1 v ose jádra do hodnoty n2 na rozhraní jádro – plášť. Optimální výběr indexového profilu umožňuje potlačit při přenosových časech kmsµ5 diference modových zpoždění až na kmns1,0 .

4.3 Indexový profil a vazba energie do vlnovodu

Akceptanční úhel Aθ vlnovodu je v případě nehomogenního jádra vlnovodu závislý na místě dopadu záření. Je ovlivněn rozdílem indexu lomu jádra v místě dopadu paprsku od indexu lomu pláště, viz Obr. 4.9.

Page 145: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

145

Protože index lomu jádra gradientního vlnovodu (GI vlnovodu) vždy monotónně klesá v radiálním směru od osy k plášti a profil indexu lomu je vždy rotačně symetrický, můžeme, z jedno-duchého geometrického náhledu na Obr. 4.9 psát:

( ) ( ) NAnrnrA =−= 22

2sinθ

(4 - 9)

Numerickou aperturou je zde rozuměn sinus maxima akceptančního úhlu. Budeme-li čelo takového vlnovodu ozařovat z rozlehlého zdroje se zářivou plochou mnohem větší než je plocha jádra, pak ele-ment výkonu záření jdoucího z prostorového úhlu Ωd uvnitř kužele s vrcholovým úhlem 20A(r) navá-zaný do plošky dS jádra vlnovodu je

( ) ΩΩ= ddSSNdP ,

Kde: ( )Ω,SN je směrová distribuce zářivého toku v ploše jádra vlnovodu.

V případě izotropního záření bude výkon navázaný do elementu dS plochy jádra:

( )[ ] ( )( )

∫ ⋅⋅⋅=−⋅⋅=Ω=r

S rdSNrdSNddSNPθ

θπθπ0

2sincos12

Integrujeme-li navázaný výkon PS přes celou plochu jádra 2rS π= , máme:

( )( )

( ) ( )∫∫ ∫ ∫ =⋅⋅=Ω=2

0

2222

0 0 0

22 sin21sin

aa r a

rdrNrdrrNrdrNdP θπθππθ

(4 - 10)

Celkový navázaný výkon z izotropního zářiče bude tedy dán plochou pod křivkou závislosti čtverce sinu akceptačního úhlu Aθ na čtverci vzdálenosti r od osy jádra vlnovodu. V technické praxi se mů-žeme setkat s indexovými profily vláken vyjádřitelnými mocninnou funkcí:

( )

−⋅=

g

arnrn 11

( )g

arNAnrn

⋅−= 22

12 &

(4 - 11)

Závislost profilu indexu lomu n(r) na osové vzdálenosti r pro různé exponenty g ukazuje Obr. 4.10. Z (4 - 9) a (4 - 11) plyne pro funkci ( )22sin rθ , jejíž integrál je rozhodující pro velikost navázaného vý-konu záření do jádra vlnovodu:

( )22

22 1sing

A arNAr

−=θ

Obr. 4.10 ukazuje závislost ( )22sin rAθ pro dva nejčastěji užívané průběhy profilu indexu lomu, ∞=g odpovídá stepindexovému vláknu, 2=g přísluší vláknu s parabolickým profilem indexu lo-

mu. Je zřejmé, že výkon navázaný do GI vlákna při konstantních vazebních podmínkách bude přesně poloviční ve srovnání s výkonem navázaným do stepindexového vlnovodu. Ke stejným výsledkům lze dojít integrací (4 - 10):

22 NAaNP ππ ⋅=∞

222

2 NAaNP ππ ⋅=

(4 - 12)

Závislost profilu indexu lomu n(r) na osové vzdálenosti r pro různé exponenty g ukazuje Obr. 4.10. Z (4 - 9) a (4 - 11) plyne pro funkci ( )22sin rθ , jejíž integrál je rozhodující pro velikost navázaného vý-konu záření do jádra vlnovodu:

Page 146: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

146

( )22

22 1sing

A arNAr

−=θ

Obr. 4.10. ukazuje závislost ( )22sin rAθ pro dva nejčastěji užívané průběhy profilu indexu lomu, ∞=g odpovídá stepindexovému vláknu, 2=g přísluší vláknu s parabolickým profilem indexu lo-

mu. Je zřejmé, že výkon navázaný do GI vlákna při konstantních vazebních podmínkách bude přesně poloviční ve srovnání s výkonem navázaným do stepindexového vlnovodu. Ke stejným výsledkům lze dojít integrací (4 - 10):

22 NAaNP ππ ⋅=∞

2222 NAaNP ππ ⋅=

Získaný výsledek dobře odpovídá případu vazby vlnovodů s velkoplošným lambertovským zářičem, jakým je např. plošně emitující luminiscenční dioda.

Méně nepříznivě než v předchozím případě dopadne pro vazbu energie do GI vlnovodu ve srov-nání s SI vlnovodem použití relativně malého zdroje ( s plochou mnohem menší než plocha jádra) s pokud možno ostře směrovou vyzařovací charakteristikou. Ve všech případech však velikost nume-rické apertury a plochy jádra přímo ovlivňuje vazební účinnost a celkový navázaný výkon. Tzv. slabě vedoucí vlákna s 01,0<∆ , která se vyznačují malou vidovou disperzí glτ∆ a nízkým útlumem a jsou

tedy vhodná pro vysoké přenosové rychlosti a velké vzdálenosti, mají obvykle malou vazební účinnost. Nejmarkantnější je tato situace u jednomodových vlá-ken, kde je průměr jádra srovnatelný s délkou vlny zá-ření λ . U jednomodových vlnovodů je totiž malé ∆ jednou z podmínek dosažení širokého pásma jednomo-dovosti . V takovém vláknu, které se současně vyznaču-je i extrémně velkou šířkou pásma, lze dosáhnout jen velmi nízkou vazební účinnost, vlákno je navíc náchyl-né k vyzařování energie ze struktury i při malých od-chylkách od ideální geometrie, jakými mohou být ne-dokonalosti v hladkosti rozhraní jádra a pláště, ale i

např. chyby vlákna. Strukturou vlnovodu, který odstraňuje zmíněné nevýhody je vláknový optický vlnovod typu W s třívrstvou konstrukcí, v níž je mezi jádro a plášť vložena tenká nízkoindexová vrst-va, viz Obr. 4.11. Rozdíl indexu lomu jádra a pláště 001,0=∆ & zde zaručuje jednomodovost, velkou šířku pásma i extrémně malé ztráty absorpcí, ale způsobuje slabou vazbu vlny na jádro. Rozdíl indexu

Obr. 4.10 Mocninný profil indexu lomu – a) a výkon navázaný do jádra vlnovodu se skokovým profilem, b) a s parabolickým profilem, c) indexu lomu.

Obr. 4.11 Jednomodový vlnovod typu W.

Page 147: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

147

lomu jádra a mezivrstvy může být až o dva řády vyšší, a přesto při ( ) 5,0≥+ taa nedojde ke změně pásma jednovidovosti.

Apertura vlákna ( ) 21221 tnnNA −= se však může zvýšit až desetinásobně a v podobném poměru

se zvyšuje i vazební účinnost. Vlnovod typu W má ještě další vlastnost. Za určitých okolností, daných materiálovými a geometrickými poměry, může mít zápornou vlnovodovou disperzi, což vede k možnosti vykompenzovat kladnou materiálovou disperzi ve velkém rozmezí vlnových délek. Lze tak dosáhnout šířky přenášeného pásma až 400 GHz/km i při použití zdroje s poměrně širokou spektrální čárou jakým je např. luminiscenční dioda

4.4 Vlnovodné vlastnosti vláken 4.4.1 Vidová struktura

Je známo, že podmínka nepřekročení kritického úhlu kϕ při šíření záření optickým vláknovým vlno-vodem není jedinou podmínkou pro vedení světla ve vláknech. Tuto podmínku je nutno doplnit ještě podmínkou fázové koincidence vlnoploch záření tvořených axiálně posunutými paprsky. Tato fázová podmínka vede k vyjádření tzv. disperzní rovnice vlnovodu, jejíž řešení vymezuje konečný počet vln, které se mohou pro dané geometrické uspořádání a daný kmitočet studovanou vlnovodnou strukturou samostatně šířit. Disperzní rovnice určuje tvary elektrických a magnetických polí těchto vln i jejich fázové a grupové rychlosti. Určuje tak jednoznačně tzv. modovou strukturu vlnovodu. Ze znalosti způsobu šíření jednotlivých modů vlnovodem lze odvodit chování vlnovodu při přenosu signálů, a zejména šířku přenosového pásma vlnovodu. Počet modů, které se vlnovodem mohou šířit je úměrný čtverci normovaného kmitočtu V označovaného též jako charakteristický parametr vlákna:

NAaV ⋅⋅=λπ2

(4 - 13)

Kde: λ je vlnová délka záření ve vakuu.

Počet vedených modů VM je také přímo úměrný ploše pod akceptanční křivkou ( )22sin rAθ , viz Obr. 4.10. Je dán součtem modů jádra JM a tunelujících modů TM , TJV MMM += . Pro ∞→g platí:

2

2VM J =

MT tg

VMθ22

2=

Pro 2=g platí:

4

2VM J =

MT tg

VMθ22

4=

(4 - 14)

Kde: Mθ je mezní akceptační úhel.

Každý z modů šířících se vlnovodem má odlišnou konstantu šíření a odlišné chování ve vlnovodu. Výsledkem rozdílného tlumení jednotlivých modů je tzv. diferenciální modální útlum, výsledkem rozdílné rychlosti šíření jednotlivých modů je tzv, diferenciální modové zpoždění. Interakce mezi mo-dy ve vláknu způsobuje přelévání energie mezi nimi, což vede ke změnám v modové struktuře. Ve velmi dlouhém vláknu je výsledkem modové interakce tzv. rovnovážná rozložení modů (Equilibrium Mode Distribution – EMD), které se již s délkou vlákna dále nemění. EMD lze ve vláknu dosáhnout i umělými prostředky, tzv. modovými filtry či equalizery.

Zmenšuje-li se činitel V snižováním poloměru jádra a, počet vedených vidů klesá, až konečně pro 405,2<V vlákno vede pouze jediný dominantní vid HE11. Vlákno, které tuto podmínku splňuje pro dané rozmezí vlnových délek záření, je označováno jako jednomodové, na rozdíl od mnohamodo-vých vláken, kde 4,2>>V . Mezní vlnová délka cλ určující hranici pro existenci i dalšího vyššího modu ve vláknu HE10 je ve stepindexovém vlnovodu dána vztahem:

Page 148: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

148

∆⋅= 17,3 nacλ

Tedy pro nmc 850=λ , 46,11 =n , 3102 −⋅=∆ je ma µ72 ≤ . Nízká vazební účinnost jednomo-dových vláken je vyvážena nepřítomnosti jevů souvisejících s diferencemi zpoždění různých vidů. Malý průměr jádra podmiňuje použít k buzení takového vlákna zdroje s malou emitující ploškou, na-víc úzce směrované. Takovými zdroji jsou především laserové diody.

4.4.2 Gaussovské chování vláknových vlnovodů

Vlivy přenosových vlastností optického vlákna na zpracovávaný signál, kterým je modulované optické záření, jsou takového rázu, že je lze velmi věrně vystihnout tzv. gaussovským modelem chování. Teo-reticky i experimentálně bylo zjištěno, že optické vláknové vlnovody ovlivňují při přenosu modulova-ného záření signál tak, že jejich impulsová odezva se velmi podobá tzv. gaussovskému impulsu a je-jich odezva na gaussovský impuls se opět blíží gaussovskému průběhu. To je základ zmíněného gaus-sovského chování vlákna. Poněkud menší, ale stále vyhovující přesnost dosahujeme, aplikujeme-li tento model chování na činnost luminiscenčních diod, injekčních laserů a polovodičových fotodetekto-rů.

Obr. 4.12 Gaussovský impuls a), modul jeho F – obrazu – b ).

Matematické vyjádření průběhu gaussovského impulsu, viz Obr. 4.12. má tvar:

( ) ( ) ( )2222 77,2exp2exp wtttf −=−= σ

w43,0=σ

(4 - 15)

Kde: σ je rozptyl, směrodatná odchylka, W je šířka pulsu v polovině amplitudy.

Fourierův obraz této funkce má modul, viz Obr. 4.12 ve tvaru:

( ) ( )2256,3exp17,0 wfwfF −⋅=

(4 - 16)

Vzhledem k tomu, že F – obraz impulsní odezvy přenosového členu tvoří frekvenční přenosovou cha-rakteristiku členu, vidíme, že tzv. třídecibelová šířka pásma gaussovského přenosového členu s šířkou impulsní odezvy w je:

(4 - 17)

Dále u členů s gaussovským chováním platí, že při jejich kaskádním řazení je čtverec šířky w impulsní odezvy celého systému dán sumou čtverců šířek wi odezev jednotlivých členů:

∑∀

=i

iww 22

(4 - 18)

4.4.3 Disperze a šířka pásma přenosového kanálu

Šířka přenášeného písma je u jednomodových vláken omezena zejména materiálovou a vlnovodovou disperzí, omezení přenášeného pásma u mnohamodových vlnovodů má příčinu hlavně v modové dis-

Page 149: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

149

perzi doplněné disperzí profilovou. Obecně vzato, šířka přenášeného pásma úzce souvisí s mechanismy podílejícími se při přenosu ve vlákně na časovém rozptylu jednotlivých složek optické vlny či modulačního signálu. Výsledný tvar odezvy vláknového vlnovodu na jednotkový impuls vý-konu budícího záření je určen tzv. totální disperzí zahrnující vzájemné působení jednotlivých dílčích mechanismů způsobujících časové rozptyly při šíření záření vláknem viz Obr. 4.13. Všechny typy disperzí mohou být měřeny v časové oblasti a vyčísleny z rozšíření krátkých impulsů procházejících spektrem záření (střední vlnová délka 0λ , šířka čáry záření λ∆ ). Z Obr. 4.13 je zřejmé, že disperzi

gt∆ způsobující expanzi impulsu s šířkou w1 na šířku w2 lze vyjádřit vztahem:

22outing wwt −=∆

(4 - 19)

Materiálová disperze způsobuje časový posuv jednotlivých složek záření ve vláknu, které mají různou vlnovou délku. Příčinou je to, že index lomu materiálu vlákna n není invariantní, ale klesá s rostoucí vlnovou délkou λ . Tak se rychlost světla v materiálu vlnovodu stává vlnově závislá.

Protože záření z jakéhokoliv světelného zdroje má vždy nenulovou šířku spektra λ∆ , vznikají vždy rozdíly ve zpoždění jednotlivých spektrálních složek vedeného záření. V případě impulsního buzení tyto rozdíly rozšiřují průběhy intenzit každého jednotlivého modu šířícího se vlnovodem.

Uvažme volné prostředí s indexem lomu ( )λn . Při šíření rovinné elektromagnetické vlny podél směru z je okamžitá hodnoty elektrické intenzity pole dána:

( )[ ]kztjAE −= ωexp

λπω c2=

( ) λλπnk 2=

(4 - 20)

Veličina λ zde značí vlnovou délku záření ve vakuu. Fázová rychlost vlny ve volném prostoru je dána vztahem kv f ω= .

Při šíření vlny ve vlnovodu je fázová rychlost dána vztahem:

βω=fv

(4 - 21)

Kde: β podélná fázová konstanta šíření modu.

Grupová rychlost určující rychlost šíření energie jednotlivých spektrálních složek signálu a tím i rych-lost šíření informace nesené vlnou je dána:

( ) ( )βω ∂∂=gv pro volný prostor

( ) ( )kvg ∂∂= ω

(4 - 22)

Totální doba pro přenos některé složky signálu volným prostředím délky l :

Obr. 4.13 Hierarchie v disperzi –a), projevy disperze při rozšíření přenášených gaussovských impulsů -b).

Page 150: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

150

grg

g ncl

ddnn

cl

dd

ddkl

ddkl

vlt ⋅=

−=

⋅=⋅==

λλ

ωλ

λω

(4 - 23)

Odtud grupový index lomu ngr:

λλ

ddnn

vcng

gr −==

(4 - 24)

Kolem mµλ 28,1= zjišťujeme, že strmost průběhu ( )λgrn pro křemenné sklo má nulovou hodnotu. Vyčíslíme-li hodnotu materiálové disperze jakožto diferenci grupového přenosového času složek záře-ní s šířkou spektra λ∆ , máme pro volné prostředí:

( ) λλλ

λλλλ

∆=⋅∆

−=∆=∆ Mg

g lDd

ndc

lddt

t 2

2

( ) 2

2

λλλ

dnd

cDM ⋅−=

(4 - 25)

Materiálová disperze DM však působí v optických vlnovodech nerozlučně s tzv. vlnovodovou disperzí DW. Jejich výsledný vliv je souhrnně označován jako vlnová disperze. Tato disperze má rozhodující vliv na šířku pásma jednomodových vlnovodů a je také závažná pro posuzování vhodnosti režimu práce gradientních vlnovodů. Typická hodnota disperze ( )λMD pro nm850=λ je nmkmns ⋅1,0 . Při použití nekoherentního zdroje, diody s nm40=∆λ na této vlnové délce, je tedy kmnstg 4=∆ , což může být mnohem větší hodnota rozšíření než způsobuje např. v radientním vlnovodu modová dis-perze. Materiálová disperze se podstatně sníží buď použitím koherentního zdroje s nm5<∆λ nebo LED na vlnové délce nm3001=λ , kde je DM blízká nule. V případě, že záření prochází nikoliv vol-ným prostorem, ale jádrem optického vláknového vlnovodu s osou ve směru souřadnice z , je vlnovo-dová konstanta šíření ve směru z β dána kolmým průměrem vlnového vektoru nk

r. Velikost vlnové-

ho vektoru, konstanta šíření kn, závisí nejen na délce vlny, ale i na eventuálně se měnícím indexu lo-mu n(r) jádra vlnovodu:

( ) ( ) λλπλ ,2, rnrkn =

Vlnovodová fázová konstanta šíření β vedených vidů se pohybuje v mezích:

( ) ( ) 21 22 nn λπβλπ ≥≥

lze tedy pro 2β psát:

( )BNAn 221

22 2

−⋅

=λπβ

(4 - 26)

Kde: B je normovaná konstanta šíření.

Pro všechny vedené mody a různé frekvence V nabývá B hodnot od 0 do 1 a je větší než 1 pro mody zářivé. Z analýzy všech podmínek pro šíření elektromagnetických vln vlnovodem vyjádřených v tzv. disperzní rovnici vlnovodu plyne závislost normované konstanty šíření B na kmitočtu V pro jednotli-vé konfigurace vln – mody EH, HE, TE specifikované dvěma modovými čísly µ , ν ( ...2,1,0,....3,2,1 == νµ )

( )νµ ,,VfB =

(4 - 27)

Grafické vyjádření této obvykle značně komplikované závislosti je známé jako modový diagram. Každá dvojice modových čísel µ , ν určuje v jisté skupině modů konkrétní tvar rozložení magnetic-

Page 151: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

151

kého pole čtyř identických modů lišících se polarizací a orientací směru šíření. Normovaná konstanta šíření B je největší u tzv. dominantního modu vlnovodu HE11, který jediný se v symetrickém vlnovo-du může šířit od nejnižších frekvencí.

Dobu tgv potřebnou k přenosu signálu neseného modulační obálkou záření jistého modu podél vlnovodu délky L lze použitím (4 - 23) a (4 - 26) vyjádřit jako:

( )11

11

1

1 0dkdrn

cL

dkd

ddnn

cL

dkd

ddkL

ddLt grgv

ββλ

βωω

β⋅==⋅

−=⋅==

(4 - 28)

Grupový index lomu ngr v ose jádra vlnovodu je ve vztahu (4 - 28) doplněn členem 1dkdβ , který postihuje změny grupové rychlosti daného modu ve vlnovodu v závislosti na okrajových podmínkách šíření, tj. na geometrických a materiálových vlastnostech vlnovodu, včetně profilu indexu lomu. I když je tento člen blízký jedné a téměř konstantní, zejména v tzv. mnohamodové oblasti, způsobuje doplň-kovou závislost tg na vlnové délce a posouvá minimum průběhu vlnové disperze DV směrem k vyšším vlnovým délkám, pro SiO2 vlnovody typicky k mµλ 3,1= . Vliv tohoto posunu je označován jako vlnovodová disperze DW. Chromatická (vlnová) disperze DV je tedy dána kombinací složek DM a DW:

MWg

gbv

V DdkdD

Lddt

dkd

ddkdt

LtD

111

2 1 βλ

βλβ

λ+=

+=

∆∆

=

zanedbáním DW často jen:

MV DdkdD

1

β=

(4 - 29)

Kde: cnLtt grggl == ; λβddk

dtD glW1

2

⋅= ; 21

2

λλ

λ dnd

cddt

D gM == .

Průběh DM a DW ukazuje Obr. 4.14. V případě mnohamodového vlnovodu se funkční hodnoty 1dkdβ modů liší a determinují rozdíly ve zpoždění jednotlivých modů vidového spektra, tzv. dife-

renciální modové zpoždění. Lze ukázat, že:

B

CBdkd p

⋅∆−

⋅∆−=

21

21

1

β

(4 - 30)

Člen 1dkdβ závisí na relativním rozdílu indexů lomu vlnovodu ∆ , na normované fázové konstantě šíření B a na profilovém parametru CP :

( ) ( )022 PgC p −+=

(4 - 31)

Profilový parametr CP má podstatný vliv na průběh normovaného diferenciálního grupového zpoždění modů 11 −= dkdgN βτ . Optimální průběh diferenciálního zpoždění modů pro mocninné indexové profily nastává při ∆−= 2pC , Obr. 4.15. Hodnota profilového parametru CP je podle (4 - 31) dána konstantou g, která zde značí exponent mocninného profilu indexu lomu jádra vlnovodu, z ( ) ( )garrf = a činitelem P0 vlnové závislosti indexového profilu vlákna. Modová disperze je defi-nována jako:

( ) ( ) ( ) ( )crn

dkd

crn

ttL

D grgNgN

grgvgvm

001minmax

1maxminmax

=⋅−=

==−= ττβ

(4 - 32)

Ve stepindexových vlnovodech, kdy ∞→g , je to:

Page 152: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

152

( )cn

NAc

ncrn

Lt

D grm

1

21mod

20

=∆

=∆⋅=

=∆

=

1dkdβ

(4 - 33)

Typická hodnota pro modovou disperzi stepindexových vláken je 20 ns/km, což odpovídá 3dB šířce pásma 20=LB MHz.km. Z Obr. 4.15 optimum indexového exponentu g je:

( )00 222 PPgopt −∆−−=

(4 - 34)

Jeho hodnota se mírně liší od 2=g . Profil gradientního vlákna, který toto optimum zaručuje je blízký parabolickému. Pro optimální profily může modová disperze klesnout až k hodnotám 50 ps/km, což odpovídá šířce pásma 9GHz.km. Průběh indexového profilu vlnovodu však bývá vlnově závislý. To má za následek i změnu optimálního exponentu gopt, neboť odchylku gopt od hodnoty 2 ovlivňuje kro-mě ∆ i činitel P0 , který vyjadřuje fakt, že se změnou λ dochází ke změnám v indexovém profilu vlákna a ke změnám ∆ . Uvedené změny jsou způsobeny tím, že index lomu materiálu vlákna a ke změnám . Uvedené změny jsou způsobeny tím, že index lomu materiálu jednotlivých vrstev jádra a materiálu pláště nemá přesně totožnou závislost na vlnové délce. Činitel P0 je definován jako:

1

10 dk

dknnPgr

∆∆−

=∂∆∂

∆=

λλ

(4 - 35)

Změnou profilového parametru CP vlivem členu P0 vyjadřujícího tzv. profilovou disperzi bude modová disperze gradientních vlnovodů vykazo-vat slabou závislost na vlnové délce. Tato závis-lost se uplatní hlavně u profilů blízkých optimu, tj. např. u parabolických gradientních vlnovodů. Je snahou konstruktérů volit takové materiály, aby minimum modové disperze koincidovalo s některým z využitelných útlumových oken,

mµ85,0 a mµ3,1 . Speciální konstrukce mající minimum modové disperze v obou oknech jsou označovány jako tzv. "double window" vlnovody.

V jednomodových vlnovodech se nemůže vyskytnout modová disperze ve smyslu uvažova-

ném výše. Lze však připustit, že jednomodovým vlnovodem se může šířit dominantní vid ve dvou různých polarizacích. Vlivem anizotropií ve vlák-nu pak může dojít ke zpoždění jedné polarizace vůči druhé polarizaci stejného modu.Tento jev silně závisí na mechanickém a tepelném namáhání vlákna , je značně nestálý a způsobuje také tzv. polarizační či dvojlomný šum ve vlákně. Dá se odstranit použitím speciálních rotačně nesymetric-kých profilů jader vedoucích jedinou polarizaci modu, či zkroucením vlákna pro dosažení kon-stantní fázové rychlosti šíření všech polarizací. Tak lze dosáhnout šířku pásma převyšující 200 GHz.km.

Všechny druhy disperzí se podílejí na rozši-řování přenášených impulsů. Rozšíření přenáše-ných impulsů v mnohamodových vlnovodech závi-sí jednak na zvětšení šířky elementárních kompo-

Obr. 4.14 Průběhy materiálové, vlnovodové a vlnové disperze DM, DW, DV na vlnové délce.

Obr. 4.15 Průběh normovaného grupového zpož-dění τgN modů v mocninných indexových profilech pro různé profilové parametry CP.

Page 153: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

153

zitních složek impulsu tvořených příspěvky od jednotlivých modů záření nesoucích signál; toto zvět-šení je ovlivněno chromatickou disperzí, dále rozšíření závisí na zvětšování časové diference mezi zmíněnými modovými kompozitními složkami způsobeném vlivem modové disperze. Výsledné rozší-ření 222

Vm DDD += impulsu prošlého vlnovodem délky L je dáno DLw ⋅= . Šířka pásma B vlnovodu délky L je tedy ( )DLB ⋅= 44,0 . Parametr, kterým pásmo vlnovodu popisujeme je tzv. "Bandwidth – lenth product", BL:

DLBBL 44,0=⋅=

(4 - 36)

U mnohamodových vlnovodů, zvláště použijeme-li úzkopásmového zdroje záření, dominuje v omezení šířky pásma vidová disperze Dm. Avšak, zejména u dlouhých úseků vlnovodů, zjišťujeme. že rozšíření impulsů je nižší než očekávané. Je to způsobeno vlivem vzájemné interakce modů, tj. přeléváním energie mezi mody na materiálových i geometric-kých nehomogenitách struktury vlnovodu. Tak do-chází ke většímu rozšiřování jednotlivých modových složek, ale současně ke zmenšování časové diference mezi nimi. To vede k jevu, kdy šířka pásma B pro mnohamodové vlnovody délek nad 52 ÷ km klesá nikoliv s L1 , ale jen s L1 . Podle [4-11] lze pro šířku pásma B psát:

22

21

2

111BBB

+=

21

1 12exp2

44,0−

−+⋅=

c

cc

m LLLLL

DB

LD

BV

44,02 =

(4 - 37)

Pro krátké úseky vlnovodu cLL < platí ( )LDB m44,01 =& , pro cLL > je:

( ) 1

144,0 −

−+= ccm

LLLD

B &

(4 - 38)

Kde: Lc je označována jako tzv. vazební délka vlákna, bývá 52 ÷=cL km.

Příklad závislosti šířky pásma gradientního vlákna na vlnové délce ukazuje Obr. 4.16. Příklad závis-losti použitelné přenosové rychlosti pro přenosový systém s gradientním či jednomodovým vláknem délky L a laserovým zdrojem ukazuje Obr. 4.17. Na něm je zřejmé, že šířka pásma GI vlnovodu v oblasti větších délek je vyšší než lineárně extra-polovaná šířka z disperze krátkého vlákna. Obr. 4.17 dále ukazuje, že u nízkých přenosových rych-lostí je faktorem omezujícím délku přenosu útlum ve vlnovodu, výkon navázaný do vlákna, detektivi-ta přijímače a optický šum. V oblasti krátkých přenosových délek a vysokých přenosových rych-lostí je přenos omezován vedle disperze i časovými

charakteristikami zdrojů a detektorů. Pro GI vlnovod buzený laserovou diodou bývá mez přenosové rychlosti kolem 500200 ÷ Mbit/s, u jednomodových vláken je tato hodnota podstatně vyšší, zejména na vlnové délce mµ3,1 , kde vlákno vykazuje minimální chromatickou disperzi.

Obr. 4.16 Vlnová závislost šířky pásma gradi-entních vlnovodů.

Obr. 4.17 Šířka pásma gradientních a jednomodo-vých vlnovodů délky L.

Page 154: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

154

4.5 Optoelektronický přenosový řetězec

Optoelektronický přenos informací má mnoho zajímavých vlastností, vyznačuje se řadou předností proti klasickým přenosovým systémům. Má také některé omezení, jejichž znalost je důležitá pro to, aby bylo možno přednosti co nejširší měrou využít. Obr. 4.18 ukazuje optoelektronický přenosový řetězec ve zjednodušené podobě, kde:

νhePi 22 =

; poměr signál šum

( ) 22222 totimiNS =

; (4 - 39)

Kde: m je modulační faktor optického výkonu P.

Z hlediska přenosových vlastností optoelektronického systému jsou důležité zejména tyto otázky: → v jaké formě je modulační signál nesen optickou vlnou → jakou roli hrají šumy při přenosu a jaké jsou příčiny jejich vzniku → jaké přenosové pásmo poskytuje optický kanál a co je ovlivňuje.

4.5.2 Přenášené signály

Podle šířky kmitočtového spektra můžeme rozdělit typické přenášené signály na úzkopásmové a širo-kopásmové. K úzkopásmovým patří telemetrické signály, telefonie, rozhlasové zvukové signály, telex, telefax a další datové signály, k širokopásmovým pak zejména televizní videosignály a některé speci-ální služby. Zdrojové signály jsou přitom v zásadě buď analogového nebo digitálního typu. Existuje řada metod jejich přenosu optickou cestou. Lze využít přímé intenzitní modulace nosné vlny či využít obtížnější fázové modulace koherentního záření, lze také použít nepřímou modulaci s elektrickou me-zinosnou vlnou.

Jednoduchá situace, a bude ukázáno, že také příznivější, je v optoelektronických řetězcích při přenosu digitálních signálů. V tomto případě přenos prakticky neovlivňují nelinearity převodních cha-rakteristik optických zdrojů a detektorů, na přenos relativně málo působí šumy a fluktuace intenzity signálu. Kvalitu přenosu digitálního signálu hodnotíme pomocí tzv. chybovosti přenosu BER (Bit

Obr. 4.18 Optoelektronický přenosový řetězec.

Obr. 4.19 Závislost BER binárního signálu na poměru výkonů signál-šum.

Kde: ( )22log10 ns uuNS = , su je mezivrcholová hodnota signálu, nu je střední kvadratická odchylka napětí šumové složky

Page 155: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

155

Error Ratio). Je dána poměrem počtu chybných bitů k správně přeneseným bitům v nekonečně dlouhé zprávě s náhodným plněním. Většina přenosových systémů, telekomunikační, textové a obrazové služby, vyžadují BER = 10-9, avšak např. v lokálních datových sítích, o nichž bude zmínka dále, mo-hou požadavky dosáhnout až BER = 10-14. Chyby v příjmu digitálního signálu jsou způsobeny přede-vším systémovým šumem. Při předpokladu gaussovské distribuce šumové složky lze její působení ne BER binárního přímo intenzitně modulovaného signálu vyjádřit grafem z Obr. 4.19.

Ze znalosti minimálního poměru signál-šum potřebného na přijímači přenosové trasy, odvoze-ného z požadované hodnoty chybovosti, je pak možno, při známe detektivitě přijímače, při známých či předpokládaných šumových poměrech na přijímači a při požadované šířce pásma přenosové cesty (která podstatně ovlivní právě celkovou úroveň šumů) stanovit minimální optický výkon signálu při-cházejícího na detektor. Typické křivky závislosti minimálního požadovaného optického příkonu pro jednotlivé typy detektorů vztažené k šířce pásma pro BER = 10-9 ukazuje Obr. 4.20a.

Tento minimální požadovaný výkon na přijímači může být základem pro návrh přenosové trasy a pro zjištění překlenutelné vzdálenosti spoje. Doplníme li údaje o minimálním přijímaném výkonu P2 na detektoru vysílaným výkonem P1, popř. i příspěvkem šumu z použitého zdroje ve vysílači, lze pro každou dvojici zdroj – detektor sestavit závislosti překlenutelného útlumu pα , viz Obr. 4.20b

Ze znalosti průběhu závislosti překlenutelného útlumu na šířce pásma a znalosti průběhu šířky pásma vlnovodu na jeho délce lze stanovit obor využití spoje v rovině určené délkou spoje a přenosovou rychlostí trasy, viz Obr. 4.21. Křivky a, b, c ukazují závislost tlumení přenosu intenzitně modulované-ho signálu optickou trasou tvořenou gradientním vlnovodem délek 0,5, 5 a 50 km s 20 =α dB/km na kmitočtu přenášeného signálu (zanedbány jsou útlumy vazeb zdroje a detektoru a útlumy spojek nezá-visející na přenosové rychlosti). Zlomové frekvence těchto křivek generují průběh d – závislost šířky pásma přenosové trasy na její délce. Od ideálního průběhu e pro vlákno s konstantní disperzí se tato křivka odchyluje při krátkých vzdálenostech vlivem setrvačného chování zdroje a detektoru, při vyš-ších délkách je odchylka způsobena již zmíněnou modovou interakcí. Proto, aby bylo možno správně zpracovat signál při konkrétních podmínkách na trase, daných především délkou spoje a přenosovou rychlostí, je třeba, aby tlumení modulačního signálu na trase nebylo větší než překlenutelný útlum zdroje a detektoru odpovídající dané přenosové rychlosti. Průsečíky křivek tlumení signálu na trase s křivkou f závislosti překlenutelného útlumu na šířce pásma spoje B tedy určují meze použitelnosti trasy při dané délce trasy a vytvářejí křivku g.

Při přenosu analogových signálů použitím přímé intenzitní modulace způsobují nelinearity wat-tampérové charakteristiky vysilače a detekční křivky přijímače harmonické zkreslení signálu. Šumy

Obr. 4.20 a) závislost přijímaného výkonu na přenosové rychlosti b) závislost překlenutelného útlumu trasy na šířce pásma řetězce.

21 PPp −=α (4 - 40)

Page 156: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

156

přenosového systému citelně zhoršují poměr S/N , což vede ke ztrátě kvality přenášené informace. Obvykle se vyžaduje poměr signál – šum na přijímači vyšší než 5040 ÷ dB. To vede, jak ukážeme, k požadavku dosti vysokých přijímacích výkonů a malých použitelných šířek pásma přenosu. Tyto komplikace poněkud ustupují při použití dvojstupňové modulace, kdy je v prvním stupni analogový signál fázově či frekvenčně modulována mezinosnou elektrickou vlnu (obvykle s velkým zdvihem), a poté přímo intenzitně modulován na optickou nosnou. Touto technikou se dosahuje zvýšení poměru signál – šum po detekci oproti přímé intenzitní modulaci o

Ω∆

==H

F ωβ 3log103log10 [dB]

Kde: ω∆ je kmitočtový zdvih modulace, HΩ je horní modulační kmitočet, β je index frekvenční modulace.

S podobným výsledkem se setkáme, když v prvním stupni použijeme šířkové nebo polohové modula-ce diskretizovaného analogového signálu na elektrický impulsní průběh.

Typické služby zajišťované optoelektronickými komunikačními systémy se soustřeďují do pře-nosu zvukových signálů. pohyblivých obrazů a dat. Tyto signály mohou být přenášeny jak analogově tak digitálně, přitom každá ze zmíněných skupin signálů má jiné nároky na přenášené pásmo. K úzkopásmovým analogovým signálům patří zvukové kanály televizní či rozhlasové normy a signály videotex a telefax. Širokopásmové analogové služby jsou zastoupeny především obrazovým signálem pro televizi a videotelefon. Digitalizace telefonních signálů podle CCITT používá vzorkovací frekven-ci 8 kHz a osmibitové kvantování. Standard CCITT pro digitální stereofonní zvukový signál vychází ze vzorkovací frekvence 32 kHz a čtrnáctibitového informačního slova pro každý kanál doplněného o jeden redundantní bit pro detekci chyb. Studiové normy PAL a SECAM pro digitalizaci barevného

Obr. 4.21 Příklad konstrukce mezní křivky použitelnosti optické trasy (LD-850 nm, Si-APD,vlnovod GI - 20 =α dB/km; 400850 =−LB MHz.km).

Page 157: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

157

obrazového signálu vychází z rastru 782625× bodů jasové informace a polovičního rozlišení pro barevnou informaci.

Normy CCIR pak tento informační obsah kódují v 8bitových slovech pro jas i chrominanci do binárních kanálů s přenosovou rychlostí 162, 135 (5/6), 121,5 (3/4) a 108 (2/3) Mbit/s. Použitím pří-růstkového (diferenčního) přenosu s adaptivním kvantováním diferencí a optimalizovanou snímkovou frekvencí lze redukovat redundanci televizního signálu, a tím i přenosovou rychlost, až na 34 Mbit/s pro přenos širokopásmovým datovým kanálem. Podobným způsobem lze obrazový signál HDTV s 1250 řádky a 1564 body v řádku, vyžadující pro analogový přenos pásmo 250 ÷ MHz, směstnat do digitálního přenosového kanálu s přenosovou rychlostí 140 Mbit/s. Požadavky na rychlost kódovacích obvodů a na rychlost a kapacitu nezbytných obrazových pamětí jsou však v těchto případech na hrani-cích možností současné technologie obvodů MEGA – VLSI..

V posledním období, zejména v souvislosti s rozšiřováním aplikací výpočetní techniky v řídících a komunikačních systémech, roste potřeba přenosu ryze digitálních informací. Tyto signály je možno rozčlenit na úzkopásmové (SB) a širokopásmové (BB). Z úzkopásmových datových signálů lze jako příklady jmenovat telex, teletex, telefax. Širokopásmové kanály většinou slouží k přenosu signálů sběrnicového charakteru, povelových a řídících signálů v počítačových sítích. Stručný přehled výběru z přenášených signálů ukazuje Tab. 4.1.

Tab. 4.1. Přehled přenášených signálů. Typ Analog. pás-

mo Vzorkování Kvantování Přenos. rych-

lost Poznámka

telefonní zvu-kový kanál

0-3,4kHz 8 kHz 8 bit 64 kbit/s CCITT, video-tex, telefax

telefonní kanál High Qality (videotel.)

0-8kHz 18 kHz 8 bit 144 kbit/s CCITT

Stereo zvuko-vý kan. High

Fidelity

2x0-16kHz 32 kHz 2x14 bit 2x14+1 bit

2x448 kbit/s 2x480 kbit/s

ISDN CCITT

TV obraz, studiová nor-

ma

Xj=625x782 X0= Xj/2

25 obr/s 25 obr/s

8 bit 8 bit

146,43 Mbit/s PAL SECAM

TV obraz 0-6MHz jas 0-3Mhz chro-

min

13,5 MHz 6,75 MHz

8 bit 8 bit

162 Mbit/s CCIR studio standard

0-5MHz jas 0-2,5MHz chromin

11,25 MHz 5,625 MHz

8 bit 8 bit

135 Mbit/s CCIR 5/6

TV obraz, stud. norma

adaptivní kód

Xj=625x782 X0= Xj/2

34 Mbit/s VLSI obraz paměti

TVHD, studio norma adap-tivní kód Da-tové kanály

Xj=1250x1564 X0= Xj/2

140 Mbit/s VLSI obraz paměti

Datové kanály 8 bit 8,16,32 bit

8 kbit/s 64 kbit/s

0,5-56 Mbit/s 8,34,140,565, 2000 Mbit/s

SB ISDN ISDN, TE-

LEX, TELE-TEX, TELE-

FAX LAN

BB ISDN TELEKOM

Page 158: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

158

Frekvenční šířka B přenosového kanálu není zcela totožná s šířkou F∆ frekvenčního pásma přenášeného signálu. Závisí na přenášeném signálu, ale také na způsobu přenosu či na typu modulace. Je známo, že při amplitudové či intenzitní modulaci analogového signálu s pásmem LH FFF −=∆ má modulovaný signál šíři pásma HFB 2= . V případě použití frekvenční modulace s modulačním in-dexem 1>>∆= HFωβ je šířka pásma modulovaného signálu ( ) HFB β+= 12 rovna přibližně dvoj-násobku frekvenčního zdvihu modulace πω 2∆=∆f , viz Obr. 4.22. V případě přenosu digitálních signálů je situace bohatší na množství variant. Vstupní data, představovaná většinou binárními po-sloupnostmi v tzv. linkovém kódu, jsou před přenosem po optické trase kódována do některého ze speciálních dvoj nebo i trojúrovňových kódů. Prostřednictvím těchto tzv. transportních nebo optických kódů jsou data přenášena optickým spojem, na jehož konci následuje zpětné dekódování signálu do vhodného linkového kódu k dalšímu zpracování.

Obr. 4.22 Spektrum amplitudově (intenzitně) – a)frekvenčně ( fázově) – b) modulovaného signálu.

Tab. 4.2. Transportní optické kódy.

1 0

1: úroveň 1 v celém bitovém intervalu0: úroveň 0 v celém bitovém intervalu O T O T1: úroveň 1 na 1/2 bitového intervalu0: jako NRZ O T O T1: čelo uprostřed bitového intervalu0: týl uprostřed bitového intervalu O T O T1: přechod v polovině i na poč.bit.int.0: přechod v polovině bit. intervalu O T O T O T O T1: střídavě 1a 0 v celém bit.intervalu0: úroveň 1 v 1/2 int. O T O T O T1: jako CMI0: úroveň 1 na 2/2 int. O T O T O T1: jako CMI0: přechod ve středu intervalu O T O T O T O T1: jako CMI0: úroveň 1 střídavě v 1/2 a 2/2 bit.int. O T O T O T O T

mBnB5B6B

1: úroveň 1 a -1 střídavě v celém b.int.0: úroveň 0 v celém intervalu O T O T O T1: impulsy +1 od začátku trvání 10: impulsy -1 od začátku trvání 0 -------------- --------------

-

pětibitové slabiky signálové posloupnosti jsou nahrazeny šestibitovými; každé pětibitovéslabice náleží dvě šestibitové (skupina+, skupina-); slabiky ze skupin + a - se kódověstřídají

Impulsy

nízká

0,86/T

1,72/T

2,96/T

2,96/T

1,70/T

1,70/T

1,52/T

1,70/T

1,72/T

vysoká

vysoká

velmi vysoká

nízká

vysoká

vysoká

střední

střední

AMI I

AMI II

HDB 3

EF 3

dvoufázový L (Manchester)dvoufázový S

(diferenciální Manch.)

CMI

MCMI

Úroveň detekce

chyb

NRZ

RZ

není

nízká

Šířka pásma 90% energieKód Definice

Page 159: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

159

Linkové kódy zdrojového a cílového signálu jsou dány požadavky spolupracujících systémů, v mnoha případech jsou určeny některým z doporučených typů rozhraní CCITT.

Na transportní kódy je kladeno množství požadavků vycházejících z potřeb i omezení optického spoje. Základní faktory, které ovlivňují výběr transportního kódu jsou: → výkonové spektrum kódovaného signálu – hodnotí se procentuální část výkonu signálu v pásmu

kmitočtů T10 ÷ nebo relativní šířka pásma Tf ⋅ potřebná pro přenesení 90% energie spektra kódovaného signálu,

→ synchronizační schopnost – schopnost přenést a co nejlépe obnovit taktování nezbytné pro realizaci optimálního příjmu, kdy je třeba stanovovat nejvhodnější okamžik rozhodování o hodnotě přijatého symbolu – hodnotí se průměrným relativním počtem hran signálu na jeden datový symbol,

→ schopnost přenést všechny vstupní sekvence dat, → možnost kontroly chybového příjmu – zajišťuje se buď redundantními bity nebo stanovenou zá-

konitostí reprezentace datových symbolů, → jednoduchost kódování z a do většiny používaných linkových kódů, → vhodnost pro přenos po optických trasách, kde nelze využít dvou polarit signálu při intenzitní

impulsní modulaci, jen dvou či více úrovní jedné polarity, kdy je třeba zabránit připuštění mož-nosti dlouhého trvání vysoké úrovně signálu, které vede ke zkracování životnosti vysílače, a kde je třeba zabránit připuštění možnosti dlouhého trvání nízké úrovně signálu, které znesnadňuje testování správné funkce přenosové trasy.

Experimentálně byly prověřeny mnohé speciální kódy, jejich popis obsahuje tabulka Tab. 4.2., Obr. 4.23. Výkonová spektra náhodné binární posloupnosti kódované do některých z těchto kódů ukazuje Obr. 4.24. Jako linkové kódy často v normách rozhraní CCITT vystupují kódy NRZ, RZ, CMI a HDB 3. V systémech pro přenos nesynchronních zpráv jsou oblíbeny transportní kódy EF 3, které zaručují konstantní střední hodnotu vyzařovaného a detekovaného výkonu a tím umožňují volbu optimálního režimu práce vysílače a poskytují možnost kontroly optického traktu. Nejjednodušší systémy využívají kód NRZ. V telekomunikačních systémech s vysokou přenosovou rychlostí je často pro transport vyu-žíván kód 5B6B z důvodu jeho velmi vysoké úrovně detekovatelnosti chyb. V synchronních přenoso-vých soustavách jsou pro vysokou četnost hran oblíbeny transportní kódy typu Manchester. Kódy CMI a MCMI jsou používány ke transportu v telekomunikačních systémech s nižšími rychlostmi a tam, kde

Obr. 4.23 Transportní optické kódy. Pozn.: u EF3 je udržovací interval Tu pro demonstraci volen jako trojná-sobek bitového intervalu T: Tu - 3T, jinak obyčejně Tu - mµ3 asynchronně.

Page 160: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

160

spolupracují s linkovým HDB 3 kódem. Při návrhu parametrů přenosového kanálu se většinou vychází z šířky pásma odpovídající šířce

výkonového spektra transportního kódu zahrnující 90 % energie signálu.

4.5.3 Šumy v optických přenosových soustavách

Jak bylo uvedeno, šumy a fluktuace jsou faktory, které ovlivňují kvalitu přenosu, tedy poměr S/N u analogových a BER u digitálních signálů. Protože je nutné, abychom při návrhu přenosového systému splnili předepsaná kriteria kvality, úroveň šumů přímo ovlivňuje energii signálu P2 potřebnou pro správnou činnost přijímače a nepřímo ovlivňuje i dosah spoje a šířku pásma kanálu. Zdroje šumu s optickém přenosovém řetězci je možno hledat v optickém vysílači, v přenosovém mediu i v přijímači.

Šumy polovodičových zdrojů záření

Dominantním zdrojem šumu LED je výstřelový šum. Tvoří ho náhodné fluktuace celkového optického výkonu diody způsobené statistickými procesy při rekombinaci jednotlivých proudových nosičů pro-dukujících optická kvanta. Šumový výkon tohoto zdroje je úměrný propustnému proudu Ip diodou:

eBIhP NF

kV

2νη=

Poměr výstřelového šumu a signálu po detekci v přijímači lze vyjádřit vztahem:

F

NV

IeB

PPSNR 2log20log20

0

⋅=⋅=−

(4 - 41)

Kde: νh je energie fotonů kη je vnější kvantový výtěžek diody, BN je šumová šířka pásma, P0 je střední optický výkon ( pro jednoduchost pokládáme P0 roven výkonu uži-

tečného signálu )

V polovodičovém laseru jsou fluktuace celkového optického výkonu vyšší než stanoví vztah (4 - 41). Zvýšení je způsobeno náhodným charakterem stimulovaných emisí. Typicky tento šumový přírůstek PA (aditional) roste s rostoucím optickým výkonem, dosahuje maxima kolem prahové úrovně IF a klesá při dalším zvyšování proudu, viz Obr. 4.25.

Další jev způsobující výkonové fluktuace záření injekčních laserů je tzv.modální rozdělovací šum PP (mode competition noise, mode partition noise). Vyskytuje se jen v mnohamodových laserech. V nich jsou všechny podélné i příčné mody vzájemně energeticky vázány. Spektrální rozložení výko-

Obr. 4.24 Spektra některých transportních kódů.

Tfx ⋅= , ( ) ( ) ( )TpfxS ⋅= φ , ( )fφ je spektrální hustota výkonu,

p je střední výkon signálu, T je délka bitového intervalu.

Page 161: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

161

nu je časově závislé, energie se přelévá mezi jednotlivými modovými čarami, výsledkem čehož je, že i při relativně stálém úhrnném op-tickém vyzáře

ném výkonu je výkon jednotlivých mo-dů, tj. jednotlivých spektrálních čar, značně statisticky proměnný. Pohlížeje odděleně jen na některou modovou čáru, je její poměr signál-šum (SNR) o 4030 ÷ dB horší než SNR všech modů současně. Protože každý z modů odpoví-dá jiné vlnové délce záření, po průchodu vlno-vodem se vlivem chromatické disperze tyto modové čáry časově separují, což se projeví nejen na snížení šířky přenášeného pásma, ale

také na z výšení úrovně šumu úhrnného přenese-ného optického výkonu. Pro multimodový laser a gradientní vlákno délky větší než 1 km klesne SNR laseru na konto rozdělovacího šumu cca o 10 dB!

Čtvrtý šumový zdroj je tzv. optický zpět-

novazební šum Pf. Záření odražené např. od čela vláknového vlnovodu zpět do rezonátoru laseru naruší fázové poměry ve stojatých vlnách rezoná-toru a způsobí poruchy v oscilacích vedoucí

k fluktuacím vyzářeného výkonu. Nejnáchylnější na tuto optickou zpětnou vazbu jsou jednojednomo-dové lasery, u nichž stačí ke vzniku tohoto šumu zpětnovazební záření s úrovní 64 1010 −− ÷ krát menší než generovaný výkon. Mnohamodové lasery vykazují tento šum až od úrovní zpětné vazby

34 1010 −− ÷ P0. Cestou k potlačení zpětné vazby je použití nereciprocitních optických prvků – optic-kých izolátorů ve vazebních členech, viz Obr. 4.26. Typické hodnoty SNR jsou u jednomodových laserů 60 dB, u mnohamodových až 80 dB.

Pro úplnost se ještě zmiňme o existenci tzv. fázového šumu úzce související s koherencí emito-vaného záření. Tento šum se nepromítá do fluktuací výkonu záření, uplatní se jen při přenosu signálu prostřednictvím přímé úhlové modulace optické nosné.

Šum ve vlnovodech

V trasách s mnohamodovými vlnovody napájenými laserovými zdroji dochází k jevu zvanému modál-ní šum Pm. Každá spektrální čára laserového záření při navázání do mnohamodového vlnovodu vybudí soubor vedených modů. Na konci vlákna tyto mody interferují a vytvoří na čele vlákna složitě členěné

rozložení intenzity, tzv. skvrnkový obrazec, Obr. 4.27. Ten se projeví jak v blízkém, tak ve vzdáleném poli konce vlák-na. Sousední longitudiální mody laseru vzájemně interferují jen slabě, neboť obvykle mají značný frekvenční odstup

60≥f GHz, což odpovídá 2,0>∆λ nm. Je zřejmé, že se zvětšujícími se časovými diferencemi mezi interferujícími mody ve skupině vybuzené jedním longitudiálním videm laseru, se intenzita interferenčního obrazce bude snižovat, neboť časové diference mezi některými mody v interferující skupině mohou převýšit koherenční čas záření laseru. Ten se pro šířky spektrálních čar modů laseru

01,0103 4 ÷⋅=∆ −mλ nm čili 3000100 ÷=mf MHz pohybuje

v rozmezí 206,0 ÷=kτ ns. Odtud plyne, že skvrnkové ob-razce gradientních vlnovodů budou intenzivnější než stepin-

Obr. 4.25 Přírůstek výstřelového šumu s injekčním laseru.

Obr. 4.26 Optický izolátor zpětné vazby.

Obr. 4.27 Skvrnkový obrazec na čele vlákna.

Page 162: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

162

dexových, a dále, jejich relativní intenzita bude klesat s rostoucí délkou vlnovodů. Velmi malé změny tvaru vlnovodu, tlaky, tahy, napětí a změny způsobují trvalou nestabilitu ve fázových vztazích mezi interferujícími mody, čímž vzniká neustálý pohyb a změny skvrnkových obrazců. Ve vláknových spojkách , konektorech a vazbách vlákna k detektoru se tento pohyb skvrnek transformuje do změn celkově přenášeného výkonu a vzniká tzv. modální šum. Příbuzným k tomuto šumu je tzv. polarizační šum Pb zvaný také dvojlomý šum. Je charakteristický pro jednomodová vlákna. V nich se obvykle dominantní vid může šířit ve dvou kolmých polarizacích. Vlivem anizotropií a geometrických neho-mogenit se mohou konstanty šíření i útlum obou polarizací měnit. Stejně tak se celkový výkon může vlivem mechanických napětí a změn teplot nerovnoměrně a stochasticky dělit do obou polarizací. To vše vede ke vzniku fluktuací celkového výkonu. Modální i polarizační šum vláken lze potlačit dodrže-ním následujících požadavků: → užití precizních konektorů a spojek, → žádné konektory a spojky blízko vysílače, kde jsou skvrnkové obrazce nejintenzivnější, první

kabelová délka pokud možno větší než vazební délka vlnovodu, → užití laseru s mnoha longitudiálními mody nebo LED, neboť každý z modů laseru generuje svůj

skvrnkový obrazec, ty se pak vzájemně překrývají, požadavek koliduje s vlivem chromatické disperze,

→ užití jednomodových vláken, polarizační šum má úroveň až o 30 dB nižší než šum modální, → užití velkoplošných integračních detektorů nebo precizního zobrazení čela vlákna na detektor.

Úrovně modálního šumu mohou generovat SNR od 70 do 40 dB, u krátkých vzdáleností spojek od zdroje a při nepříznivých kombinacích zdroj – vlnovod i méně.

Šumy detektorů

V této stati se budeme zabývat jen detektory typu PIN a APD, které mají největší význam pro aplikaci v širokopásmových přenosových systémech. V PIN i lavinové fotodiodě je hlavním zdrojem šumu šum výstřelový. V lavinové diodě je pak tento šum ještě násoben multiplikačním činitelem M diody.

Střední kvadrát šumového proudu v detekční diodě je možno psát jako:

( )MIMFeBis N22 =−

(4 - 42)

Kde: e je náboj elektronu, BN je šumová šířka pásma, I je proud fotodiodou, ( ) IMIIII SSCD ′⋅=++= , ID je temný proud fotodiody: DD IMI ′⋅= , ISC je fotoproud generovaný rozptýleným světlem: SCSC IMI ′⋅= , IS je fotoproud signálový: SS IMI ′⋅= , ( )RUfM = je multiplikační koeficient APD, u PIN dosaď 1=M , F (M) je " exces noise factor", zahrnuje vliv statistického kolísání M ( ) xMMF = ; 5,02,0 ÷=x pro Si APD, 19,0 ÷=x pro Ge APD, 6,0=x pro InGaAs AFD,

0=x pro PIN, 1≥M pro APD, 1=M pro PIN.

Sdružíme-li vliv ID a ISC do společného SCDi III +=∗ , lze psát:

+= ∗+−

νη

heMPIMeBis D

xN 2

12 2

(4 - 43)

Temný proud ID tak definuje nejmenší detekovaný výkon vyvolávající odezvu srovnatelnou se šumem tzv. NEP (Noise Equivalent Power ) či prahový tok Pφ :

Page 163: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

163

xDN

xDN

xD

NP MIeB

rMMIeB

rMIeB

eMh /1 21212 ∗∗+∗ ===ηνφ

(4 - 44)

Kde: νηh

er = je primární kvantová detektivita, ( )MrPI ⋅⋅= 22 .

xDNP MeI

rBNEP /21 ∗== φ

Protože . MI D∗ je identický originálnímu .I*

D PIN diody stejné plochy, je NEP u APD relativně vyšší než NEP diody PIN právě vlivem činitele Mx.

Pro: Si PIN 1 mm² je typický nAI D 5= , HzWNEP 14108 −⋅= , Ge PIN 0,2 mm² AI µ5,0= , HzWNEP 12101 −⋅= , InGaAs PIN 0,1 mm² nAI 60= , HzWNEP 13107,2 −⋅= , Si APD 0,1 mm² nAI 100= , HzWNEP 14105 −⋅= , Ge APD 0,1 mm² AI µ10= , HzWNEP 12105 −⋅= .

Šumové číslo přijímače s APD však může být vlivem zesílení M v některých případech menší než u přijímače s detektorem PIN.

Šumové poměry přijímače

Šumové příspěvky pfAv PPPP ,,, a mP , Obr. 4.28, komplexu zdroj – přenosové medium se jako statisticky nezávislé děje výkonově sečítají a tvoří ve svém komplexu šum trasy:

Protože všechny jeho složky jsou úměrné výkonu nosné P0, lze pro danou konfiguraci prvků trasy vyjádřit spektrální hustotu šumu trasy vztahem:

( ) ( ) 211 PcN ωω =′

Šum trasy zpracován detektorem generuje v pásmu BN šumový proud:

( )NN BrMPci ⋅⋅⋅=− 22222

2

(4 - 45)

Protože záření užitečného signálu P2 má kvantový, nespojitý charakter, jeho detekce má za následek rovněž vznik nespojitostí - tzv. kvantového šumu reprezentovaného proudem:

NNQ BMrPeBIei ⋅⋅⋅⋅=⋅⋅= 222 22

(4 - 46)

Detektor sám k těmto dvěma složkám přispěje výstřelovým šumem 2Si , viz. (4 - 43). Na zatěžovacím

odporu diody RL, který je obvykle tvořen vstupním odporem zesilovače, vzniká dále termický šum, jehož příspěvek lze stanovit ze vztahu:

Obr. 4.28 Šumové a signálové poměry na trase.

( )∫ ++++=′BN

pmfAV PPPPPdN ωω1

Page 164: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

164

NL

R BRkTi 42 =

(4 - 47)

Uvážíme-li všechny šumové složky, SNR na vstupu zesilovače je:

222

22

2

2

2

dPcPbPa

NSSNR

++==

(4 - 48)

Činitel a zde vyjadřuje účinnost, se kterou je opticky výkon P2 transformován na signálový proud , zahrnuje tedy primární kvantovou detektivitu multiplikační činitel detektoru i modulační faktor signá-lu neseného intenzitně modulovanou optickou nosnou. Jmenovatel vztahu (4 - 48) obsahuje tři typy šumových složek, které se liší svou závislostí na výkonu P2 optického signálu. Termický šum je sdru-žen s výstřelovým šumem temného proudu diody do členu b. Šumový výkon cP2 reprezentuje zejména kvantový šum. Méně se uplatňuje výstřelový šum fotoproudu. Třetí člen 2

2dP reprezentuje všechny druhy optických šumů vysílače a trasy. Grafické vyjádření rovnice (4 - 48) ukazuje Obr. 4.29. V sekci

I křivky je 222 dPcPb >+ . Je to oblast malých

přijímaných výkonů, SNR se pohybuje v rozmezí 3010 ÷ dB. Tato oblast je charakteris-tická pro přenosové kanály s digitálním provo-zem. V oblasti velkých přijímaných výkonů dominuje ve jmenovateli (4 - 48) člen 2

2Pd ⋅ . SNR se tu pohybuje (v závislosti na typu zdroje a vlnovodu, a zejména v závislosti na šířce pás-ma ) kolem 5035÷ dB. Jen v tomto režimu spoje je obvykle možno realizovat analogový přenos. Vysoký požadovaný výkon na přijímací straně však omezuje přenosovou vzdálenost spoje a šumy trasy omezují šířku pásma analo-gového kanálu.

Obr. 4.29 SNR na vstupu zesilovače: I – převládá šum přijímače, II – šumí trasa.

Obr. 4.30 Šumová náhradní schémata a) rezistoru, b) fotodiody, c) zesilovače ( R – bezšumový odpor; RkTBi NR 42 = ; 22 rMPI = ; ( )2

12 2 rMPIMeBi Dx

NS += ∗+ ; Ri – bezšumový vstupní odpor; G – zisk bezšu-mového zesilovače).

Page 165: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

165

4.5.4 Přijímací obvody

Protože využitelná překlenutelná délka a přenosová kapacita trasy silně závisí na citlivosti a šumových vlastnostech detektorů, je nezbytné z těchto hledisek optimalizovat práci přijímacích obvodů. Optima-lizace získává na významu zejména v systémech s digitálním přenosem, které pracují v oblasti I prů-běhu SNR, viz Obr. 4.29. Zde se na formování SNR v oblasti malých detekovaných výkonů uplatní především konstantní šumová složka b ve jmenovateli (4 - 48). Tato složka, nezávislá na přijímaném výkonu omezuje teoreticky dosažitelný limit citlivosti přijímače. Její podstatnou část tvoří tepelný šum zatěžovacího odporu fotodetektoru. Ukazuje se, že variací zatěžovacího obvodu detektoru lze šumové poměry v přijímači do značné míry ovlivnit. Při návrhu vstupních obvodů přijímače pracujeme s šumovými náhradními schématy detektoru, rezistoru a zesilovače dle Obr. 4.30 a vycházíme ze sna-hy maximalizovat SNR dosažitelné v daném zapojení obvodů při splnění požadavků na zadanou šířku pásma nezbytnou pro zpracování detekovaných signálů.

Optický přijímač je často zapojován podle Obr. 4.31a v tzv. nízkoimpedanční konfiguraci. Para-zitní kapacita fotodiody a vstupu zesilovače Cp spolu s odporem Ra omezuje šířku pásma přijímače a ze zadané šířky pásma musí pro velikost zatěžovacího odporu Ra platit:

BCR pa 1≤⋅

(4 - 49)

Kde: B je zadaná šířka pásma.

Obr. 4.31 Typická zapojení detektoru v přijímači, a) nízkoimpedanční zapojení, b) vysokoimpedanční zapoje-ní, c) transimpedanční zapojení, d) napěťový přenos equalizeru.

Při dalším rozboru vycházejme z předpokladu, že nelze ovlivnit šumové složky v proudu fotodiody a soustřeďme se jen na vliv tepelného šumu zatěžovacího odporu. Pro poměr výkonu signálu k tomuto šumu platí:

kTBRPr

kTBRRI

UUSNR a

a

a

N 44

22

2222

2

22 ===

(4 - 50)

Zvyšování odporu Ra tedy vede ke zlepšování šumových poměrů, ale také ke snižování šířky pásma. Pro maximální hodnotu popta BCR 1= nabývá SNR hodnoty:

popt CkTB

PrSNR 2

22

2

4=

(4 - 51)

Page 166: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

166

Velikost odporu Raopt zde bývá nízká (pro 550=B Mhz a 5=pC pF je Ω= 350optaR ), a je tedy nízká i detektivita přijímače přepočtena na výstup zesilovače:

GRaPUD ap ⋅⋅== 20

Volba vysokého zatěžovacího odporu R vede ke zlepšení šumových poměrů, ke zvýšení detektivity přijímače, ale také ke zúžení šířky pásma. V případě, kdy optab RR > , viz. Obr. 4.31b, je nutno zapoje-ní doplnit o frekvenční equalizer, obvod, který svým zesílením vyrovnává pokles napěťového přenosu obvodů přijímače pro kmitočty BCRf pb ;1∈ , viz Obr. 4.31d. Obvody tohoto typu se však vyznaču-

jí potenciální nestabilitou. Jinou cestu ke zvyšování zatěžovacího odporu a detektivity přijímače ukazuje Obr. 4.31c. Zatě-

žovací odpor Rc zde tvoří větev záporné zpětné vazby zesilovače. Poměr výkonu signálu k šumu zatě-žovacího rezistoru Rc je zde:

( )

( )kTB

RPr

GGkTBR

GGRI

UUSNR c

c

c

N 41

4

1 22

2

2

2

2

222

2

2

22 =

+

+==

(4 - 52)

Časová konstanta integračního článku RC omezujícího šířku pásma na vstupu přijímače je zde dána parazitní kapacitou Cp a přepočítaným vstupním odporem zesilovače se zpětnou vazbou

( )GRR cc += 1 . Z požadované šířky pásma lze tedy stanovit:

poptc BC

GR +=

1

popt CkTB

GISNR 222 4

1+=

(4 - 53)

Pro 550=B Mhz, 5=pC pF, 10=G je Ω= k8,3optcR .

Vliv šumových proudů ve složce b rovnice (4 - 49) lze potlačit také použitím lavinové fotodiody ! Svou roli zde sehrává zesílení lavinové diody způsobené koeficientem multiplikace M. Je-li SNR vztažený k šumu temného proudu detektoru a k šumu transimpedanční zátěže pro fotodetektor PIN a

∞→G

cD

cPIN kTBReBI

RPrSNR42

222

2

+=

(4 - 54)

Pak pro stejnou konfiguraci s detektorem APD platí:

cDx

cAPD kTBRIeBM

MRPrSNR

42 1

2222

2

+= ∗+

(4 - 55)

Vidíme, že vnitřní zisk APD představovaný koeficientem M redukuje SNR jen tehdy, je-li šum temné-ho proudu malý proti termickému šumu zátěže. Začne-li převažovat, pak je u PIN a APD se stejnou plochou :

xPIN

APD MSNRSNR =

(4 - 56)

ituace je výhodnější pro detektor PIN. V každém uspořádání přijímače tedy existuje optimální M pro minimum SNR. Velikost M a APD lze řídit změnami závěrného napětí v pracovním bodu.

Page 167: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

167

4.5.5 Vysílací obvody

Na místě vysílacích prvků v optoelektronických přenosových systémech nacházíme jak rychlé lumi-niscenční diody, tak injekční lasery. Kromě optického šumu je v případě jednotlivých aplikací důležité časové chování optických zdrojů představované např. dobou trvání čela přechodové odezvy (rise time, fall time) ton, toff i linearita modulační wattamperové charakteristiky zdroje.

Relativně dlouhé časy ont , 5040 ÷=offt ns mají homostrukturní GaAs LED, které se tak hodí pro systémy s přenosovými rychlostmi do 5 Mbit/s. Šířka spektra těchto prvků na 900 nm je kolem 40 nm a výkon kolem 3 mW/100mA, takže jsou využitelné pro překlenutelné vzdálenosti do několika set metrů. Jejich předností před složitějšími konstrukcemi je značná linearita převodní W-A charakteristi-ky, která je nezbytná při přenosu analogových signálů. Představitelem těchto prvků je Siemens SFH 407, Tesla WK 164 05.

Použití rychlých heterostrukturních LED GaAlAs/GaAs (830 nm), InGaAsP/InP ) 1 300 nm) má svá specifika. Výkon těchto prvků je kolem 4 nW/100mA. Představitelé této skupiny jsou Siemens

Obr. 4.32 Charakteristiky DHS LED; a) srovnání převodních charakteristik, b) doby odezvy DHS diod

Tab. 4.3. Vlastnosti laserových diod. Parametr Gain guided LD Index guided LD

prahový proud 50 ÷ 120 10 ÷ 60 mA astigmatismus silný velmi slabý ---

citlivost na zpětnou vazbu

slabá

silná

---

strmost W-A charakte-ristiky

cca 0,25

cca 0,5

mW/mA

ss optický výkon 10 ÷ 20 10 ÷ 20 mW šířka spektra MM 1 ÷ 2 SM 0,1 ÷ 0,2 nm

ton , toff 0,5 – 1,5 0,1 ÷ 0,3 ns

Obr. 4.33 Změny vlastností optických zdrojů; a) se změnou teploty, b) stárnutím.

Page 168: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

168

SFH 404 (Burrus 830 nm), Tesla WK 164 03 (Stripe 830 nm). Typická převodní charakteristika DHS LED vykazuje značnou nelinearitu, která, jak ukazuje Obr. 4.32, omezuje použití těchto prvků v analogových systémech. Obr. 4.32b ukazuje závislost doby odezvy diody na hodnotě amplitudy osamocených proudových impulsů. Z ní je vidět, že při použití v digitálních přenosových systémech je třeba ke zkrácení odezvy provozovat diodu v pracovním bodě daném stejnosměrným klidovým prou-dem velikosti cca 0,1 Imax . Protože prahové napětí GaAs i GaAlAs diod je asi 1,35 V a jejich sériový odpor asi Ω5 , je při proudu 100 mA hodnota napětí na diodě 9,185,1 ÷=FU V. Z těchto hodnot je nutno vycházet při realizaci napájecích a budících obvodů.

Injekční lasery používané v přenosových systémech je možno rozdělit do dvou skupin – lasery s proudově vytvořeným vlnovodem (GLD) a lasery se strukturálně vytvořeným vlnovodem (ILD). V první skupině jsou konstrukce, kde páskový vlnovod v aktivní vrstvě je z boku omezen poklesem proudové hustoty proudu procházejícího prvkem. Druhou skupinu tvoří konstrukce s laterálně defino-vaným indexem lomu či efektivním indexem lomu v aktivní vrstvě. Hlavní rozdíly ve vlastnostech prvků z jednotlivých skupin ukazuje tabulka Tab. 4.3.

Závažným faktorem, který ovlivňuje činnost vysílacích prvků, je stárnutí a vlivy teploty. Půso-bení těchto činitelů ukazuje Obr. 4.33. Vysílací obvody musí při své práci kompenzovat vlivy stárnutí i vlivy teploty na činnost vysílacího prvku, LED či LD. Musí také vysílací prvek udržovat v optimálním pracovním bodě definovaném jistým ss klidovým proudem pro zkrácení doby odezvy apod. V obvodech pro napájení a buzení LED a LD se obvykle samostatným proudovým zdrojem zajišťuje nastavení klidového proudu a samostatným proudovým zdrojem se zajišťuje vlastní signálo-vé buzení. V případě použití LD je obvyklé monitorování výkonu LD vedoucí k posuvu klidového proudu diody s cílem stabilizovat při konstantním signálovém buzení výkon diody měnící se vlivem stárnutí či vlivem teploty. Princip řízení a napájení diody ukazuje Obr. 4.34a. V systémech s nejvyššími rychlostmi přenosu a s největšími překlenutelnými vzdálenostmi jsou vysílací obvody s optickou stabilizací doplněny ještě chlazením vysílacího čipu pomocí Peltierova článku a stabilizací teploty - viz Obr. 4.34b.

Obr. 4.34 Obvody optických vysílačů; a) principiální schéma obvodů monitorování optického výkonu zdroje a stabilizace špičkového impulsního výkonu vysílače; b) blokové schéma řešení hybridního optického vysílače se stabilizací teploty a chlazením.

4.6 Metody sdružování signálů v optoelektronických přenosových systémech

Jak vyplývá z předchozího, optické záření s vlnovou délkou kolem mµ1 , čemuž odpovídá frekvence 300=f THz, umožňuje přenášet nosné vlny, které mohou být modulovány signály v případě systémů

Page 169: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

169

s gradientními vlákny se šířkou pásma v řádu několika set Mhz, při užití jednomodových vláken s šířkou pásma do několika GHz.

Šířku pásma takových přenosových kanálů neomezují jen vlnovody ale také, jak bylo ukázáno, i optické zdroje a detektory. Většinou je však šíře pásma zdrojových signálů podstatně menší než šířka přenosových kanálů. Dále je známo, že křemenné vlnovody poskytují pro přenos signálů tři vlnová okna, v nichž útlum a šířka pásma kanálů mají příznivé velikosti. Vlnová šířka každého okna je více než 100m, to odpovídá frekvenčnímu pásmo 30THz. Existují tedy možnosti dále efektivně rozšířit kapacitu přenosu vláken a využít získanou kapacitu pro přenos mnoha zdrojových signálů jedinou přenosovou cestou.

Existují tři v základě odlišné způsoby, jak současně přenášet několik nezávislých elektrických signálů optickou trasou. První z nich využívá systém optických vláken, z nichž každé přísluší jediné-mu signálu, viz Obr. 4.35a. Tento způsob označujeme jako vláknový multiplex. Elektrický způsob multiplexování, viz Obr. 4.35b, dovoluje časové a frekvenční sdružování signálů. Optické trasy umož-ňují ještě tzv. vlnový multiplex, kdy jsou jednotlivé signály přenášeny namodulované na samostatné optické nosné vlny, viz Obr. 4.35c. Vlnové multiplexory a demultiplexory umožňují v oknu 850 mm sdružit 3 nosné vlny, v oknu 1300 mm 12 a v pásmu 1550 nm cca 8 nosných vln. Reálné systémy vyu-žívají často kombinace všech tří zmíněných způsobů. Vlnový multiplex umožňuje i realizaci směrové-ho sdružování signálů, tedy přenosu dvou protisměrných signálů po jediném vlákně viz Obr. 4.35d.

Obr. 4.35 Metody sdružování signálů v optických přenosových trasách; a) vláknový multiplex, b) elektrický časový a frekvenční multiplex, c) vlnový multiplex, d) vlnový směrový multiplexu.

Page 170: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

170

Základem konstrukce směrového multiplexu jsou směrové odbočnice Y. Průnik rušivých signálů z ramene 1 do ramene 2 je zde cca 14 dB. Odstup rušivých signálů na přijímači však roste až ke 40 dB využitím selektivní citlivosti přijímacích prvků a odlišných vlnových délek nosných vln pro oba smě-ry.

4.7 Lokální optické sítě

Jednou z nejvýznamnějších aplikací optoelektroniky v průmyslu je použití optických přenosových řetězců pro výstavbu lokálních datových sítí (LAN). Lan bývají stručně označovány jako komunikační prostředky zajišťující efektivní výměnu informací datového charakteru mezi prvky omezené, místně lokalizované množiny účastníků, mající příbuzný či stejný charakter a společné určení. Zprostředko-vání přenosu zpráv mezi účastníky vychází v LAN většinou z principu sekvenčního sdílení přenoso-vého kanálu společného všem účastníkům sítě. Způsob sdílení kanálu ovlivní především topologie sítě. Je při tom nutno volit vhodnou metodu přístupu účastníků ke komunikačnímu kanálu a zabývat se způsobem řízení komunikace v síti.

Řízení komunikace mezi jednotlivými stanicemi v síti probíhá podle určitých pravidel, která jsou do určité míry ovlivňována uvažovanou aplikací sítě. Jedním z těchto pravidel, které v lokálním sítích výrazně ovlivňuje informační propustnost sítě a dobu přenosu zprávy sítí je pravidlo, kterým se řídí přidělování kapacity přenosových prostředků jednotlivým stanicím, tedy řídí jejich přístup k přenosovým prostředkům. Proto se tyto pravidla nazývají metody přístupu, resp. přístupové metody.

Přístupové metody lze rozdělit podle doby čekání stanice než vyšle zprávu na stanice determi-nistické a stochastické. Deterministické přístupové metody zaručují při bezporuchovém provozu vy-slání zprávy v určitém časovém intervalu. Stochastické metody tento interval nezaručují. V literatuře je popsáno mnoho různých přístupových metod a jejich modifikací.

Jedna z nejrozšířenějších přístupových metod je stochastická přístupová metoda CSMA (Carrier Sense Multiple Access). Tato přístupová metoda byla použita poprvé v radiové počítačové síti ALO-HA na Havajských ostrovech. Přístupová metoda spočívá v tom, že právo vysílat má každá stanice, pokud nevysílá jiná stanice. To znamená, že stanice, která má připravenu zpráv k vysílání, ji může odvysílat, jestliže nezjistí přítomnost nosného kmitočtu v určeném kmitočtovém pásmu.

V lokálních datových sítích se tato poněkud modifikovaná přístupová metoda používá s výhodou v pasivních sítích, kde prostředí pro šíření signálu je realizováno například pasivní hvězdou či sběrnicí. Při této metodě stanice, která má vyslat zprávu na sběrnici, nejprve zjistí, zda jiná stanice nevysílá. Pokud stanice zjistí na síti klid, začne vysílat tzv. ohlašovací posloupnost. Doba vysílání této posloupnosti se skládá z dvojnásobku doby šíření signálu sítí a z doby potřebné pro reakci elektronic-kých obvodů na případnou kolizi. Pokud nenastane kolize ani v této době, stanice odvysílán zprávu. Pokud kolize nastane, stanice, jejichž zprávy kolidovaly, vyšlou krátkou posloupnost, kterou upozorní ostatní stanice, že došlo ke kolizi. Pak se stanice odmlčí na náhodně danou dobu. Doba je náhodně určena proto, aby při opětovném pokusu vyslat zprávu nedošlo ke kolizi stejných stanic. Metoda se nazývá CSMA/CS – Carrier Sense Multiple Access with Collision Detection.

Druhou velmi rozšířenou přístupovou metodou je metoda využívající k řízení přístupu stanice k síti předávání tzv. řídícího znamení (v anglosaské literatuře označováno pojmem "token" a metoda se nazývá "token passing"). Princip řízení přístupu stanice k síti spočívá v tom, že každá stanice, která obdrží "token", má právo vysílat tím, že přemění "token" na informační rámec, v němž předá do sítě adresovanou zprávu. Po odvysílání všech připravených paketů, nejpozději však do uplynutí určité doby specifikované v popisu přístupové metody, předá vysílající stanice "token" další stanici. Pokud je předávaný "token" doplněn adresou stanice , která jej má přijmout, jde o přístupovou metodu s adresným předáváním řídícího znamení. Tato metoda se používá zejména ve sběrnicových sítích a je standardizována v ISO pod DIS 8802.4 a v IEC v normě PROWAY A,B,C. Pokud není předávaný "token" doplněn adresou stanice, pro kterou je určen, nazývá se přístupová metoda metodou s neadresným předáváním řídícího znamení. Stanice, která může "token" přijmout , je určena buď prioritou zpráv nebo fyzickým pořadím v síti (například u kruhové sítě následující stanice). Tato pří-stupová metoda je rozpracována v standartu ISO DIS 8802.5.

V takové síti tedy existují dva základní formáty oběhu informačních posloupností: 1. Formát TOKEN SD AC ED 2. Formát RÁMEC (FRAME) SD AC FC DA A INFO ED FS

Page 171: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

171

Kde: SD je startovací oddělovač (1 oktet), AC je posloupnost řízení přístupu, obsahuje bity priority, token bit, monior bit a bity rezervace priority ( 1 oktet), ED je koncový oddělovač ( 1 oktet), FC je řízení rámce, obsahuje bity typu rámce a řídící bity (1 oktet), DA, SA je cílová adresa, zdrojová adresa

a) 2 oktety -jen adresa účastníka v kruhu (individuální, skupinová). b) 4 oktety –2 oktety adresy lokálního kruhu, 2 oktety adresy účastníka

v kruhu. INFO je může obsahovat m÷0 oktetů, má omezenou dobu trvání, pole je roz-členěno do podvektorů stanovících délku pole, identifikaci a určení pole a informační zprávy, FS je stavové slovo rámce, má bity rozpoznání adresy a kopírovaného rámce ( 1 oktet).

Posloupnosti v rámci jsou kódově zabezpečeny pomocí tzv. kontrolní sekvence rámce. Přístupové metody typu "token passing" se využívají s výhodou v systémech určených pro říze-

ní technologických procesů. Přístupové metody tohoto typu zaručují, že stanice má možnost v případě bezporuchového provozu sítě vyslat zprávu během definovaného časového intervalu.

Třetí skupinou jsou protokoly s časovým přidělováním sítě stanici nebo také s časovým předě-lováním rámců. Bývají implementovány do sériových topologií. Je u nich důležitá řídící stanice, tzv. monitor, která časové úseky nebo segmenty generuje, a jednotlivé stanice je potom podle určitého klíče obsazují svými informačními bloky, tzv. minipakety. Ty se po průchodu sítí vracejí k vysílací stanici, která segment uvolní pro další zájemce o přenos. Typickým představitelem těchto protokolů je kruhová síť Cambridge Ring. Formát jednoho segmentu pro přenos zpráv ukazuje Obr. 4.36a. Obsa-zovací bit segmentu modifikuje stanice, která segment vyplňuje minipaketem. Tatáž stanice po prů-chodu minipaketu kruhem segment uvolní a vrátí obsazovací bit.

Bit monitoru modifikuje monitorovací stanice pokud přes ni prochází plný segment. Při druhém průchodu tohoto segmentu přes monitor s modifikovaným monitor-bitem monitor pozná, že segment nebyl vyprázdněn vysílací stanicí a vyprázdní segment sám. Adresát při příjmu zprávy modifikuje bity odpovědi v minipaketu podle způsobu jak se zprávou naložil.

Čtvrtou skupinu tvoří vlastně jediný protokol a to s vkládáním registrů. Lze ho použít pouze pro prstencovou nebo smyčkovou síť. Každá stanice je vybavena dvěma posuvnými registry viz Obr. 4.36b. Komunikace probíhá přes poslední bit prvního registru. Tento registr připojí na vysílací směr a data, která přicházejí z přijímacího směru, ukládá do prvního registru. Před vysíláním musí porovnat délku zprávy v prvním registru a počet volných bitů v druhém registru, aby se přijímané bity neztrati-ly. Jakmile stanice přijme z kruhu zprávu, která je jí adresována, přijme ji do prvního registru a z kruhu ji vyjme.

Obr. 4.36 a) struktura segmentu Cambridge Ring, b) síť s vkládáním registrů.

Page 172: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

172

4.7.2 Přenosové medium a struktury sítě

V nárocích na vlastnosti lokálních datových sítí pro komunikaci ve výrobních či technologických or-ganismech většinou nenacházíme požadavky na extrémní přenosové rychlosti. Jen ojediněle se v provozu objevují komunikační prostředky s rychlostí přenosu vyšší než 5 Mb/s, těmto požadavkům vyhoví většina klasických přenosových médií včetně symetrického vedení (twisted pair) a koaxiálního vodiče. Jinak je tomu s požadavkem odolnosti přenosových cest proti průmyslovému rušení, proti vlivům rázových a magnetických polí, indukovaných napětí či zemních proudů a s požadavkem odol-nosti proti chemické, klimatické i radiační agresivitě provozního průmyslového prostředí. Možnost galvanického oddělení jednotlivých prvků sítě, rezistenci vůči elektromagnetickému rušení, korozním a abrasivním vlivům i částečnou odolnost proti vlivům Röentgenova a γ – záření poskytují v realizaci přenosových cest LAN především optické vláknové vlnovody.

V oblasti produkce optických vláknových vlnovodů je nabídka vlnovodů určených pro průmys-lové aplikace soustředěna na celoskleněná stepindexová vlákna s velkým průměrem jádra a velkou numerickou aperturou. Oba tyto parametry jsou důležité pro relativně snadné dosažení kvalitních pev-ných i rozebíratelných spojů vláken s nenáročnou manipulovatelností a účinné vazby zářivé energie z velkoplošných zdrojů záření do vlákny, byť i na úkor dosahovaných hodnot útlumu a šířky pásma takových vláken. Typické rozměry používaných vláken ve strukturách optických LAN jsou

mµ140100 a 3,0=NA což odpovídá akceptančnímu úhlu kolem 17˚. Útlumy těchto vlnovodů bývají pro vlnovou délku světla 850 nm menší než 10 dB/km a šířka pásma dosahuje zpravidla 100 Mhz.km. Okrajově jsou používány i vlákna typu PCS a HCS s plastovým pláštěm a homogenním skleněným jádrem s rozměry mµ380200 i většími, 3,0=NA , s útlumy přes 20 dB/km a šířkou pásma menší než 50 Mhz.km, jejichž nedostatky jsou soustředěny především do oblasti konektorových spojů.

Struktura LAN je většinou uzpůsobena aplikaci sítě. Pod pojmem aktivní struktura se rozumí taková struktura, kde jsou mezi dvěma stanicemi umístěny zesilovače nebo opakovače signálu. Pod pojmem pasivní struktura se rozumí struktura, která neobsahuje žádné aktivní prvky v cestě signálu mezi libovolnými dvěma stanicemi.

Obr. 4.37 Pasivní sběrnicová síť; a) obousměrná sběrnice, b) jednosměrná smyčka.

Page 173: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

173

Paralelní struktury v průmyslových sítích využívají adresovou metodu předávání řízení. K základním topologiím, které jsou zde využívány, patří struktura typu pasivní obousměrné sběrnice, známá zejména ze sítí s koaxiálními kabely. Ve variabilitě s optickými vláknovými vlnovody, kde nelze realizovat optickou obdobu tzv. vysokoohmových odboček, využívaných v technice metalických vedení, je realizace optických vazebních členů založena na aplikaci symetrických i nesymetrických směrových odbočnic typu Y, T a X ve vláknovém či planárním provedení. Topologii této sítě ukazuje Obr. 4.37a. Vazební člen T má v této struktuře zajistit efektivní vyvázání definované části výkonu symetricky z obou směrů toku záření ve sběrnici do staničního ramene 3, a zajistit rovnoměrné rozdě-lení výkonu vycházejícího ze stanice do obou sběrnicových ramen 1 a 2. Asymetrická odbočnice typu Y má zabezpečit v této struktuře maximální přenos výkonu ze společného ramene 1 do ramene přijí-mače 2 a stejně tak maximální přenos výkonu z ramene vysílače 3 do společného ramene 1. Rozptylo-vé matice popisující vlastnosti symetrického T a nesymetrického Y členu, mají tvar:

YRYY

YTRX

YYYR

Y

TTRT

TTRTR

TTTR

T

ppppppppp

Pppppppppp

P

2331

2321

1312

1331

13

1321

==

(4 - 57)

Snahou při konstrukci těchto prvků je redukovat neúčinné výkonové ztráty při vazbách energie a při-blížit se k limitním hodnotám rozptylových parametrů pro idealizované vazební členy, které lze stano-vit jako:

( )0,131 ∈Tp

3121 1 TT pp −=

0=TRp

5,013 =Tp 03123 === YYYR ppp 12113 == YY pp

(4 - 58)

V jednotlivých konstrukcích nesymetrických Y a vazebních T členů se dosahované velikosti rozptylo-vých prvků vyjádřené v decibelové míře ( ) pdBp log10−= pohybují kolem 14>= YRTR pp dB,

413 =Tp dB, ( )15;7,03131 ∈= TY pp dB, ( )[ ]5,11log10 132121 +−−== TTY ppp dB, 7,013 =Yp dB, 4023 >Yp dB, když vazební poměr 2131 pps = je u Y i T členů může pohybovat od hodnot 0,03 do

30. Nevýhodou sběrnicové struktury je to, že stanice v ní mají vzájemně nerovnocenné postavení

z hlediska vložného útlumu při přenosech od účastníka k účastníku. Vložný útlum B mezi dvěma ak-tivními stanicemi na sběrnici s k přípojkami je, při uvážení konstantních maximálních délek 1max pře-nosového média mezi staničními vazebními členy s měrným útlumem 1α a při zanedbání útlumu mé-dia staničního ramene

( ) ( ) ( ) ( ) ( )( ) ( ) ( )klY

TYTT

klkpppppkB

121log10log10log10log10log102

max13

31211321

++−+−−−−−−−=

(4 - 59)

Kde: kα je útlum konektorů či spojek přenosových sekcí s vazebními členy.

Vyčíslením útlumu pro idealizované vazební členy a jeho variací vzhledem k vazebnímu činiteli pT31

odtud zjišťujeme, že pro každé ∞∈ ,2k je právě při:

11

31 −=

kpT

a 12

12 −+

=kkpT

(4 - 60)

hodnota B minimální

Zjednodušení předchozí struktury vyloučením obousměrného přenosu signálu v optickém přenosovém médiu vede ke sběrnicové struktuře typu jednosměrné smyčky, viz Obr. 4.37. Vazební členy této struktury tvoří nesymetrické Y odbočnice, jejichž úkolem je zajistit bezeztrátové přivedení výkonu vysílače do optického traktu smyčky a vyvázání definované části optického výkonu z traktu do ramene přijímače.

Page 174: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

174

Vlastnosti reálných vazebních členů se v této struktuře mají blížit idealizovanému stavu, kdy:

031 == YYR pp

12321 == YY pp

( )1,032 ∈Yp

3212 1 YY pp −=

Vložný útlum mezi dvěma aktivními stanicemi této struktury s k účastníky je možno při předpokladu, že délky přenosových cest mezi stanicemi právě dosahují zvoleného maxima Lmax:

( )( ) ( ) klYY

YY

klkpkpkppB

αα 432log101log102log10log10

max3221

3223

+−+⋅−−⋅⋅−−−−=

(4 - 61)

Minimum tohoto útlumu je při

kp optY

132 =

k

kp optY1

12−

=

(4 - 62)

Z Obr. 4.37b je zřejmé, že porucha v přenosovém traktu kteréhokoliv staničního ramene obou sběrni-cových struktur nebo výpadek funkce stanice nevede k ohrožení komunikace mezi ostatními účastníky v síti. Porucha přenosového traktu v úsecích spojujících účastnické přípojky, tedy ve společných vět-vích sběrnice, vede u obousměrné sběrnice k rozdělení sítě do autonomních částí v nichž může proto-kol po rekonfiguraci obnovit spojení mezi účastníky. Tatáž porucha v síti se smyčkovou strukturou způsobí rozpad sítě na fragmenty, z nichž jen ve fragmentu s propojením řetězce vysílačů s řetězcem přijímačů, v Obr. 4.37b označen a, lze obnovit komunikaci.

Obr. 4.38 Síť s hvězdicovou topologií, a) jednosměrná, b) obousměrná.

Oblíbenou paralelní strukturou pro průmyslové LAN je pasivní hvězda s jednosměrným i obou-směrným přenosem ve staničních ramenech, viz Obr. 4.38, vznikající degenerací odpovídajících sběr-nicových struktur sdružením vazebních uzlů na sběrnici do jediného bodu a náhradou sběrnicových vazebních členů T a Y jediným buď koncovým nebo průchozím hvězdicovým vazebním členem Sk a Sp. Koncový hvězdicový vazební člen dělí s co nejmenšími ztrátami optický výkon přicházející z některého ramene rovnoměrně do všech výstupů. Je tedy žádoucí, aby v jeho rozptylové matici:

SK

kkk

k

Ppp

pp=

K

MM

L

1

111

(4 - 63)

Kde jsou všechny prvky k

pij1

= ; pro ki ,1∈∀ a kj ,1∈ .

Dosahované hodnoty jsou 14=ijp dB, 31log10 +−=k

pij dB, pro 30=k 19=ijp dB. Vložný útlum

trasy mezi libovolnými dvěma stanicemi hvězdy s obousměrným přenosem lze tedy vyjádřit vztahem:

( ) ( )2113max log10log1062 YYkl pplB −−+= αα

(4 - 64)

Page 175: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

175

Obr. 4.39 Kruhová topologie, a) aktivní, b) s pasivním přemostěním.

Ve hvězdě s jednosměrným přenosem v ramenech je koncový S člen nahrazen průchozím hvězdico-vým vazebním členem Sp.

Ze vztahů (4 - 59),(4 - 61) a (4 - 64) je zřejmé, že systémová minimální možná hranice přenoso-vého útlumu B dosahovaného v jednotlivých typech dosud analyzovaných v síti při přenosech mezi "nejvzdálenějšími" stanicemi vykazuje nejpříznivější průběh u sítě a pasivní hvězdicovou strukturou. Obr. 4.38 naznačuje, že komunikace v hvězdicové struktuře bude rezistentní vůči přerušení přenoso-vého traktu a výpadku práce stanice.

V paralelních topologiích sítí není časté užití aktivních struktur, v sériových strukturách signál prochází od stanice ke stanici tak, že postupně projde všemi stanicemi v síti, stanice přejímají úlohu opakovačů signálu. Protokoly používané v těchto sítích jsou založeny na neadresném předávání řízení provozu. Tyto struktury jsou svou podstatou vždy aktivní. Jejich představitelem je kruhová topologie. V základním provedení, viz Obr. 4.39, je komunikace v síti závislá na správné funkci každé stanice a na bezchybnosti všech segmentů přenosového traktu kruhu. Při výpadku kterékoliv stanice se přeruší sériové propojení stanic a komunikace se rozpadá. Oblíbenou možností je připojení stanice ke kruhu pomocí optického přepínače, tzv. optického relé, které umožní řízení vřazení stanice do kruhu či její vyřazení z kruhu a přemostění pasivní cestou. Ovládání vřazení či vyřazení stanice je obvykle řízeno stanicí samou, přičemž přerušení staničního ramene s ovládacími vodiči relé či výpadek napájení uzlu vede k přemostění stanice automaticky. Při současném přemostění k sousedních stanic vznikne pasivní segment, jehož celkový útlum B je dán:

( ) ( ) krvl kppklkB αα 3log102log101 max ++⋅−⋅−+=

Kde pv a pr jsou maticové prvky rozptylových matic relé pro oba jeho stavy, jejichž tvar je:

rN

siiv

isii

iisi

viis

rI

srii

rsii

iisr

iirs

P

pppppppppppppppp

P

pppppppppppppppp

==

Kde u idealizovaného prvku 0→= si pp , 1→= vr pp . U elektromechanických relé, tzv. mo-

ving relays, je teoretická mez hodnot pr a pv kolem 0,35 dB. V opakované produkci je dosahováno 3,1== vr pp dB, 19=sp dB a 40=ip dB. Princip elektromagnetického jazýčkového relé. Kromě této

Page 176: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

176

konstrukce existují i planární vlnovodová řešení přepínačů založená zejména na využití elektrooptické změny indexu lomu sekcí ve vlnovodných strukturách. Příklady konstrukcí vláknových Y, T, X a H členů ukazuje Obr. 4.40.

4.8 Širokopásmové přenosové systémy

Při přenosu telekomunikačních signálů se frontálně přechází k digitální technice. Ta je mimo jiné nej-vhodnější při využití optoelektronických přenosových řetězců. Digitalizovaná telefonie je pak přená-šena prostřednictvím pulsně kódové modulace (PCM). Pro digitální přenos hovorových signálů se v evropských telekomunikačních systémech využívá základní signálová jednotka – tzv. sdružený sig-nál PCM 1. řádu, který časovým multiplexem sdružuje třicet hovorových a dva servisní digitální kaná-ly 64 Kbit/s. Další časové sdružování těchto jednotek podle CCITT ukazuje Obr. 4.42.

Optické systémy pro přenos v PCM 2. a 3. řádu využívají na místě optického kódu kód NRZ nebo MCMI. Na vysílací straně jsou využívány GaA1As GLD i IRED pracující v pásmu 880840 ÷ nm s navázaným výkonem do vlákna kolem 0 dBm. Vysílací moduly těchto systémů mají strukturu uká-zanou na Obr. 4.34. Vlnovodný trakt tvoří GI vlnovody 50/125. Strukturu přijímacích obvodů konco-

Obr. 4.40 Vláknové vazební členy; a) struktura T, b) lepený X, c) bikónický X, d) X s čelním stykem, e) lepe-ný Y, f) nesymetrický Y, g) lepený H

Page 177: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

177

vých stanic a retranslátorů ukazuje Obr. 4.41. Jako přijímací prvek je často pro možnost řízení zisku užívána APD. Pro -1010BER = je její vstupní citlivost pro používané šířky pásma kolen 54 dBm. Změnu zisku lze zabezpečit změnou napájecího napětí. Zisk APD je tak možno měnit v rozmezí až 15 dB. Systémy 34 a 140 Mbit/s často pracují s kódy 5B/6B, objevují se tu jenomodová vlákna a práce na vlnové délce 1300 nm, Práce na 1300nm či 1550 nm a IGLD jsou pravidlem pro systémy s přenosem PCM 5. řádu a výše. Jako detekční prvky se stále větší oblibě těší integrované detektory PIN – PET, pomocí kterých jsou realizovány transimpedanční zesilovače s kaskádou PET – bipolární tranzistor. Příklad systémových parametrů přenosových systémů Siemens ukazuje tabulka Tab. 4.4.

Vedle typicky telekomunikačních systémů vznikají také tzv. digitální integrované sítě (Integra-ted Services Digital Network – ISDN). Jsou to systémy sdružující širokopásmové a úzkopásmové služby do jediného obousměrného kanálu, přičemž účastníci sítě mohou být signálově vzájemně pro-pojováni v centrálních uzlech nebo mohou využívat ústředně nabízené signálové služby. Tedy systém zajišťuje přenos telefonních přenosových signálů včetně telex, telefax, i videotelefonního propojení účastníků a zaručuje současně distribuci digitálních rozhlasových signálů, videosignálů a televize. Kmitočtový a signálový plán sítě BIGFON (NSR), která je jedním z představitelů provozně nasaze-ných ISDN ukazuje Obr. 4.43.

Uživatel této sítě má v oblasti úzkopásmových signálů k dispozici 16 kanálů 64 kbit/s,z nichž každý je doplněn o kanál 8 kbit/s pro signalizaci a o další 8 kbit/s kanál tvořící rezervu pro budoucí užití. Tyto kanály může účastník použít pro libovolnou digitální nebo digitalizovanou úzkopásmovou službu, jako digitální telefon, teletex, telefax, datex, videotex, výběr programů, komunikace s databankou…. K těmto signálům jsou přidruženy 4 stereofonní digitální zvukové kanály, jimiž může účastník získávat čtyři nezávislé zvukové programy z centrálního uzlu podle své volby z nabídky pro-gramů. Kapacita každého ze zvukových kanálů je 2 x 448 kbit/s.

Obr. 4.41 Struktura přijímacích obvodů širokopásmových systémů.

Doplněním těchto úzkopásmových služeb o další blok 2,048 kbit/s. Síť dále umožní účastníkovi využít čtyři nezávislé širokopásmové kanály pro obrazové televizní signály. Digitální kanál PAL, SE-CAM televizního signálu má přenosovou rychlost normovánu na 146,43Mbit/s a jeho redukce je mož-ná jen nákladnými technickými prostředky. Přenos čtyř takových kanálů by vedl k celkové rychlosti přenosu převyšující 580 Mbit/s a spolu s úzkopásmovými službami by vyžadoval šíři pásma 600 MHz. Takový systém je blízko mezí v současnosti nasazovaných zařízení a jeho použití pro každého účast-níka je tedy problematické.

Proto je obrazový signál přenášen v prvním stupni frekvenčně namodulovaný na elektrickou nosnou s širokopásmovou FM, 12=∆ω Mhz, a ve druhém stupni je použita IM na optickou nosnou. Při odstupu elektrických nosných 40 Mhz, tyto čtyři širokopásmové signály zaberou šířku pásma cca 170 Mhz. Kterýkoliv z videokanálů je možno použít pro videotelefonní signál, přenos obrazových dokumentů nebo pro distribuci zvoleného televizního programu či signálu videotext, teletext. Systém využívá přenos s GI vláknem a LD na vlnové délce 850 a 1 300 nm ve vlnovém směrovém multiplexu. V síti BIGFON umožňuje číslicová telefonní ústředna účastníkovi používání nových služeb, jako zob-razení čísla volaného účastníka, automatické převádění hovorů v době nepřítomnosti, cílovou číselnici apod.

Page 178: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

178

Tab.

4.4

. Kon

stru

kční

cha

rakt

eris

tiky

tele

kom

unik

ační

ch pře

noso

vých

syst

émů

pro

8, 3

4, 1

40 a

565

Mbi

t/s fy

Sie

men

s. Př

enos

ová

rych

lost

Přen

osov

á ry

chlo

st

565

Mbi

t/s

Opt

ický

vln

ovod

Opt

ický

vln

ovod

SM SM SM

Vlno

vá d

élka

nm

Vlno

vá d

élka

nm

850

1300

1300

1300

Opt

ický

vys

ílač

Opt

ický

vys

ílač

IRED LD IRED LD LD IRED LD LD IRED LD LD LD

Vysí

laný

výk

on d

Bm

Vysí

laný

výk

on d

Bm

-16 -2 -17 -2 -3 -19 -3 -4 -20 -3 -4 -4

Přijí

man

ý vý

kon

pro

BER

= 1

0

Přijí

man

ý vý

kon

pro

BER

= 1

0-10

-52

-47

-40

-40

-43

-35

Vlák

nová

dis

perz

e ns

/km

Vlák

nová

dis

perz

e ns

/km

1500 50 12 3,5

Opt

ické

kon

ekto

ry (2

) dB

Opt

ické

kon

ekto

ry (2

) dB

4 4 4

Syst

émov

ý út

lum

dB

Syst

émov

ý út

lum

dB

37 51 29 44 46 25 41 39 17 34 35 27

1500

3 320

0

500

840/

880

1300

1300

-56

-47

-49

1300

200

3

8 M

bit/s

34 M

bit/s

140

Mbi

t/s

GI

GI

GI

O

br. 4

.42

Sdru

žené

sign

ály

podl

e C

CIT

T.

Page 179: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

179

Obr. 4.43 Kmitočtový plán signálu sítě BIGFON.

Základním přístrojem u účastníka je číslicový telefonní přístroj s tlačítkovou volbou, funkčními tlačítky a displejem. Tlačítky si účastník zajišťuje telefonní služby. K telefonnímu přístroji je možné připojit zařízení pro přenosy textů, dat a obrazového přenosu textů na tento úzkopásmový přívod.

Na systém BIGFON se připojují dnes na trhu běžné stereofonní rozhlasové přijímače přes adap-tér. Tento adaptér obsahuje stereodekodér, volič programů a síťovou část.

Televizní přijímače s dnes již běžným dálkovým ovládáním pomocí infračerveného přenosu bu-dou v pokusném provozu systému BIGFON po úpravě sloužit účastníkům i pro účely videotelefonního přenosu a přenosu textů na obrazovku.

Datové vláknové systémy

Přirozená imunita dielektrického světlovodu proti účinkům elektromagnetické indukce a jím vyvola-ného rušení, nemožnost odposlechu, odolnost proti vlivům ionizujícího záření a konečně nižší váha kabelů – to jsou důvody, proč se v řadě případů uplatní telekomunikační systémy v letadlech, vojen-ských i civilních zařízeních, počítačích i jinde.

Datový spoj vyu-žívá optického světlovo-du pro přenos analogo-vých či digitálních sig-nálů s rychlostmi do

4010 ÷ Mbit/s na vzdá-lenosti 100010 ÷ m. Je používán k přenosu dat

v prostředí s elektromagnetickým

rušením i v prostředí chemicky agresivním a vlhkém. Vysílačem sys-tému bývá DHS LED, SLED či LD GaAlAs-

Obr. 4.44 Schéma, průběhy vstupních a výstupních veličin datového spoje.

Page 180: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

180

GaAs pracující na vlně m85,0 µλ = s výkony navázanými do vlákna od W20010 µ÷ . Jako přenoso-vé prostředí slouží mnohamodové stepindexové vlákno typu PCS nebo SCS s útlumem pod 10dB/km a disperzí menší než 20 ns/km. V přijímači je běžně užívána PIN fotodioda, nejrychlejší verze využívají fotodetektoru APD. Vysílací a přijímací moduly obsahující vedle aktivních optoelektronických prvků ještě budící a podpůrné elektronické obvody jsou většinou zakončeny optickými konektory pro připo-jení světlovodného kabelu.

Československým výrobkem tohoto typu je prototyp modulů digitálního optického spoje WK 164 41 – vysílač a WK 164 42 – přijímač (DHS LED – APD Si). Spojovací modul tvoří jednovlákno-vý kabel s vláknem PCS 200/120, 27,0=NA , s útlumem 20dB/km zakončený konektory TY 625 000 Tesly Jihlava. Maximální délka kabelů činí 1000m. Je obdobou systému HFBR 3000 fy H-P, který využívá stepindexového mnohamodového vlákna SCS 120/50. Digitální signál je oběma systémy možno přenášet jednak dvojúrovňově, tak, že vysílač plní funkci opakovače signálu, jednak je zajištěn přenos trojúrovňový, krátkými (asi 60ns) impulsy nahoru či dolů od střední hodnoty přenášejícími logické úrovně elektrického signálu na vstupu systému v taktovacím intervalu až 100ns. Při přenosu signálu na tyto malé délky zpravidla přenosovou rychlost neovlivňuje útlum signálu na trase (nepřevy-šuje 20 dB ve vláknu, 32 ÷ dB na konektorech, 10 dB na vazbách zdroj-vlákno a vlákno-detektor), omezení způsobuje vidová disperze vlákna, 15=D ns/km. Proto je neúčelné využívat rychlejších zdrojů či citlivějších detektorů. Lze říci, že datové systémy jsou v počátcích průmyslového rozvoje, avšak podstatně blíže k provoznímu nasazení než špičková zařízení dálkových telekomunikací

Telekomunikační vláknové systémy

Jsou určeny k přenosu digitálních signálů v časovém i barevném multiplexu s přenosovou rychlostí jedné impulsně modulované nos-né od 100 do 2000 Mbit/s na vzdálenosti 100010 ÷ km Jako zdrojů je možno využít rychlé jednomodové LD GaAlAs-GaAs či InP-GaAsInP s výkony kolem 10 mW na vlnových délkách

m6,185,0 µλ ÷= , nebo i YAG: Nd3+ opticky čerpané lasery. Jako přenosové medium jsou používá-na mnohomodová gradientní vlákna (velký navázaný výkon, přijatelná disperze 1=D ns/km) nebo jednomodová stepindexová vlákna (extrémně nízká disperze i útlum, malý navázaný výkon do plochy apertury).

Fotodetektorem bývá rychlá PIN dioda nebo APD či heterostrukturní dioda. Ke spojení kabelo-vých úseků mezi opakovacími zesilovači slouží nepřímé spojky nebo precizní konektory se středěním vláken V-drážkami. Jako příklad takového telekomunikačního systému mže sloužit digitální systém přenosu informace s PCM.

Základní uspořádání vláknového optického systému s PCM je na Obr. 4.46. Systém musí být obousměrný a je tvořen koncovými zařízeními a opakovači, propojenými optickými vlákny. Koncová zařízení a opakovače zahrnují také pomocné kontrolní a napájecí obvody. Vstupním a výstupním sig-nálem je sdružený signál PCM.

Na Obr. 4.47 je základní uspořádání opakovače a koncové stanice. V opakovači přichází optický signál na fotodetektor a je po detekci zesilován nízkošumovým předzesilovačem. Je-li tento zesilovač navržen s vysokým vstupním odporem, je třeba vyrovnávat pokles útlumové charakteristiky daný ka-pacitou fotodetektoru.

Obr. 4.45 Blokové schéma telekomunikačního spoje.

Obr. 4.46 Základní uspořádání vláknového optického systému s PCM.

Page 181: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

181

Signál dále přichází do rege-nerátoru, jehož úkolem je odstranit šum a časový neklid (jitter) a obno-vit signál v původní kvalitě. Hlav-ními částmi jsou zde zesilovač s řízením zisku, který kompenzuje změny úrovně přijímaného signálu, obvod pro oddělení taktové infor-mace, kterým se získávají hodinové impulsy a prahový detektor, který je těmito hodinovými impulsy klíčo-ván. V zesilovači se provádí, je-li třeba, ekvalizace pro snížení zkres-lení, způsobeného disperzí ve svět-lovodu. V regenerátoru je dále zařa-zen obvod pro monitorování chyb, které má zvolený kód umožňovat.

Optický zdroj je s přímou modulací a jeho výkon i hloubka modulace jsou řízeny zpětnovazební smyčkou. Ve smyčce je zapojen monitorizující fotodetektor,na nějž se odbočuje část výstupní světelné energie.

V koncové stanici jsou dále zařazeny kodér na vysílací a deko-

dér na přijímací straně. V nich se přeměňuje kód užívaný pro přenos PCM po vedení v kód vhodný pro přenos optickými spoji.

Srovnání některých vlastností nasazených telekomunikačních vláknových systémů poskytuje Tab. 4.6.

Vývoj v poslední době jednoznačně směřuje od 100 Mbitových systémů ke konstrukci systémů s přenosovou rychlostí 1 Gbit/s i více. Je zřejmé, že realizace takto vysokých rychlostí informace s překlenutím několikakilometrových vzdáleností bez zesilovačů lze dosáhnout pouze použitím speci-álních součástek: injekčním laserem, lavinovou fotodiodou, jednovidovým vláknem, Si-bipolárními tranzistory, GaAs unipolárními tranzistory MESFET, Gunnovými diodami, Schottkyho diodami a diodami s rychlou zotavovací dobou. Dále je nutné použít speciální technologie, například hybridní integrace polovodičových součástek a jejich propojování vf vedením s definovanými vlnovými odpory na společných substrátech (podložkách); a systémů s možností dosažení větší překlenutelné vzdálenos-ti. Z tabulky Tab. 4.5 vyplývají přednosti přechodu vláknových telekomunikačních systémů k větším vlnovým délkám.

Konstrukční provedení optické přenosové trasy v mnohém závisí na způsobu uložení vlákno-vých světlovodů.

Obr. 4.47 a) Základní uspořádání opakovače b) Základní uspořá-dání koncové stanice.

Tab. 4.5. Perspektivy vláknových spojů.

Vlnové pás-mo Zdroj Detektor

Překlenutelná vzdálenost

[km]

Útlum vlákna [dB/km] Stav

0,8 ÷ 0,9 GaAlAs Si LED 3 LD 10 3 – 5 Vývoj ukončen

1,3 InGaAsP Ge, InGaAsP

LED 10 LD 30 0,5 – 1,5 Zavádí se do

provozu

1,6 InGaAsP InGaAsP LED 10 LD 100 0,2 – 0,5 V laboratořích

2 ÷ 10 PbSnTe HgCdTe LED 100 LD 1000 0,001 – 0,01 Základní vý-

zkum

Page 182: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

182

Samotný, ničím nechráněný vláknový světlovod, ať již na bázi skel nebo SiO2, má malou pev-nost v tahu a je značně křehký. Např. tažnost světlovodů, jejichž základním materiálem je SiO2, bývá menší než 1%. I krátkodobé působení různých vnějších klimatických a mechanických vlivů způsobuje ještě další výrazné zhoršení těchto parametrů. Pro převážnou část praktických aplikací je zapotřebí vláknové světlovody opatřit ochranným obalem do značné míry podobným jako u komerčních sdělo-vacích kabelů s kovovými vodiči. Tento obal zabezpečuje mimo ochrany protivnějším klimatickým a mechanickým vlivům i ochranu proti chemickým vlivům a pokud je zapotřebí, i proti teplotním vli-vům. Vzhledem k tomu, že pro mnohá použití je nutné sdružovat více vláknových světlovodů do jed-noho svazku, je forma kabelu velmi vhodná i pro splnění tohoto požadavku. Z hlediska konstrukce kabelu není prakticky rozdíl,. tvoří-li základ kabelu vláknové světlovody jednovidové nebo mnohovi-dové. rovněž konstrukci kabelu podstatně neovliňuje, z kterého z obvykle používaných materiálů jsou světlovody zhotoveny. Konstrukce světlovodných kabelů je dosti odlišná od komerčních sdělovacích kabelů a ve většině případů je splnění všech požadavků poněkud obtížnější než u klasických kabelů. Vlastní světlovodná vlákna s ochranným pláštěm musí být v kabelu umístěna tak,a by jejich parametry pevnosti zůstaly pod hraniční hodnotou namáhání celého kabelu na tah, ohyb i tlak. dvě z používaných řešení jsou znázorněna na Obr. 4.48. V prvním případě je svazek vláknových světlovodů uložen osově a zpevňovací členy jsou tvořeny dvěma vláknovými tahovými členy, umístěnými symetricky od osy v polovině vzdálenosti mezi osou a povrchem pláště.

Tab. 4.6. Číslicové přenosové systémy se světlovodnými kabely.

Typ

Prům

ěr já

dra

[dB/

km]

Útlu

m [d

B/km

]

AT & T 44736 GI 55 6 144 7 -3 -54 10 LD 0,82 APD 1976 Atlanta

AT & T 44736 GI 55 5,1 24 1 -3 -54 10 LD 0,82 APD 1977 Chicago

NSR 34368 GI 40 ÷ 62,5 7 - 4,2 +3 - 10LD/LED 0,82

APD 1978

NTT 32064 SI 60 2-4,5 8 8 +3,5 -45 10LD/LED 0,82

APD 1977

Britské ministerstvo

pošt8448 GI 62,5 4,5 2 13 +3 -9 10 LD/L

ED APD Ipswich-Marthlesham

Britské ministerstvo

pošt139264 GI 62,5 4,5 2 8 +2 -43 10 LD APD Martlesham

Kesgrave

FRANCIE 34 368 GI - 6 19 8 +1 -52 10 LD APD 1976FRANCIE 139 264 GI - 7 6 6 +1 -45 10 LD APD 1977

ITÁLIE 139264 GI 62 - 8 9 +6 -42 10 LD 0,85 APD 1977 Torino

ITT 139264 GI 30 5 4 6 +3 -48 10 LD APD 1977 Hitchen-Stevenage

PLESSEY 8448 GI 62,5 4,5 - 8 -3 -60 10 LED 0,9 APD Instaluje se

Vysí

lač

[µm

]

Přijí

mač

Poznámka

Přek

lenu

teln

á dé

l. [k

m]

Opt

ický

výk

on v

ysílače

[d

Bm]

Det

ekov

aný

opt.

výko

n [d

Bm]

Chy

bovo

st

Vlákno

Stát nebo firmaPřenosová

rychlost [kbit/s]

Poče

t vlá

ken

v ka

b.

Page 183: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektrické přenosové soustavy

183

Druhý případ naopak představuje osové uložení ta-hového členu a kruhově symetrické uložení vláknových světlovodů v určité vzdálenosti od osy. Zpevňovací tahové členy mohou být buďto z plastů s vysokou pevností v tahu (např. Kevlar, nylon) nebo kovové (ocel, hliník).

U kabelů s více vláknovými světlovody se někdy používá ještě dalších kabelářských prvků, např. hliníko-vých nebo měděných drátů s izolací z různých plastů. Tím se zajišťují ještě další činnosti, např. kontrolní, napájecí nebo signalizační. Z kabelářského hlediska je však nutné přizpůsobit jejich rozměry rozměrům použitých vlákno-vých světlovodů.

4.9 Soustavy pro přenos obrazů

Pracují se zobecněnými vícerozměrnými signály ( )txf , . Jednotlivé body vlnoplochy elektromagne-tické vlny nesoucí takový signál se stávají držiteli v čase proměnné elementární prostorové informace. Směrové vlastnosti šíření fotonů v optickém oboru doplněné vhod-ným optickým zařízením dovolují realizovat paralelní pře-nos optické informace. V technické praxi jsou využívány jak systémy přenosu spojitých obrazů, tak soustavy pro přenos plošně diskretizovaných signálů.

Přenos diskretizovaných obrazů odpovídá paralelní-mu mnohokanálovému přenosu jednorozměrných signálů. Velmi často se pro dobrou separaci jednotlivých kanálů užívá jako přenosového media prvků vláknové optiky, tedy uspořádaných svazků vláknových vlnovodů, viz. Obr. 4.49. Cílenou změnou uspořádání vláken, jež jsou nositeli ele-mentární obrazové informace, lze snadno kódovat přenáše-né obrazy. Je možné transformovat daný tvar, což předpo-kládá použití vláknové optiky v soustavách pro zpracování obrazů. Základní výhodou vláknových svazků je možnost přenosu záření nesoucího plošnou informaci po zakřivené dráze a principiální možnost měnit během přenosu tvar plošky nesoucí elementární informaci.

Vytažením kuželových vláknem lze vyrobit vláknový svazek použitelný ke konstrukci ploché vláknové obrazov-ky, viz Obr. 4.50. Průměr vláken m2010 µ÷ dovolujeme získat dostatečnou rozlišovací schopnost, ostrost obrazu je zaručena nezávislostí jednotlivých vláknových kanálů, vy-soký jas je získán tím, že vláknová stínítka vyzařují z čelní plochy vláken 9080 ÷ % navázané energie oproti užitečným

65÷ % celkového světelného toku produkovaného luminis-cenčním stínítkem. Vláknových desek se využívá i jako vstupních okének snímacích elektronek, což umožňuje využít dopadající energii světelné vlny s menšími ztrátami.

Schopnost vláknových optických prvků měnit tvar obrazu ukazuje na možnost jejich využití při kódování dokumentů přenášených otevřeně po neutaje-ných spojovacích řetězcích.

Vlákna, složená z borosilikátového skla se zabudovanými aktivními ionty neodymu, yterbia či stroncia dovolují vytvořit soustavu, která umožňuje při dostatečně silném optickém buzení zesilovat obrazovou informaci navázanou do vstupní apertury vláknového svazku. Zesílení obrazů v takových vláknových svazcích může být doprovázeno i konverzí jejich spektra, čehož lze využít zejména v soustavách pro termovizi a noční vidění, viz Obr. 4.51.

Obr. 4.48 Příčný řez světlovodnými kabely s různým umístěním takových prvků.

Obr. 4.49 Vláknový svazek pro přenos obrazu.

Obr. 4.50 Kuželový vláknový svazek a vláknová obrazovka.

Page 184: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

184

Vláknová optika je také velmi často užívána jako diskretizační prvek v soustavách lineárního rozkladu obrazů, při digitalizaci či sériovém zpra-cování plošné informace.

Přenos spojitých plošných signálů je obvyk-le spojen se šířením nosné vlny opticky transpa-rentním volným prostředím. Úprava přenášeného signálu je prováděna prostředky geometrické opti-ky. Vznikají tak projekční soustavy, sledovací a vyhledávací systémy založené na principech lomu a odrazu světla na sférických plochách styku dvou optických materiálů s různým indexem lomu. Zdrojem plošného spojitého optického signálu s intenzitní modulací mohou být obrazovky pracu-jící s nekoherentním signálem, často se využívá i plošných modulátorů, tzv. stránkovačů, které mo-hou změnou propustnosti v závislosti na souřadni-cích v ploše intenzitně modulovat nekoherentní rovinnou vlnu či amplitudově modulovat kohe-rentní nosnou. Fázová modulace koherentní vlny bývá realizována stránkovači tvořenými transpa-renty s plošně proměnnou optickou hustotou a konstantní propustností. Detektory plošných sig-

nálů obvykle zastupuje dvojrozměrná matice fotocitlivých prvků (fotoodporů, fotodiod), užívají se i vakuové a polovodičové snímací prvky s bodovým či řádkovým rozkladem obrazu.

Vzhledem k tomu, že popisované soustavy přenosu informace většinou tvoří jen subsystémy složitějších optoelektronických zařízení, a proto, že tyto soustavy většinou využívají technických pro-středků známých z jiných oborů vědy a techniky (obrazovky, snímací elektronky, geometrická optika), nebudeme jejich problematiku podrobovat detailnímu rozboru. O jednotlivých problémech konstrukce a použití soustav přenosu plošných signálů je možno nalézt zmínku v popisech finálních systémů, v nichž je některý z principů přenosu spojitých obrazů aplikován.

DOPORUČENÁ LITERATURA [4-1] Pratt, W. K.: Lasers Communikations Systems. N. Y. Wiley and Sons 1969. [4-2] Smirnov, V. A.: Vveděnie v optičeskuju radioelektroniku. Moskva, Sov. radio 1973. [4-3] Unger, H. G.: Optische Nachrichtentechnik. Berlin., Elitera 1978. [4-4] Barnoski, M. K. – editor: Osnovy volokonno optičeskoj svjazi. Moskva, Sov. radio 1980. [4-5] Elion, G. R. – Elion, H. A.: Volokonnaja optika v sistěmach svjazi. Moskva, Mir 1981. [4-6] Šavel, J.: Přenos informací na optických kmitočtech. Praha, SNTL 1982. [4-7] Přenos informace světlovody. In: Quo vadis, sv. 8. Praha, VUST 1977. [4-8] Kubíček, Z.: Optické vláknové spoje. Praha, NADAS 1981. [4-9] Kubíček, Z.: Sdělovací systémy s optickými vlákny. Praha, NADAS 1983. [4-10] Muradjan, A. G. – Ginzburg, S. A.: Sistěmy peredači informacii po ptičeskomu kabelju. Mo-

skva, Svjaz 1980. [4-11] Optoelectronics Designer Catalog. Hewlett Packard Components 1983. [4-12] Telcom report, vol. 6, special issue "Optical Communications". N. Y., J. Wiley 1983.

Obr. 4.51 Vláknové provedení kvantového zesilo-vače obrazu.

Page 185: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

185

5 Zpracování informace optoelektronickými metodami

K základním blokům optoelektronických soustav zpracování informace patří členy, které optickou cestou realizují jisté početní či logické operace nad jedním nebo několika vstupními jedno či vícero-rozměrnými signály. Odtud plyne i jejich označení, optické procesory.

Členy zpracovávající jednorozměrné signály, signálové procesory, se specializují především na realizaci logických Booleovských funkcí nad množinou několika binárních vstupních signálů. Signá-lové procesory v optoelektronických soustavách většinou realizují obdobu prvků v elektronických digitálních soustavách zpracování informace. Tato náhrada se zdá být výhodná zejména tehdy, je-li při zpracování digitálních signálů kladena váha na vysokou rychlost prováděných operací, odolnost proti rušení a dlouhou životnost prvků.

Vývoj elektroniky vedl v technice zpracování informace od používání několika základních dis-krétních prvků v mnoha variantách zapojení přes zmenšování těchto elementů až k jejich sdružování ve vyšší specializované celky, v nichž lze sice jednotlivé prvky rozlišit, ale z hlediska funkčních vlast-ností celé integrované soustavy již není třeba se činností jednotlivých elementů zabývat. Podobný vývoj je možno očekávat i v technice optického zpracování digitálních signálů. Vzhledem k principiálně širokým základům optických logických členů, jejich bohatému spektru využitelných charakteristických vlastností, a k tomu, že optické členy založené na využití nejrůznějších jevů vždy sjednocuje princip fotonové vazby a interakce záření s hmotou, je pravděpodobné, že dojde k nasazo-vání a vzájemné integraci nikoliv jen prvků stejné třídy, ale k vytváření mnohostranných integrova-ných kombinací optoelektronických logických elementů a vlastnostmi kvalitativně překonávajícími možnosti elektronických integrovaných obvodů.

Soustavy pracující s obrazovou informací ať analogového či diskrétního typu vynikají nad sig-nálovými soustavami možnosti paralelního zpracování informace značného objemu obvykle ve velmi krátkém čase. Zpracování signálu je v obrazových procesorech uskutečňováno většinou průchodem vlnoplochy nesoucí obrazovou informaci optickou soustavou realizující jistý typ někdy i značně složi-té plošné integrální transformace. Tyto dva charakteristické znaky optického zpracování obrazových signálů vedly k vydělení dvou základních směrů v technice obrazových procesorů. Historicky jako první se uplatnil analogový výpočet využívající zařízení schopná realizovat omezenou skupinu inte-grálních operací na plošném optickém signálu. Způsoby zpracování informace zobrazené diskrétně jsou předmětem intenzivního výzkumu. Většina numerických operací na diskrétním zpracovaném signálu je vhodná k realizaci užitím sériové organizace výpočtu založeném na postupném vyčíslení posloupnosti elementárních početních kroků. Tento postup je zdlouhavý u operací s maticemi. Zde se jednoznačně nabízí možnost paralelní organizace výpočtu, kterou umožňují optické obrazové proce-sory. To, že optické soustavy pro zpracování obrazů musí být ke každé operaci vhodně sestaveny i dimenzovány, ukazuje, že jde o zařízení specializovaná na řešení určitých úloh. Změnu práce zařízení lze v optimálním případě dosáhnout představením soustavy záměnou jejich jednotlivých dílů. I přes tuto zřejmou nevýhodu mohou takové jednoúčelové soustavy nalézt poměrně široké uplatnění, neboť některé jimi realizovatelné a často používané operace (korelace, Fourierova transformace, ….) jsou při jiném způsobu zpracování komplikované a zdlouhavé, zatímco v optické soustavě stačí ke zpracování velkého souboru dat složitým algoritmem jediný krok.

5.1 Signálové procesory

Do této skupiny optoelektronických členů řadíme nejen prvky a systémy realizující některé logické operace na množině binárních elektrických nebo optických signálů, patří sem i prvky realizující neli-neární operace při zpracování analogového signálu.

Základem této statě bude výklad teoretických principů činnosti a způsobů konstrukčního řešení jednotlivých prvků digitálních či analogových signálových procesorů. Aplikaci těchto principů uká-žeme na několika příkladech možností integrované optiky v konstrukci zařízení realizujících optickou cestou složitější algoritmy zpracování signálů.

Page 186: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

186

5.1.1 Optronové soustavy

Optronové soustavy v technice zpracování signálů představují tzv. prvkový směr optoelektroniky, který se orientuje hlavně na řešení problémů teorie i praxe řídících regulačních a ovládacích soustav

v automatizaci a některých problémů měření či sní-mání fyzikálních veličin. Práce na vývoji optrono-vých soustav spočívají dnes ve studiu a hledání no-vých materiálů použitelných pro generaci přenos a detekci záření.

Z nejrůznějších zapojení jednoduchých optro-nů v logických soustavách se nejvíce rozšířily prvky s kombinací vnitřní elektrické a optické vazby. Pou-žití kombinace těchto vazeb, z nichž jedna je přímá a druhá zpětná, dovoluje sestrojit optronové klopné odvody, generátory impulsů, paměťové prvky, po-suvné registry i jiná zapojení. Obr. 5.1a ukazuje optronovou realizaci logického součinu dvou optic-kých signálů A a B. Intenzita záření C na výstupu prvku nabude logické hodnoty H teprve tehdy, až oba detektory sníží vlivem ozáření svůj vnitřní odpor natolik, že sériovým obvodem může protékat proud dostatečný k vybuzení optického zdroje. Obr. 5.1b ukazuje realizaci logického součtu. Proud dostatečný k vybuzení zdroje bude obvodem probíhat při osví-cení libovolného z paralelně zapojených detektorů A a B.

Zapojení z Obr. 5.1c schematizu-je činnost logické negace, kdy proud procházející při neosvětleném detekto-ru optickým zdrojem přebírá při osvět-lení fotodetektor a zháší tak emisi zdro-je. Na Obr. 5.1d je vidět optronovou paměťovou buňku založenou na půso-bení optické vnitřní kladné zpětné vaz-by. Ozářením detektoru dojde k vybuzení zdroje,který vlastním záře-ním udrží fotodetektor ve stavu s nízkou impedancí i bez přítomnosti

vnějšího záření. K vymazání in-formace je třeba snížit napájecí napětí obvodu buňky. Obr. 5.1e představuje principiální zapojení optronového klopného obvodu, který využívá vnitřní optickou kladnou zpětnou vazbu mezi prv-ky páru vysílač-přijímač a elek-trickou vazbu mezi jednotlivými optronovými paměťovými páry. Způsobí-li vstupní světelný im-puls snížení odporu detektoru I, začne procházet proud větví I držený optickou zpětnou vazbou. Nízké napětí na zdroji II neumož-ní ve větvi II emitovat záření. Teprve vnější impuls záření na

Obr. 5.1 Základní typy optronových logických členů.

Obr. 5.2 Úplné zapojení a) optronového logického součinu, b) optronového logického součtu.

Obr. 5.3 Struktura, konstrukce a náhradní schéma optického posuvné-ho registru.

Page 187: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

187

detektor II může snížit jeho impedanci natolik, že přestane emitovat zdroj I a začne zářit zdroj II. Zpětnou vazbou se pak udrží průchod proudu ve větvi II, zatímco v rameni I proud klesne na nízkou úroveň.

Zvýšení rychlosti průchodu informace ze vstupu optronu na jeho výstup se dosahuje úplným za-pojením optronových členů. Obr. 5.2 ukazuje tyto členy pro logický součin a logický součet. V obou případech je zrychlení funkce dosaženo vnitřní kladnou optickou vazbou v přídavné větvi invertoru, kde se ze zdroje D získá také negovaný výstupní signál.

Jednoduchou konstrukcí využívající paměťové vlastnosti optronového páru s optickou kladnou zpětnou vazbou lze získat obousměrný optický posuvný registr viz Obr. 5.3. Prvky optronového pa-měťového páru tvoří elektroluminiscenční vrstva 4 a fotovodivá vrstva 3. vrstva 5 je základní elektro-da, vrstvu 2 tvoří systém tří elektrod 9, 10, 11 dle Obr. 5.3b napájených sledem impulsů podle Obr. 5.3d. Vrstvy 1 a 6 jsou tvořeny transparentním nosným izolantem (borosilikátové sklo). Optická vazba elementu elektroluminiscenčního zdroje s odpovídajícím elementem fotodetektoru a vazba s přilehlými sousedními elementy umožňuje při postupném přepínání napětí na paměťové páry (viz náhradní schéma registru na Obr. 5.3c posuv optické informace podél posuvného registru v jednom i druhém směru v závislosti na pořadí napájených elektrod 2. Na 1 cm délky struktury je možno dosáh-nout až 100 zpožďovacích buněk. Možnost posouvat informaci paralelně zapsanou do každé třetí buň-ky obrazovým osvitem plochy registru je základem k použití těchto prvků i jako polovodičových roz-kladových snímačů obrazu. Mezní taktovací frekvence posuvu informace v takovém registru je však nízká 1≈f kHz.

5.1.2 Logické prvky se zhášenými lasery

Nevýhodou integrovaných optronových soustav vycházejících zejména z použití rozložených optro-nových párů, které jsou tvořeny plošným elektroluminiscenčním zdrojem a vrstvami fotoodporu, je jejich malá rychlost, dlouhá doba odezvy. Této nežádoucí vlastnosti se vyhýbá konstrukce prvků zalo-žených výlučně na dějích v přechodu p – n polovodičových součástek. Jednou z cest jak účinně zvětšit kmitočtový rozsah optoelektronických členů je využití Costerova jevu v laserových zdrojích světla. Tento jev spočívá v možnosti řídit intenzitu výstupního záření laseru pomocí dalšího laserového pa-prsku působícího na oblast vzniku záření ovládaného laseru. Základní uspořádání pro využití zhášení jednoho laseru druhým je znázorněno na Obr. 5.4.

Konstrukce z Obr. 5.4a obsahuje dva injekční lasery vytvořené na jed-nom monokrystalu. Každý z nich má vlastní nezávislý budicí obvod. Plocha opracovaných zrcadel je na Obr. 5.4 nevyšrafována. Laser B tedy může generovat záření jen v příčném směru, laser A může zářit jen podélně. Záření laseru A přitom prochází oblastí, kde vzniká záření laseru B. Je-li intenzita buzení prvku A dostatečná, dojde vli-vem zvýšení hustoty energie záření A v aktivní oblasti B ke zvýšení podílu stimulované emise zesilující paprsek A na úkor snížení zesílení paprsku B. Laser B tedy nestačí sníženou stimulo-vanou emisí krýt ztráty v rezonátoru a "zhasne". Laserová dvojice v tomto

základním uspořádání (laser A – generátor, laser B – emitor) tvoří výkonové hradlo s elektrickým vstupem (IB) a optickým výstupem (BB) s rychlostí zpracování signálu pohybující se v rozsahu dob zpoždění 1110 1010 −− ÷=τ s.

Takové hradlo je základním prvkem konstrukce složitějších optoelektronických logických ob-vodů, v nichž jsou všechny logické operace realizovány optickou cestou. Obr. 5.5 ukazuje realizaci některých základních funkcí pomocí struktur se zhášenými lasery. Logický člen negace (Obr. 5.5a)

Obr. 5.4 Costerův jev v uspořádání s injekčními lasery, princip funkce.

Page 188: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

188

obsahující ve své struktuře dva vázané lasery s vzájemně kolmými rezonátory vzniká trvalým připoje-ním elektrického vstupu A na úroveň H. Tehdy vzniká koherentní záření laseru ve směru kratší osy. To je zhášeno zářením laseru B. V zapojení logického součinu (Obr. 5.5b) se vstupní elektrické signá-ly přivádějí na dva polovodičové přechody A a B oddělené světlopohlcující vrstvou a umístěné podél osy rezonátoru laseru. Přivede-li se proud pouze k jednomu vstupu, nestačí zesílení aktivní vrstvy krýt ztráty absorpcí. Koherentní záření v rezonátoru nevznikne. K jeho generaci dojde až při současném

napájení obou přechodů. Zapojení pro logický součet (Obr. 5.5c) získá-me paralelním uspořádáním dvou laserových diod. Výstupní záření vzniká přivedením napětí k libovolnému vstupu A, B. Obr. 5.5d představuje složitější strukturu realizující pomocí tří diod Scheffero-vu logickou funkci. Zde je nutné, aby elektrický vstup C byl trvale připojen na úroveň H. Ve směru Y tedy struk-tura produkuje koherentní záření a injekčního laseru C potud, pokud nevzniknou oscilace v podélném rezonátoru. Tyto oscilace však mo-hou být vybuzeny jen současným aktivováním přechodů A a B a zháší záření ve směru Y.

Se třemi přechody pracuje také zapoje-ní pro Pierceovu logickou funkci (Obr. 5.5e). Zde je záření laseru C zhášeno oscilacemi libovolného z laserů A, B. Podmínkou správ-né činnosti je opět trvalé připojení elektrické-ho vstupu na logickou úroveň H. Nejsložitěj-ších ze základních sestav je zpojení půlsčítač-ky, viz Obr. 5.6. Zde v případě příchodu úrovně H na jediný ze vstupů A, B, X vznik-ne záření vždy jen ve směru S. Je-li úroveň H na jediném ze vstupů A, B, pak v nebuzeném přechodu diody X dochází k účinné absorpci záření ve směru C i S. Na základě absorpcí vyvolaného nerovnovážného obsazení va-lenčního a vodivostního pásu tak existuje možnost vzniku stimulované emise ve směru s vyšší intenzitou budícího záření. Protože je

délka aktivního media rezonátoru S větší, než rezonátoru C, je i intenzita budícího záření ve směru S vyšší než ve směru C. Absorpce záření rezonátoru C v oblasti přechodu X tedy přispěje k zesílení oscilací rezonátoru S. Je-li úroveň H současně na vstupech A i B ( LX = ), převýší aktivní délka rezonátoru C aktivní délku rezo-nátoru S a v přechodu X dojde ke zvýšení zesí-lení záření C na úkor útlumu oscilací S. Přive-deme-li úroveň H také na vstup X, budou ak-tivní délky obou rezonátorů i zesílení v nich shodné. Záření budou genero vat oba rezonáto-ry S i C.

Obr. 5.5 Půlsčítačka se zhášenými lasery; a) struktura, b) pravdivostní tabulka, A, B – vstupní data, X – přenos z nižšího řádu, S – součet, C – přenos do vyššího řádu.

Obr. 5.6 Bistabilní klopný obvod.

Obr. 5.7 Základní logické operace realizované technikou zháše-ných laserů.

Page 189: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

189

Svou jednoduchou konstrukcí je zajímavé zapojení bistabilního klopného obvodu sestavené ze dvou vzájemně opticky vázaných laserů, v němž záření jednoho laseru zháší generaci laseru druhého. K přepnutí záření ze směru 1 do směru 2 a naopak dochází impulsním vypnutím zářícího laseru. Zhas-lý laser nasadí velmi rychle vlastní oscilace a při obnovení buzení vypnutého laseru budou tyto oscila-ce blokovat vznik záření v původním směru. Pracovní rychlost takového prvku injekční laserové logi-ky je měřitelná dobou přepnutí 10=pτ . Princip viz Obr. 5.7.

5.1.3 Laserové soustavy s nasycenými pohlcovači

Použití opticky buzeného či injekčního laseru v logických členech je perspektivní zejména díky mini-mální době nárůstu světelné laviny v optickém generátoru (doba náběhu DHS injekčních laserů se blíží 10-10s, doba náběhu pevnolátkových laserů je 10-12s). Ovládání intenzity generovaného záření je však problematičtější. Využívají se k tomu rychlé elektrooptické přepínače nebo polarizační moduláto-ry.

Jednoduchým a velmi účinným spínačem laserového svazku je nasycující se absorpční látka. jejíž propustnost je závislá na dopadajícím světel-ném toku. Při spínání záření laseru se často využí-vá i odlišností v rychlosti odezvy pohlcovače na dopadající světlo od rychlosti nárůstu světelné laviny kvantového generátoru. Na základě toho lze konstruovat např. soustavy světelné laviny kvan-tového generátoru. Na základě toho lze konstruo-vat např. soustavy s několika stavy či generátory velmi krátkých impulsů.

Na Obr. 5.8a je schematizován laserový monostabilní klopný obvod s pohlcovačem propouštějí-cím záření jen při velmi nízké intenzitě dopadajícího světla Časová konstanta nasycení pohlcovače je zde delší než doba nárůstu světelné laviny v laseru. Při krát-kém přerušení fotonového toku X nasycujícího pohlco-vač dojde ke zvětšení propustnosti pohlcovače a k odtlumení rezonátoru laseru. Laser nasadí oscilace, které však začnou zpětně nasycovat pohlcovač. Za dobu τ , kdy se pohlcovač nasytí, dojde ke zpětnému zatlu-mení generovaných kmitů. Při trvalém přerušení záření X a vhodné volbě konstant nasycení a regenerace pohl-covače větších než časová konstanta přechodové ode-zvy laseru může tento prvek pracovat jako astabilní multivibrátor. V zařízení z Obr. 5.8b, c je použito pohl-covačů s maximálním útlumem v neosvětleném stavu. Prvek z Obr. 5.8b pracuje jako logický součin. K odtlumení rezonátoru a nasazení oscilací dojde až při nasycení obou pohlcovačů, tedy při přivedení úrovní H na oba optické vstupy X a Y. Je ovšem nutno zajistit, aby konstanty nasycení pohlcovače byly kratší, než doba přechodové odezvy laseru a intenzita výstupního laserového svazku menší než intenzita vstupního záření

X a Y. Obr. 5.8c znázorňuje konstrukci bistabilního multivibrátoru. V jednom z klidových stavů gene-ruje rezonátor 1. Záření tohoto rezonátoru samo nasycuje pohlcovač a udržuje generaci laseru. Přícho-dem přepínacího optického impulsu X se nasytí i druhý pohlcovač a odtlumí rezonátor 2. Vzhledem k tomu, že se v tomto rezonátoru nacházejí oblasti aktivního média s hlubokou inverzí nesnižovanou stimulovanou emisí (šrafované oblasti), je zde v prvých okamžicích po příchodu přepínacího impulsu vyšší zesílení a vzniká záření s vyšší počáteční intenzitou než v rezonátoru 1.

Obr. 5.8 Laserové logické prvky s nasycovanými pohlcovači.

Obr. 5.9 Princip vláknových prvků s nasycovanými pohlcovači.

Page 190: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

190

Slabší záření je dále zeslabeno Costerovým jevem a utlumeno zvětšující se pohltivostí absorbe-ru. I zde je nezbytné, aby časová odezva pohlcovačů byla rychlejší, než přechodová charakteristika laseru. Uvedené prvky lze využít ke generaci koherentních impulsů délek až 10-11 s s opakovacím kmi-točtem do 10 GHz.

Do diskutované skupiny prvků patří i členy vycházející z principů vláknové optiky. Základem je v tomto případě optický kvantový zesilovač sestavený z aktivního vláknového světlovodu. Takové, většinou stepindexové vlákno může tvořit jádro z neodymového skla a plášť ze skla s vysokým podí-lem nasycujících se absorpčních iontů. Přenosové vlastnosti takového vláknového vlnovodu na vlnové délce pracovního přechodu iontů neodymu m06,10 µλ = lze ovládat jak vnějším zářením 1λ nasycují-cím absorber, tak i úrovní budícího záření 2λ zajišťujícího optické čerpání souboru iontů neodymu, viz Obr. 5.9a. Volíme-li vhodně parametry vláknové linie, je možno tímto způsobem získat člen,jehož přenos pro záření s kmitočtem 0λ je klíčován vnějším sytícím signálem s vlnovou délkou 1λ . Použi-jeme-li jako absorber látku s minimálním útlumem v neozářeném stavu pracující s časovou konstantou přechodu z transparentního do nasyceného stavu τN a sytící se zářením s vlnovou délkou 0λ vedeným jádrem vlákna (viz Obr. 5.9b), vyvolá spojitý vstupní signál konstantní úrovně při kontinuálním buzení zářením 2λ vznik a šíření sledu impulsů délky Nτ~ . V jiném případě, použijeme-li vlákno s absorberem pohlcujícím v nenasyceném stavu, budou slabé signály šířící se linií účinně tlumeny, zatímco signály s intenzitou převyšující prahovou úroveň rychle dosáhnou saturační hodnoty intenzity. takové vlákno v optických liniích zastupuje elektronický Schmittův klopný obvod. Zajímavý je také projekt vláknových zesilovacích, spínacích a paměťových, kombinačních a sekvenčních logických sítí buzených vnějším čerpacím zářením. V něm se vychází z předpokladu sdružení řady operací realizo-vaných nasycovanými aktivními vlákny do společného prostoru, v němž je jediným čerpacím zdrojem dosaženo potřebné úrovně vnějšího čerpacího záření. Podobně jako pasivní vláknové vlnovody i nasy-

covaná vlákna lze sestavovat do orientovaných vláknových svazků a realizovat výše naznačené operace na obrazovém signálu.

5.1.4 Logické prvky detektorového typu

Kromě uvedených principů bylo v oblasti nelineár-ního zpracování optických signálů vyvinuto několik specializovaných zařízení vycházejících z využití principů řízené absorpce záření látkou, principu fotovoltaického a vnitřního fotoelektrického jevu. Jedním z představitelů této třídy prvků je buňka OPAL (Optical Parallel Logic Device) využívající změnu propustnosti nebo změnu anizotropních vlastností vrstvy optického transparentu způsobe-nou změnou přiloženého napětí (vrstva kapalného krystalu) a změnu vodivosti vrstvy fotoodporu způ-sobenou osvětlením. Přes transparentní elektrody 1 je osvětlována v základní buňce prvků OPAL vrst-va fotoodporu 2 a vrstva tekutého krystalu 3.Svazek záření B (ovládací svazek) způsobí při dopadu na fotoodpor snížení úbytku napětí U na vrstvě 2 zapo-jené elektricky do série s vrstvou tvořenou nema-tickým krystalem. O tento úbytek vzroste ovládací napětí vrstvy NLC. Zvýšením ovládacího napětí vzroste v modu dynamického rozptylu absorpce záření A, záření C tvořené svazkem A procházejí-cím vrstvou NLC a tělesem skleněné podložky má velmi nízkou intenzitu. Je-li intenzita ovládacího záření na úrovni L, úbytek napětí na fotoodporu je značný a kapalný krystal je transparentní. Použije-

Obr. 5.10 Příklady základního uspořádání prvků OPAL.

Page 191: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

191

me-li např. NLC v modu SN, lze dosáhnout řízených polarizačních efektů a vyjasnění optického pole s růstem intenzity ovládacího záření. Popisovaná základní buňka OPAL může snadno plnit funkci Schmittova klopného obvodu, bude-li záření BA = , viz Obr. 5.10a. Poněkud složitější struktura na Obr. 5.10b realizuje pomocí napětím se vyjasňujícího LC funkci logického součinu. Využitím polari-začních efektů lze funkční možnosti součástky několikanásobně rozšířit.

Rozvoj optických komunikací vedl k pokusům o realizaci jednoúčelových logických optoelek-tronických prvků, které mají zjednodušit konstrukci spojovacích soustav (opakovače signálu, modulá-tory). Příkladem je monolitický součinový detektor z Obr. 5.11. Je to prvek tyristororového typu. Ob-

sahuje dva činné hetreropřechody InGaAsP – InP a InxGa1-xAs – InyGa1-yAs s postupně klesající šířkou zakázaného pásu. Krátko-vlnné záření A je absorbováno v p vrstvě InP prvního otevřené-ho přechodu, záření B s vlnovou délkou větší než dlouhovlnná absorpční mez materiálů tohoto přechodu je pohlcováno ve slabě dotované π – vrstvě druhého otevřeného přechodu. Záření A generací volných nosičů otevírá tranzistor A tyristorové struktury

a tím klíčuje procházející proud. Záření B zvyšuje vodivost emitorové vrstvy tranzistoru B a zvyšuje také injekci minorů do báze tohoto tranzistoru, čímž moduluje jeho zesílení i proud strukturou v ote-vřeném stavu. Prvek tedy může být využit ke konstrukci opakovače signálu, záření B je pak tvořeno

regenerovaným optickým signálem, záření A tento signál klíčuje a obnovuje tvar impulsů, výstupní proud může modulovat zdroj signálu (polovodičový laser) pro další přenos.

5.1.5 Signálové procesory v planární integrované optice

Velmi perspektivním směrem v oblasti konstrukce signálových optoelektronických procesorů je využi-tí technik řízení jednomodového přenosu záření v páskovém a planárním vlnovodu spojené s využitím principu interference koherentních svazů, s principem řízení vazby dvou vlnovodů, s principem difrakce záření na zvukové či mecha-nické mřížce apod. Postupy integrované optiky dovolují sdružovat jednotlivé prvky do velmi složi-tých celků, které svou plošnou hustotou základních funkčních bloků mohou směle konkurovat elektro-nickým integrovaným obvodům VLSI, jejich ope-rační rychlost však překračuje možnosti elektronic-

kých integrovaných obvodů až o několik řádů. Optické integrované procesory mohou podobně jako elektronické obvody, plnit řadu složitých funkcí a zpracovávat jako spojité, tak digitální signály.

Dva základní logické prvky, logický součinový člen a člen realizující logický součet, vytvořené technikou řízeného přenosu ve vázaných vlnovodech ukazuje Obr. 5.12a, b. nosným médiem optické-ho signálu je zde jednomodový páskový vlnovod vytvořený v opticky anizotropním základním materi-álu. Signály A a B ve formě změn napěťových úrovní na systémech páskových elektrod je ovládána konstanta šíření páskových vlnovodů 1 a 2, a tím je měněn činitel vazby κ . Při dané interakční délce lze tedy měnit přenos energie z jednoho vlnovodu do druhého. V případě z Obr. 5.12a je vazbami mezi vlnovody 1 a 2 realizován logický součet (při splnění podmínky, že optický vstupní signál HX = ).

Obr. 5.11 Heterostrukturní součinový detektor.

Obr. 5.12 Příklady logických členů s řízenou vazbou mezi vlnovody.

Page 192: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

192

Případ z Obr. 5.12b znázor-ňuje realizaci logického součinu (při HX = ). V případě z Obr. 5.12c je ukázána jiná možnost využi-tí řízení vazby vlnovodů. Oproti případům a), b), kdy je na krajní pásky systému tří ovládacích elektrod říze-né vazby přiveden řídící signál a střední pásek je spojen s referenčním poten-

ciálem, je v struktuře c) střední pásek ovládacího systému fixován na potenciálu rovnajícímu se střední hodnotě úrovní H a L.

Je-li na obě krajní elektrody přivedena stejná úroveň řídícího signálu opačně orientované elek-trické pole v páscích zprostředkuje přenos energie mezi vlnovody. Jsou-li na krajních elektrodách rozdílné logické úrovně, vznikne v řídící struktuře stejný směr elektrického pole ovládajícího indexy lomu pásků, vazby mezi vlnovody je nulová. Je tak realizována funkce exclusive-or a její negace.

Jiný princip konstrukce logických prvků technikou integrované optiky využívá řízené změny konstanty šíření v jednomodovém páskovém vlnovodu s anizotropním dielektrikem spolu s využitím

interference záření. Vznikají logické členy na bázi Mach-Zehnderova interferometru, viz Obr. 5.13, v nichž elektrické řídící signály mění optickou dráhu záření v některém z paralelních ramen interferometrů.

V některých případech je též možno využít posuvu polohy spodního mezního kmi-točtu základního vidu záření vedeného nesy-metrickým páskovým vlnovodem způsobeného elektrooptickou změnou indexu lomu materiálu pásku. Záření s kmitočtem blízkým mezní frekvenci pásku se při přivedení napětí mezi dvě ovládací elektrody, viz Obr. 5.14a, vlno-vodem přestane šířit a opustí pásek formou zářivých prostorových modů a modů podložky. Tento princip je s výhodou kombinován s použitím vrstvy fotoodporu nanesené napříč pásku a snímající změnou své vodivosti inten-zitu vedeného optického záření. Realizaci lo-gického součinu využitím obou popsaných jevů ukazuje Obr. 5.14b. Složitějším celkem založeným na popsaných principech je např. integrovaná půlsčítačka, viz Obr. 5.14d. Po-dobným případem jednoduchého optického integrovaného procesoru je návrh bistabilního klopného obvodu pracujícího na principu říze-ného Mach-Zehnderova interferometru, Obr. 5.14c. Osvětlení fotodiody polarizované v závěrném směrů způsobí vzrůst úbytku na-pětí na jejím zatěžovacím odporu. Tento úby-tek vyvolá změnu optické dráhy záření v ovládaném rameni interferometru ozařujícího druhou fotodiodu, což má za následek vznik interferenčního minima na výstupu interfero-metru a zatemnění tohoto detektoru. Každý ze

Obr. 5.13 Logické členy na bázi Mach-Zehnderova interferometru; a) lo-gický komparátor, b) logický součin, c) sledovač, invertor, d) binární součet, e) složený obvod a jeho funkce.

Obr. 5.14 Logické členy s řízením polohy mezního kmitočtu vlnovodu, konstrukce jednoduchých logických procesorů.

Page 193: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

193

dvou stabilních stavů lze změnit přerušením napájecího světelného toku A, B osvětlené diody. Z interferenčních prvků lze sestavit i velmi rychlý analogově číslicový převodník, viz Obr.

5.15a. Využívá se v něm periodického průběhu závislosti rozdílu fáze signálů prošlých rameny M-Z interferometru na ovládacím napětí měnícím optickou dráhu jednoho ramene. Periodu této závislosti lze zvětšovat zkracováním délky ovládacích elektrod. Každá měřící větev převodníku je tvořena M-Z interferometrem, jemuž je měřeným signálem ovládána optická délka jednoho ramene. Interferometry jsou napájeny vzorkovacími světelnými impulsy. Po průchodu impulsu oběma rameny MZI (Mach-Zehnderova interferometru) je produkt interference detekován a srovnáván se zpožděným vzorkova-cím impulsem (100ps) jehož amplituda je taková, že při fázové diferenci záření v obou větvích MZI

( )ππππϕ kk 22,22 ++−∈∆ má výstupní signál komparátoru úroveň H, pro fázový rozdíl ( )ππππϕ kk 223,22 ++∈∆ se objeví na výstupu úroveň L. Při vyjádření digitalizovaného signálu

v přímém binárním kódu je poměr period převodních charakteristik sousedních VZI 2:1, v opačném poměru jsou délky elektrod ovládaných ramen. Rychlost převodu závisí převážně na schopnostech elektronických elementů převodníku (detektory, zesilovače, komparátory). Dosahuje až 109 vzorků za sekundu.

V oblasti nelineárního zpracování analogových signálů se jako jeden z prvních systémů integro-vané optiky objevil spektrální analyzátor signálu dopplerovského radaru, viz Obr. 5.15b. Rozbíhavý svazek monochromatického záření jednojednovidové LD je navázán jednomodově do planárního vl-novodu a kolimován tenkovrstvou čočkou 1. Svazek pak interaguje s příčně se šířící akustickou vlnou produkovanou měničem s širokým vyzařovacím diagramem napájeným analyzovaným signálem. Zá-

ření svazku je podrobeno Braggovu ohybu a jednot-livé difragované vlny jsou fokusovány planární čočkou 2 na soustavu čidel, na něž dopadají pod úhlem úměrným frekvenci dané složky difrakčního akustického signálu.

Systémy integrované optiky se díky malým rozměrům a převážně sériové organizaci výpočtu nejvíce blíží systémům elektronickým, svými funk-cemi je proto mohou v budoucnu postupně nahra-zovat.

5.1.6 Procesory s optickou bistabilitou

Podstatnou nevýhodou a funkčním omezením vět-šiny předchozích konstrukcí signálových procesorů je neslučitelnost reprezentací vstupních a výstup-ních signálů (elektrické x optické) či alespoň ne-možnost dosažení potřebného logického zisku na optickém výstupu. To podstatně komplikuje kas-kádní řazení jednotlivých elementů a znesnadňuje větvení struktur z výstupů. Takovéto prvky pak musíme doplňovat pomocnými obvody, konvertory úrovní nebo měniči signálu, které však obvykle zpomalují funkci a znamenají energetické ztráty. Proto se usilovně hledají taková řešení optických procesorových prvků, která umožní dosáhnout na výstupech logický zisk pro větvení 1>G . Cestou

k tomuto cíle je optická bistabilita. Optická bistabilita je existence dvou metastabilních stavů ohraničeného prostoru pro daný sou-

bor optických vstupních podmínek. Existenci těchto stavů je třeba hledat ve dvou odlišných princi-pech. Společným znakem obou je skutečnost, že takovýto prostor je třeba chápat jako otevřený, tj. mezi ním a okolím může docházet k výměně energií. Jednak do tohoto objemu záření vstupují, mezi nimi jsou i řídící (vstupní) signály, jednak jsou tu záření z prvky vystupující, kde lze hledat výstupní signály. Část energie se také může v prvku absorbovat. Celková energie akumulovaná v tomto prosto-

Obr. 5.15 Příklady integrovaných optických signálových procesorů.

Page 194: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

194

ru nezůstává konstantní a v době přechodu mezi stabilními stavy se mění. Statická převodní charakte-ristika závislosti výkonu některého výstupního signálu na vstupním může tudíž vykazovat hysterezní

smyčku, zejména je-li v mechanismu předávání energie ze vstupu na výstup přítomna nelineární závislost a existuje-li v prostoru dostatečně silná kladná zpětná vazba.

Někdy bývá tato vazba realizována či doplněna vnějšími obvody. Pak hovoříme o reaktivní op-tické bistabilitě. Nelineárním mechanismem bývá zpravidla závislost indexu lomu na intenzitě prochá-zejícího světla a taková optická bistabilita se proto někdy nazývá refreaktivní anebo disperzní. Fyzi-kálně jde o existenci nelineární elektrické susceptibility. Kladnou zpětnou vazbu prvku s disperzní optickou bistabilitou lze realizovat rozličnými způsoby, přičemž pro zkrácení doby přechodu mezi stabilními stavy jsou žádoucí co nejmenší rozměry celkového uspořádání a malé hodnoty akumulova-né energie stabilního stavu s vyšší energetickou hladinou. Tyto požadavky jsou nejlépe splněny ryze optickou vazbou v rezonenční dutině Fabry-Perotova interferometru. Délka dutiny koresponduje s vlnovou délkou světla tak, aby mohlo dojít k rezonančnímu jevu.

Na zmíněném principu je založena činnost tzv. Smithova transfázoru, viz Obr. 5.16a. Jde o re-zonátor pracující na vlnové délce m3,5 µλ = . Materiálem je nejčastěji InSb, délka dutiny bývá

m210µ . Rezonátor může být proveden jako objemový nebo vlnovodný, s čelními reflexními plocha-mi, s Braggovými zrcadly či dielektrickými reflektory. Základní funkce transfázoru tkví ve spínání procházejícího energetického paprsku I1 (s výkonem až 25 mW) řízeném ovládacím paprskem I2 , je-hož výkon je mnohem nižší než I1 (cca W3µ ). Úroveň výstupního signálu I3 se pohybuje v mezích

40 ÷ mW. Není-li rezonátor naladěn na kmitočet vstupního optického záření, záření se částečně odráží od

vstupního zrcadla, malá část prochází rezonátorem a odráží se zpět na výstupním zrcadle. Záření odra-žené od výstupního zrcadla interferuje destruktivně (s opačnou fází) s přicházejícím signálem a na výstup rezonátoru pronikne jen zlomek promile vstupního signálu.

Obr. 5.16 Smithův transfázor; a) konstrukce a převodní charakteristika, b) s reaktivní kladnou zpětou vazbou, c) s reaktivní zápornou zpětnou vazbou, d) transfázor jako omezovač a hradlo.

Page 195: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

195

Je-li však rezonátor naladěn, vlna odražená od výstupního zrcadla interferuje konstruktivně s přicházejícím signálem a vytváří intenzivní stojatou vlnu v rezonátoru. Část její akumulované ener-gie vychází výstupním zrcadlem ve formě výstupního svazku.

Obr. 5.17 Aplikace struktur MQW; a) princip činnosti struktury MQW, b) realizace hradla NOR pomocí Q-WEST.

Naladění rezonátoru je ovládáno změnou indexu lomu materiálu rezonátoru. Ten se mění neli-neárně s rostoucí intenzitou záření v dutině. Základní převodní charakteristiku transfázoru ukazuje Obr. 5.16a. Je vidět, že transfázor lze v lineární části využít ve funkci optického zesilovače tranzisto-rového typu s dosahovaným výkonovým zesílením I3 proti I3 více než 30 dB. Zavedením dalších vněj-ších zpětných vazeb, viz. Obr. 5.16b, c, lze realizovat bistabilni klopný obvod či linearizovat převodní charakteristiku transfázoru pro analogové aplikace. Transfázor v nelineárních oblastech lze využít jako omezovač signálu či jako logický člen AND využívající principy prahové logiky.

Další strukturou umožňující vyvolat optickou bistabilitu je struktura MQW (Multiple Quantum Well). Jde o materiál z několika nanometrů tlustých vrstev polovodičů s rozdílnými šířkami zakázané-ho pásu. Spojitý valenční i vodivostní pás se v této periodické struktuře rozštěpí do ekvidistantních diskrétních hladin, jejichž energetická vzdálenost je určena tloušťkou vrstev a velikostí intenzity pří-padného elektrického pole ve struktuře. Tyto struktury umožňují absorpcí dopadajícího světla ovliv-ňovat elektrickou vodivost materiálu, a následně, (je-li použit např. v diodové struktuře) umožňují ovlivňovat i velikost intenzity elektrického pole v materiálu. Změna intenzity pole pak může vést ke změně indexu lomu anizotropně se chovajících vrstev – prvky SEED (Self Electro-optics Efect Devi-ces), jejichž spínání je tedy v podstatě založeno na modifikaci elektrooptického spínače.Změna inten-zity pole ve vrstevnaté struktuře, změna v obsazení a ve vzdálenosti energetických hladin struktury se využívá také k přímému ovládání průchodu světla, neboť vede ke změnám v absorpčním spektru látky. Jde pak o tzv. absorpční bistabilitu.

Historicky nejmladší modifikací struktury MQW je uspořádání Q-WEST (Quantum Well Enve-lope State Transition Device). Je to v podstatě kombinace osvědčených vlastností Fabry-Perotovy dutiny transfázoru s prvkem umožňujícím opticky měnit index lomu vrstev ve struktuře MQW. Právě vrstevnatou strukturou MQW je zde dosahována změna ladění rezonátoru. Ovládací signály však ne-přichází do dutiny přes vstupní zrcadlo, ale jsou přiváděny přímo k sekcím s měnitelným indexem lomu napříč chodu paprsků v rezonátoru . V tomto uspořádání je možno podstatně snížit ovládací energii a zmenšit i výkonové ztráty, které vedou k ohřevu materiálu v rezonanční dutině. Tento jev je značně kritický. neboť i při malém ohřevu čipu vlivem tepelné dilatace rezonanční dutiny dochází k parazitním změnám v ladění a tím ke ztrátě funkčnosti. Proti cca 10 pJ ovládací energie dosažitelné

Page 196: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

196

u transfázoru, lze u prvků Q-WEST dosáhnout až jen 10 fJ. Na Obr. 5.17 je ukázána realizace hradla NOR strukturou Q-WEST podle AT+T Bell Laboratories.

Naznačená planární konstrukce má pět vstupujících optických signálů. Každý z nich vstupuje do jiné oblasti podélného pracovního rezonátoru. První, budící signál z výkonového zdroje, I1, napájí podélný rezonátor, který je v klidu naladěn mimo kmitočet vstupních signálů I1 až I5. Záření v podélném rezonátoru navíc interaguje v sekci 1 s částí signálu I1 vedenou do první příčné rezonanč-ní větve 1 , která pracuje jako de Costerův invertor. Sekce 1 je tedy rezonátor s DHS diodou zesilující záření přiváděné do její aktivní zóny v podélném či příčném směru. Příčny rezonátor 1 je stabilně na-laděn přesně na kmitočet používaného záření. Není-li pracovní podélný rezonátor v rezonanci, dioda 1 zesiluje v příčném směru. Dostane-li se však podélný rezonátor do rezonance, záření v příčném směru zhasne a zesilováno je podélné záření.

Podélný rezonátor lze uvést do rezonance změnou indexu lomu některé ze sekcí 53÷ v podélném rezonátoru, a to vlivem některého ze vstupních optických signálů 53 II ÷ . Vstupní záření I2 pracuje jako hradící taktovací signál, který přivedením do křížových sekcí X s absorpční strukturou MQW otevírá cestu signálům 53 II ÷ k řídícím rezonátorům. Sekce 2 podélného rezonátoru ovládaná signálem I2 je tzv. ofsetovou sekcí, která představuje základní rezonanční kmitočet pracovního rezonátoru, dosti vzdálený od kmitočtu optického záření, do blízkosti kmitočtu vstupních vln tak, aby mohlo být dosaženo pomocí některého ze vstupních signálů 53 II ÷ plné rezonance. Zvýšení intenzity záření v pracovním rezonátoru při rezonanci zpětně ovlivní poměry v sekcích 53÷ a znamená kladnou zpětnou vazbu. Rezonátor tedy nevypadne z rezonance ani po odpojení všech vstupních signálů 53 II ÷ . Výstupní signál je zde tvořen zářením vystupujícím z výstupního čela podélného rezonátoru (Y)a zářením z výstupu příčného rezonátoru l (y). K rozladění rezonátoru dojde teprve po odpojení vstupu I2, kdy se přehradí vstupy 53 II ÷ a současně přestane působit ofsetový rezonátor 2. Změní se tak optická délka pracovního rezonátoru a on skokem vypadne z rezonance, při čemž předá zesílení sekce 1 příčnému zhášecímu rezonátoru 1. Signál Y získá vysokou úroveň a signál Y klesne k nule. Práce hradla je tak taktována hradícím synchronizačním signálem I2, jehož frekvence může dosahovat až 60 GHz, doba čela a týlu impulsů výstupního signálu je kratší než 8 ps a zpoždění výstupu proti vstupům menší než 15 ps.

Objev Smithova transfázoru z r. 1981 je důležitá mez v dalším směru vývojových trendů optic-kého signálového procesoru s architekturou napodobující logickou stavebnici na bázi stávajících lo-gických součástek, stavebních kamenů, jejichž základem je funkce řízeného spínače. Demonstrujme tedy fyzikální aspekty tří nejdůležitějších technologií pro realizaci rychlých spínačů.

Dva stabilní stavy jakéhokoliv spínače jsou vždy provázeny akumulací a rozptylem jistého kvanta energie. To je nezbytným průvodním jevem jakéhokoliv způsobu spínání. Přitom v klasické i kryogenní elektronice vždy dochází k přeměně rozptýlené energie spínání na teplo (je tedy omyl do-mnívat se, že nalezení vysokoteplotních supravodičů vyřeší problém chlazení). Kvalitativně odlišná je

Tab. 5.1. Možnosti realizace spínačů jednotlivými technologiemi. Technologie Klasická elektronika Kryoelektronika Optoelektronika spínač tranzistor Josephsonův přechod optický transfázor charakter energetické-ho kvanta

elektrické pole magnetické pole elektromagnetické pole

zpoždění na prvku časová konstanta RC časová konstanta L/R čas nárustu pole (build up time)

rozptyl energie Jouleovo teplo na R Jouleovo teplo na R interakce hmoty a zá-ření

množství rozptýlené energie při sepnutí

energie kondenzátoru energie indukčnosti energie potřebná k vybuzení nelineární-ho efektu

součin příkon x zpož-dění

1fJ 10 aJ při T 10°K 10 fJ – 10 aJ

dosažitelná doba se-pnutí

10 ps 1 ps 1 ps – 10 fs

Page 197: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

197

situace optického spínače, kde pasivní prvek, na němž by docházelo k přeměně pracovní energie na teplo, není nezbytnou součástí. Lze tedy předpokládat zkrácení odezvy optických spínačů s akumulací energie ve stojaté vlně (transfázor, Q-WEST) do oblasti femtosekund.

5.2 Obrazové procesory

V této stati budou popisovány zpracování informace, ve kterých se využívá schopnosti optického svazku přenášet dvojrozměrnou informaci. Možnost získat pomocí kompaktních a poměrně jednodu-chých optických soustav prostorová i jednorozměrná spektra, korelační funkce, integrální transforma-ce obrazů, diferenciální zákonitosti rozložení pravděpodobnosti náhodných signálů a možnost realiza-ce jiných lineárních i nelineárních integrálních matematických operací nad dvojrozměrnými signály je impulsem k rozvoji koherentních optických procesorů pracujících s analogovými obrazy. Využívá se zejména skutečnosti, že v optických koherentních soustavách lze realizovat dvojrozměrnou Fouriero-vu a Fresnelovu transformaci vstupních dat, což vede k rozvoji účinných způsobů obrazové analýzy, zpracování obrazů a syntézy zářivých apertur.

V případě zpracování diskrétních zpráv lze optický svazek z hlediska přenosu informaci s jistým omezením považovat za soustavu složenou z mnoha navzájem nezávislých paralelních kanálů, jejichž počet je určován jak parametry paprskového svazku, tak i rozlišovací schopností použitých optických soustav. Tato vlastnost umožňuje v mnoha případech vyhnout se při zpracování informace složitým elektronickým mnohakanálovým soustavám či komplikovaným organizacím opakovaného sériového procesu a dovoluje využít prostorové intenzitní modulace nekoherentní nosné realizovat sousta-vy,které mohou plnit nejen základní, nýbrž i dosti složité matematické operace s funkcemi dvou pro-měnných ( násobení, integrování, korelace,….).

5.2.1 Optické systémy

Je velmi dobře známo, že chování dvojrozměrných optických systémů vzhledem k přenášeným či zpracovaným obrazovým signálům je možno popsat integrodiferenciálním operátorem O :

( ) ( )yxgyxfO ,,ˆ =

(5 - 1)

který specifikuje vztah mezi vstupní veličinou ( )yxf , a výstupním signálem ( )yxg , . Pro matematic-ký popis optických systémů je tedy možno použít řadu výsledků teorie přenosových dvojbranů zejmé-na proto, že většina využívaných optických členů patří do skupiny lineárních systémů. Řešení řady úloh lineární optiky lze tedy jednoduše odvodit transpozici známých vztahů z teorie čtyřpólů.

Předpoklad lineárnosti optického systému znamená, že jsou-li ( )yxg ,1 , ( )yxg ,2 odezvy systém na vstupní signály ( )yxf ,1 a ( )yxf ,2 a c1, c2 libovolné konstanty, musí pro lineární systém platit:

( ) ( ) ( ) ( )yxgcyxgcyxfcyxfcO ,,,,ˆ22112211 +=+

(5 - 2)

Říkáme, že systém je lineární tehdy a jen tehdy, je-li aditivní a homogenní. Důležitým typem lineár-ních dvojrozměrných soustav jsou soustavy translačně invariantní (LTI). Jsou obdobou lineárních systémů s konstantními koeficienty ve dvojbranové analogii. Pro LTI systém platí, je-li

( ) ( )yxgyxfO ,,ˆ = pak:

( ) ( )1111 ,,ˆ yyxxgyyxxfO −−=−−

(5 - 3)

Kde: x1, y1 jsou libovolné prostorové souřadnice z definičního oboru funkcí f a g.

Tyto systémy jsou označovány také jako prostorově invariantní, neboť při zpracování obrazového signálu do něj nevnáší nové prostorové kmitočty.

Page 198: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

198

Dvojrozměrná Fourierova transformace a spektrum prostorových kmitočtů

Vícerozměrná Fourierova transformace je důležitá při analýze koherentních systémů optického zpra-cování informace. Je-li signálová funkce ( )yxf , po částech spojitá nad svým definičním oborem

ℜ×ℜ=Ρ (kartézský součin oborů ℜ všech reálných čísel x,y), a je-li nad tímto oborem absolutně integrabilní, tj.:

( ) ∞<∫∫Ρ

dydxyxf ,

(5 - 4)

Můžeme takovou funkci zapsat pomocí následující ekvivalence:

( ) ( ) ( )[ ] dqdpqypxjqpFyxf ∫∫Ρ

+= exp,4

1, 2π

(5 - 5)

Kde: ( ) ( ) ( )[ ] dydxqypxjyxfqpF ∫∫Ρ

+−== exp,,

qp, jsou proměnné nesoucí velikosti prostorových kmitočtů,

( ) ( ) ( )[ ]qpjqpFqpF ,exp,, ϕ= , ( )qpF , , ( )qp,ϕ jeamplitudové a fázové spektrum prostorových kmitočtů.

Výraz (5 - 5) je znám jako pár dvojrozměrné Fourierovy transformace. Některé základní vlastnosti dvojrozměrné F-transformace ukazuje Tab. 5.2. Tab. 5.2. Základní vztahy ve dvojrozměrné Fourierově transformaci.

Předmět – ( )yxf , Obraz – ( )qpF , Legenda ( ) ( )yfxf 21 , ( ) ( )qFpF 21 , transformace rozdělitelné

funkce ( )rf

yxr += ( ) ( ) ( )rdrrJrfF ρπρ 02 ∫=

222 qp +=ρ

transformace kruhově symet-rické funkce

2211 fcfc + 2211 FcFc + linearita ( )00 , yyxxf −− ( ) ( )[ ]00exp, qypxjqpF +− teorem translace

( ) ( )[ ]00exp, yqxpjyxf +− ( )00 , qqppF ++ zpětný teorem translace ( )byaxf , ( )qbpaFba 1111 , −−−− změna měřítka

( ) ( ) dqdpqpFdydxyxf ∫∫∫∫ =2

2

2 ,4

1,π

teorem Parsevallův

( ) ( ) dydxyxfyxf −−∫∫ βα ,, 21 ( ) ( )qpFqpF ,, 21 transformace konvoluce

( ) ( ) dydxbyaxgyxf −−∗∫∫ ,, ( ) ( )qpGqpF ,, ∗ transformace korelace

Lineární systémy

Chování lineárního optického systému lze popsat lineárním operátorem L , tedy:

( ) ( ) ( ) ( )yxgcyxgcyxfcyxfcL ,,,, 22112211 +=+

(5 - 6)

Velmi často při popisu lineárních systémů vycházíme z odezvy systému na některý charakteristický vstupní signál. Odezva systému na prostorovou Dirackovu impulsní funkci ( )00 , yyxx −−δ je ozna-čována jako impulsní odezva systému ( )00 ,,, yxvuh . Protože libovolný vstupní signál ( )yxf , lze roz-ložit do ortogonální řady posunutých Dirackových impulsů, lze i výstupní funkci lineárního systému psát jako superpozici impulsních odezev systému na posunutý Dirackův impuls:

Page 199: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

199

( ) ( ) ( )∫∫Ρ

= dydxyxvuhyxfvug ,,,,,

(5 - 7)

Což je vztah pro kompozici funkcí f a h . Takovéto obecné lineární systémy tedy nazýváme kompo-ziční. LTI systémy jsou charakterizovány tím, že odezva na posunutý vstupní signál se tvarově nemění žádnou změnou posuvu vstupního signálu, posouvá se jen stejně jako funkce na vstupu. Tedy:

( ) ( )0000 ,,,, yvxuhyxvuh −−=

Substitucí do (5 - 7) máme pro tyto systémy:

( ) ( ) ( )∫∫Ρ

−−= dydxyvxuhyxfvug ,,,

(5 - 8)

Podle tohoto vztahu (konvoluce) se LTI systémy nazývají konvoluční. K velmi zajímavým závěrům dospějeme, aplikujeme-li na obě strany rovnice (5 - 8) operátor Fourierovy transformace. Dle Tab. 5.2 máme:

( ) ( ) ( )qpHqpFqpG ,,, =

(5 - 9)

Z analogie k teorii přenosových dvojbranů vidíme, že pokud je u konvolučních systémů známa funkce impulsní odezvy h ( její Fourierův obraz je přenosovou funkcí systému), je také známo i chování sys-tému ve frekvenční oblasti. Znám-li tedy průběh impulsní odezvy systému, dovedeme určit jeho cho-vání ke každému vstupnímu signálu.

Impulsní odezvy systému s koherentní a nekoherentní nosnou

Jak bylo uvedeno, odezva LTI optického systému na vstupní signál ( )yxf , je dána konvolucí vstupní signálové funkce a funkce impulsní odezvy systému.

Přichází-li na vstupní aperturu P lineárního optického systému monochromatická vlna a rozlo-žením komplexní amplitudy skalárního potenciálu v ploše P:

( ) ( ) ( )( )yxjyxAyxf ,exp,, ϕ=

(5 - 10)

lze rozložení komplexní amplitudy ( )yxg , skalárního potenciálu na výstupní apertuře Q určit aplikací Huygensova principu. Vstupní signál ( )yxf , lze rozložit do ortogonální řady posunutých dvojroz-měrných Dirackových impulsů. Každý takový impuls představuje bodový zářič produkující elemen-tární vlnu, která v superpozici s ostatními přispívá k formování výsledné odezvy. Tyto elementární vlny jsou jak časově, tak prostorově koherentní a jsou koherentní i vzájemně. Při jejich superpozici dochází ke sčítání komplexních amplitud skalárního potenciálu. Výstupní amplitudovou funkci lze tedy zjistit jako kompozici vstupního signálu ( )yxf , a tzv. amplitudové impulsní odezvy systému, která není ničím jiným, než rozložením amplitudy skalárního potenciálu záření bodového monochro-matického zdroje umístěného v daných souřadnicích plochy vstupní apertury, měřeným na ploše vý-stupní apertury systému. Tedy:

( ) ( ) ( )∫∫= dydxyxvuhyxfvug A ,,,,,

(5 - 11)

Dopadá-li na vstupní aperturu systému P monochromatická, ale prostorově nekoherentní vlna, každý bodový zdroj vstupní apertury produkuje opět koherentní monochromatickou elementární vlnu. Tyto vlny však nejsou vzájemně v žádném korelovaném vztahu, v místě jejich superpozice lze pozorovat jen sčítání intenzit jednotlivých vln. Funkce rozložení intenzity na ploše výstupní apertury Q je dána:

( ) ( ) ( ) ( ) ( )∫∫ ∫∫== dydxyxvuhyxdydxyxvuhyxfvu rA ,,,,,,,,, 22 ϕγ

(5 - 12)

Page 200: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

200

Tento vztah je kompozicí funkce rozložení intenzity záření na vstupní ploše ( )yx,ϕ a funkce intenzit-ní impulsní odezvy systému ( )yxvuhI ,,, . Obdob-ný výsledek získáme při rozboru chování lineární-ho optického systému s kvazimonochromatickou, ale prostorově zcela koherentní vlnu. Každý bod odezvy na jednotkový prostorový impuls nekohe-rentního záření má nekorelovaný fázový vztah k ostatním bodům plochy odezvy. Při superpozici takových vln generovaných jednotlivými elemen-tárními bodovými zdroji vstupní prostorově kohe-rentní vlnoplochy dochází na výstupní ploše k sumaci paprsků s různou optickou dráhou od elementárních zdrojů k místům superpozice, při čemž se sčítají přírůstky intenzity záření od jednot-

livých elementárních zdrojů. Rozložení intenzity záření na výstupní ploše systému bude opět dámo kompozicí funkce rozložení intenzity na vstupní ploše a intenzitní impulsové odezvy systému.

Zvláštním případem kompozičních systémů jsou systémy translačně invariantní, u nichž má im-pulsová amplitudová odezva tvar ( )yvxuhA −− , a intenzitní impulsová odezva je dána:

( ) ( ) 2,, yvxuhyvxuh AI −−=−−

(5 - 13)

Nejjednodušším LTI systémem je optický systém tvořený volným transparentním homogenním izotropním prostředím ohraničeným dvěma paralelními rovinami P, Q tvořícími vstupní a výstupní aperturu soustavy. Podle skalární Kirchhoffovy teorie je odezva ( )yxvuhA ,,, v rovině Q na mo-nochromatickou vlnu s rozložením amplitudy ( ) ( )00 ,, yyxxyxf −−= δ v rovině P dána přibližným vztahem (platí pro 0→α , viz Obr. 5.18).

( )( ) ( )[ ] ( ) ( )

( )00

2120

20

2212

02

02

,

2exp,,,

yvxuh

yvxudjyvxud

Cyxvuh

A

A

−−=

=−+−+−−+−+

=λπ

(5 - 14)

Intenzitní impulsová odezva je pak dána:

( )( ) ( )2

02

02

,yvxud

CyvxuhI −+−+=−−

(5 - 15)

Odezva tohoto systému na koherentní amplitudovou funkce ( )yxf , je dána konvolucí:

( ) ( ) ( )yxhyxfvug A ,,, ∗=

(5 - 16)

Odezva na nekoherentní vstupní funkci je dána:

( ) ( ) ( ) ( )yxhyxfvugvu I ,,,, 22∗==γ

(5 - 17)

Volné prostředí jakožto optický systém vystupuje velmi často jako strukturní element složitějších kompozičních systémů s řízenými transparenty a clonami či systémů využívajících jevů při průchodu záření rozhraním dvou materiálů s různou optickou hustotou. Amplitudová impulsová odezva příkladu takového systému, viz Obr. 5.19, je dána:

( ) ( ) ( ) ( ) ( )[ ] ( )vuhrpsrphtssytxshyxvuhA ,,,,,,,, 32211 ∗∗−−=

(5 - 18)

Obr. 5.18 Volné prostředí jako LTI optický sys-tém.

Page 201: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

201

Kde: s1, s2 jsou komplexní funkce amplitudového přenosu optických členů a transparentů,

h1, h2, h3 jsou komplexní funkce amplitudových impulsních odezev LTI s subsystémů

Funkce amplitudového přenosu transparentů a optických členů velmi často omezují vstupní a výstupní aperturu LTI subsystému tak, že platí dr ≈ .

Pak je možno funkci amplitudové impulsové odezvy zjednodušit tzv. paraxiálním přiblížením, když připustíme, že:

( ) ( )[ ] dyvxudr 222 −+−+=

(5 - 19)

Potom amplitudová impulsová odezva volného prostředí přechází v:

( )( ) ( )

( ) ( )

−+−−

−+−+= 22

222exp2exp

22,,, yvxu

djdj

yvxuddCyxvuhA λ

πλπ

(5 - 20)

V některých případech lze dokonce modulovat část odezvy pokládat za konstantu a rovnice (5 - 20) přechází v:

( ) ( ) ( )

−+−=−− 22exp, yvxu

djKyvxuhA λπ

(5 - 21)

Tento tvar amplitudové impulsové odezvy, spolu s výše naznačenou možností vyčísle-ní odezvy většiny reálných kompozičních optických systémů dovoluje objasnit me-chanismus vzniku celé řady úkazů při prů-chodu koherentního záření reálným pro-středím. Těchto jevů pak lze využít jako zdroj e poznatků o prostředí přenášejícím koherentní vlnu. Nejznámějším příkladem uvedených postupů je využití ohybu vlnění na aperturách prostorově modulovaných transparentů – difrakce v teorii informace či metrologii.

5.2.2 Frauenhofferova a Fresnelova difrakce

Osvětluje-li bodový zdroj světla clonu C s průzračnou aperturou, je možné na stínítku S pozorovat neostrý obraz osvětlované štěrbiny vznikající ohybem záření na okrajích apertury. Z jiného pohledu lze rozmazání obrazu štěrbiny připsat transformačním vlastnostem volného prostoru jako jednoduché-ho optického LTI systému. V závislosti na vzdálenosti zdroje světla od difrakční clony a stínítka a

Obr. 5.19 Příklad složeného lineárního optického systé-mu.

Obr. 5.20 Ohyb na štěrbině. Obr. 5.21 Difrakce záření bodového zdroje.

Page 202: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

202

v závislosti na vztahu těchto vzdáleností k velikosti apertury clonky jsou obvykle rozlišovány dva typy difrakce. Je-li zdroj i stínítko tak daleko od difrakční clony, že se úsečky vedené ze zdroje či z kteréhokoliv bodu na stínítku do libovolného bodu apertury clonky neliší více, než o zlomek (1/20) délky vlny, pak ohybové jevy označujeme jako Frauenhofferovu difrakci. Pokud tyto podmínky splně-ny nejsou, jde o difrakci Fresnelovu.

Pokud komplexní funkci amplitudového přenosu difrakční apertury označíme ( )yxT , , zdroj monochromatického záření situujeme do bodu ( )00 ,ηξS , lze komplexní amplitudu skalárního potenci-álu v bodě ( )βα ,P vyjádřit vztahem, viz Obr. 5.21.

( ) ( ) ( ) ( )∫∫Σ

−−−−= dydxyxhyxTyxhg βαξηβα ,,,, 2001

(5 - 22)

Je-li 101 rd ≈ , 202 rd ≈ , máme:

( ) ( ) ( ) ( )

dydxyrr

xrr

j

yxr

jyxr

jyxTKg

++

+⋅

+++−+++−= ∫∫

Σ

2010

0

2010

0

2222

20

20

20

22

10

2exp

exp,,

βξαηλπ

βαλπξη

λπβα

(5 - 23)

V případě Frauenhofferovy difrakce nám podmínka blízkosti optických drah ze zdroje do bodů apertu-ry clony a z bodů apertury k bodům na stínítku dává možnost zanedbat součet 22 yx + oproti členu

2220

20 βαξη +++ . Pak lze prvý fázový člen v integrálu (5 - 23) považovat za konstantu vzhledem k x

a y, a substitucí:

+=

2010

02rrαη

λπµ

+=

2010

02rrβξ

λπν

Dostáváme:

( ) ( ) ( )[ ] ( ) yxTFKdydxyxjyxTKg ,exp,, =+−= ∫∫Σ

νµνµ

(5 - 24)

Difrakční obrazec ( )νµ,g je při Frauenhofferově difrak-ci vlastně Fourierův obraz funkce apertury ( )yxT , . Z tohoto faktu vyplývají některé důležité závěry. Lze především jednoduše stanovit difrakční obrazec ( )νµ,g přímým výpočtem ze známých vlastností difrakční clony, a naopak, ze známého difrakčního obrazce lze zpětnou transformací získat údaje o tvaru a vlastnostech difrakč-ního transparentu. Při analýze difrakčních jevů je možno s výhodou využít mnoha vlastností Fourierovy transfor-mace.

Termín Fresnelova difrakce se používá, jak bylo uvedeno, tehdy, když vzdálenost bodového zdroje od difrakčního transparentu nebo difrakčního transparentu od stínítka je srovnatelná s rozměry difrakční apertury. Tehdy nelze při výpočtu difrakčního obrazce vycházet ze zjednodušeného vztahu pro impulsní odezvu volného prostředí (5 - 22). Je nutno aplikovat Kirchhoffovo řešení

Obr. 5.22 Kirchhoffovo řešení vlnové rovnice.

Page 203: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

203

Helmholtzovy vlnové rovnice pro skalární potenciál elektromagnetické vlny bez podstatných zjedno-dušení. Potenciál v daném bodě prostoru lze podle něho zjistit integrálem:

( ) sddudue

re

rduduXu jkrjkr r

∫∫Σ

= 0

0011

41π

(5 - 25)

Funkce skalárního potenciálu ( )yxu ,0 na uzavřené ploše Σ obklopující zvolený bod X, viz Obr. 5.22a. Amplituda potenciálu záření bodového zdroje S na elementu plochy Σd je odtud:

( )1121

expcoscos4

ikrnrnrr

ikA ∫

−=

∧∧

π

(5 - 26)

Příspěvek této plošky k amplitudě potenciálu v bodě P, viz Obr. 5.22b je:

( ) ( ) Σ= dikrrAPdu 22

0 exp

(5 - 27)

Integrálem součinu ( )Pdu0 . ( )yxT , po celé ploše difrakční apertury lze zjistit rozložení amplitudy potenciálu ( )Pu0 na ploše stínítky. Vycházíme-li z této teorie, lze např. vždy nalézt takové komplexní ( )yxT , , aby příspěvky potenciálu od všech elementárních plošek difrakční apertury k záření ve zvole-

ném bodě P měly stejnou fázi. Realizace tohoto transparentu lineárním fázovým filtrem je tzv. Fresne-lova fázová deska, deska s jednotkovým amplitudovým přenosem a proměnnou optickou tloušťkou

( )λ+∈ 00 , ttt , kde λ - délka vlny koherentního záření. Tento člen umožní, pro dané uspořádání bodů S,P a danou polohu difrakční apertury, fokusovat rozbíhavý svazek koherentního záření z bodu S do bodu P s vysokou účinností. Jednodušším, ale méně účinným způsobem využití Fresnelovy difrakce pro fokusaci záření je nalezení takového reálného transparentu, jehož amplitudový přenos ( )yxT , je

maximální v těch místech plochy difrakční apertury, které produkují příspěvek ampli-tudy potenciálu v bodě P s fází )πϕ ,0∈ . Tam, kde elementární plošky generují příspěvky k amplitudě potenciálu s fází

)ππϕ 2,∈ , je propustnost transparentu ( )yxT , nulová. Takový transparent je

realizací tzv. binárního amplitudového prostorového filtru.

Fresnelova difrakce nabývá značné-ho významu zejména při studiu blízkého pole soustav emitujících koherentní elek-tromagnetickou vlnu, při studiu jevů v holografii a interferometrii. Klasická Frauenhofferova difrakce v tzv. vzdále-ném poli svými vlastnostmi přibližně rea-lizuje Fourierovu transformaci. Zcela přesně lze optickou Fourierovu transfor-maci realizovat Frauenhofferovou difrakcí s použitím optické čočky.

5.2.3 Transformační vlastnosti čočky

Analyzujme optický systém z Obr. 5.23a, bodový zdroj koherentního záření umístěný na ose systému osvětluje vstupní plochu ve vzdálenosti s. Vstupní apertura zde moduluje záření podle svého rozložení

Obr. 5.23 Uspořádání optických členů v případě Fraue-nhofferovy difrakce s kvadratickým fázovým členem.

Page 204: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

204

amplitudové propustnosti ( )xg . Ve vzdálenosti z1 od ní je umístěn optický člen, který realizuje kvad-

ratickou závislost fázového zpoždění ( )

−=

fikf2

exp2αα . Výstupní plocha ξ se nachází v obecné

vzdálenosti z2 od tohoto optického členu tvořeného spojnou čočkou. Rozložení amplitud na výstupní ploše označme ( )ξψ . Písmeny ξα ,,x jsou značeny systémy dvojrozměrných souřadnic v odpovídajících rovinách. Funkci ( )ξψ lze určit pro 0→s z Fresnelova integrálu:

( ) ( ) ( ) ( ) αα

ξψ ddxsjksf

jkrjk

rxgA exp1

2expexp1

2

−= ∫ ∫

∞−

∞−

(5 - 28)

Je-li:

( )1

2

1 2zxzr −

+=α

( )2

2

2 2zzs αξ −+=

a fz =1 , vstupní plocha (objekt transformace) tedy leží v přední fokální rovině čočky, lze při fz =2 zjednodušit vztah pro výpočet obrazu ( )ξψ integrací podle proměnné α, čímž získáme pro ( )ξψ :

( ) ( ) ( )∫∞

∞−

== dx

fjkxxg

fjkAG ξξξψ exp2exp

(5 - 29)

Výraz definující Fourierovu transformaci v objektu ( )xg , viz Obr. 5.23a, b. Je charakteristické, že výstupní rovina, v níž obraz předmětu tvoří Fourierovu transformaci, leží v popisovaném případu prá-vě v zadní fokální rovině čočky, tedy v rovině obrazu bodového zdroje vzdáleného v nekonečnu. V případě libovolně položeného zdroje S v systému, kde je objekt difrakce umístěn v přední fokální rovině kvadratického členu ( fz =1 ), lze nalézt opět takovou rovinu ξ , v níž bude znovu difrakční obrazec odpovídat F-obrazu difrakční apertury.

Poloha této roviny závisí na poloze bodového zdroje. Doplníme-li operand integrálu (5 - 28) pro výpočet difrakční odezvy dodatkovým fázovým členem charakterizujícím osvětlení difrakčního objek-tu bodovým zdrojem v konečné vzdálenosti 1zsp += od roviny kvadratického členu:

( )

+

+=

sxsjk

xssx

2exp

22 2

22ϕ

(5 - 30)

A provedeme-li nezbytný rozbor, zjistíme, že rovina Fourierovy transformace leží nyní ve vzdálenosti:

fppfz−

=2

(5 - 31)

Od roviny α kvadratického fázového členu. Lze ověřit, že tato rovina je opět právě rovinou, v níž ideální kvadratický optický člen ( )αf zobrazí bodový zdroj monochromatického záření do jediného bodu. Hlubším rozborem problémů se ukazuje, že Fourierův obraz v objektu transformace nejen že vždy leží v rovině bodového obrazu bodového zdroje koherentního záření, ale navíc je také na souřad-nice tohoto obrazu centrován. Zbývá již jen prověřit důkazy, které nastanou v případě libovolné polo-hy roviny difrakčního objektu. Je-li fz ≠1 , lze opět analýzou doplněného vztahu (5 - 28) zjistit, že v rovině obrazu bodového zdroje nalezneme difrakční obrazec ( )ξψ , který tentokrát nebude přesnou Fourierovou transformací funkce objektu:

Page 205: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

205

( ) ( ) ( ) ( ) ( )ξξφξξξψ GCdxf

jkxxgf

zfjkC =

−= ∫

∞−

exp2

exp 21

2

(5 - 32)

Jak vidno z (5 - 32), difrakční obrazec bude dán součinem F-obrazů difrakčního stínítka a kvadratic-kého fázového členu ( )ξφ závislého na odchylce polohy roviny objektu od přední ohniskové roviny transformační čočky.

V našich úvahách doposud čočka vystupovala jako ideální kvadratický fázový člen s amplitudovým přenosem:

( ) ( )

+−=

fyxjkf

2exp

22

α

Reálný optický element tuto teoretickou závislost obvykle jen značně nepřesně aproximuje. Stranou ponechme fakt, že čočkou realizovaný fázový člen nemá nikdy charakter rovinného transparentu s nulovou tloušťkou. Nebudeme se také zabývat problémy spojenými s nutností docílit kvadratické závislosti optické tloušťky čočky na vzdálenosti od její osy. Krátce se zaměříme na rozbor vlivu toho faktu, že v reálném případě nikdy nelze realizovat optický systém pro Frauenhofferovu difrakci tak, aby použitý optický člen měl kvadratickou závislost optické tloušťky na vzdálenosti od osy systému v celém oboru souřadnic roviny α . Reálný kvadratický člen tvořený pokud možno tenkou sférickou čočkou má vždy jen konečnou aperturu, tedy ideální kvadratický fázový člen ( )αf je vždy spjat s reálnou funkcí ( )αl omezující amplitudový přenos kvadratického členu na oblast plochy apertury čočky. Mimo plochu apertury je přenos amplitudy členu nulový, v oblasti plochy apertury je absolutní hodnota přenosu rovna jedné.

( ) ( ) ( ) ( )ααααα lf

jklff

−==′

2exp

2

(5 - 33)

Omezená apertura kvadratického členu způsobí to, že se bodový zdroj ve Fourierově rovině nezobrazí do jednoho bodu. Na Obr. 5.23c je znázorněna situace pro rozbor obrazu bodového zdroje. Z ní je vidět, že rozložení amplitudy potenciálu v obrazové rovině je možno psát jako:

( ) ( ) αααξσ dssjk

fjkl

ttjk

A

= ∫

∞−

exp2

expexp2

(5 - 34)

Akceptujeme-li paraxiální přiblížení vycházející z podmínky malých úhlů průvodičů s a t od osy systému, lze zjistit, že obraz bodového zdroje v rovině ξ , pro jejíž polohu platí ( ) 0111 2 =−+ fzp je možno vyjádřit vztahem:

( ) ( ) ( )

=

⋅= ∫

∞− 2

2

22

2

2expexp

2exp

zjkAlFd

zjkl

zjkA ξαααξαξξσ

(5 - 35)

Obraz zdroje je tedy dán F-obrazem funkce apertury čočky ( )αl násobeným kvadratickým fázovým členem závislým na vzdálenosti roviny apertury čočky od roviny jejího ohniska. Apertura čočky se tedy chová jako vstupní transparent podrobený difrakci, který je položen mimo ohniskovou rovinu kvadratického transformačního členu. Je více než zřejmé, že pokud zmíněná reálná difrakční soustava bude zpracovávat jistý objekt vyjádřený funkcí amplitudového přenosu ( )xg umístěný třeba i mimo fokální rovinu čočky, je možno prohlížet na výsledný difrakční obrazec ( )ξγ jako na Fourierův obraz

Page 206: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

206

součinu signálu ( )xg ′ , vzniklého zpětnou Fourierovou transformací difrakčního obrazu ( )ξψ , a signá-lu ( )xl ′ vzniklého zpětnou F-transformací obrazu apertury ( )ξσ , tedy:

( ) ( ) ( ) ( ) ( )ξσξψξσξψξγ ∗=⋅= −− 11 FFF

(5 - 36)

Z toho vztahu plyne, že vzhledem k Fourierovým obrazům vstupní funkce se popisovaný systém cho-vá jako LTI s impulsní odezvou rovnou funkci obrazu bodového zdroje koherentního zdroje světla. Uvedený poznatek lze rozšířit i na případ použití plošného koherentního zdroje světla. Tehdy je vý-sledný difrakční obraz dán koherentní superpozicí elementárních příspěvků od každého bodu zdroje, což ve svém důsledku vede k tomu, že difrakční obraz lze stanovit jako konvoluci funkce komplexní amplitudy obrazu zdroje s funkcí obrazu vstupního signálu získaného použitím bodového zdroje umís-těného v geometrickém středu skutečného zdroje.

Pokud při difrakci použijeme nekoherentní plošný zdroj monochromatického záření, bude vý-sledný difrakční obrazec dán sumou intenzit elementárních příspěvků od každého bodu zdroje, rozlo-žení intenzity světla v difrakčním obraze bude dáno konvolucí intenzitní funkce zdroje a rozložení intenzity v difrakčním obraze tvořeném bodovým zdrojem.

Máme-li analyzovat soustavu se zdrojem polychromatického nekoherentního záření, je třeba vycházet z intenzitních impulsních odezev. Čočka realizující fázový element však může interagovat jen s koherentní či alespoň částečně koherentní vlnou. Částečně koherentní svazek bodového zdroje dopadající na kvadratický fázový člen je tedy možno považovat za sumu kuželových svazků (viz Obr. 5.24) schopných interagovat s fázovým transparentem. Aby mohl takový V-svazek interagovat s plochou fázového transparentu, nesmí rozdíl optických drah paprsků svazku jdoucích od zdroje do

některého místa na ploše optického fázového členu přesáhnout koherenční délku zdroje. Takový svazek se bude vzhledem k optickému členu chovat jako koherentní. Rozložení inten-zity obrazu bodového, částečně koherentního zdroje bude tedy dáno sumou rozložení intenzit obrazů bodového zdroje koherentního záření získaných optickým kvadratickým fázovým členem s aperturami ( )αil .

Čím menší bude koherenční délka zdro-je, tím větším počtem elementárních apertur bude tvořena celková plocha apertury čočky,

tím rozlehlejší budou elementární obrazy i výsledný obraz bodového zdroje, neboť Fourierovo spekt-rum obrazů s malou plošnou rozlehlostí obsahuje velký podíl vyšších frekvenčních složek. Nastíněné jevy ovlivňují v konečném důsledku rozlišovací schopnost v rovině Fourierovy transformace u soustav koherentního zpracování. U nekoherentních soustav limituje ostrost promítaného obrazu koherentní délka zdroje. Rozlišovací schopnost Fourierova obrazu při difrakci či reálného obrazu vstupního sig-nálu při projekci bude tím vyšší, čím vyšší bude koherentní délka zdroje a čím méně rozlehlý bude zdroj záření. Velikost apertury fázového optického členu realizujícího transformaci signálu bude kro-mě rozlišovací schopnosti ovlivňovat též tzv. hloubku ostrosti, tzv. dovolenou nepřesnost nalezení Fourierovy roviny. Hloubka ostrosti systému bude tím vyšší, čím menší jsou příčné rozměry elemen-tární apertury fázového členu realizujícího optickou transformaci.

Obr. 5.24 Zobrazení částečně koherentního bodového zdroje čočkou.

Page 207: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

207

5.2.4 Zobrazovací vlastnosti čočky

V předchozí stati jsme se dotkli vlastností kvadratické-ho fázového optického členu při zobrazování bodového zdroje koherentního i nekoherentního světla. Zjistili jsme, že s některými omezeními je toto zobrazení schopna realizovat i sférická čočka s konečnou apertu-rou. Tento prvek je tedy principiálně schopen zobrazit bodový zdroj částečně koherentního světla v tzv. předmětném poloprostoru do bodu v opačném, tzv. obrazovém poloprostoru.Vztahy mezi polohou bodo-vého zdroje záření a polohou obrazu zdroje vytvořené-ho čočkou jsou základem pro možnost realizovat po-mocí čoček lineární projekci plošných obrazů.

Pro získání vztahů vzájemné polohy bodového zdroje a jeho obrazu, viz Obr. 5.25:

( ) ( ) ( )( ) ( ) ( )( ) ααα

ααα

σ dyajkssf

jkyajkrr

Cx ∫ ′′

= ,,exp1

2exp,,exp1 2

(5 - 37)

Můžeme využít analýzy vztahu (5 - 37) pro obraz bodového zdroje vytvořený kvadratickým optickým členem. Ke stejným výsledkům lze dojít i metodami geometrické optiky opírajícími se o lom paprsků na sférických a rovinných plochách. Analýzou Obr. 5.25 máme:

( ) ffa

faf

yy

′′−′

=−−

−=

(5 - 38)

Odtud získáváme tzv. obecnou zobrazovací rovnici spojné čočky:

1=+′′

af

af

(5 - 39)

Či Newtonovu zobrazovací rovnici:

ffzz ′=′

(5 - 40)

Vztahy (5 - 38) až (5 - 40) se poněkud zjednoduší v častém případě, kdy prostředí předmětového i obrazového poloprostoru mají shodnou optickou hustotu, ps nn = , potom také ff ′= . Definujeme-li příčné zvětšení obrazu jako poměr yy′=β , lze psát:

21

′=

′=

p

s

p

s

znnz

anna

β

(5 - 41)

U zobrazovacích soustav s velkou hloubkou ostrosti má význam definovat i tzv. podélné zvětšení daad ′=δ . Lze snadno odvodit, že platí 2βδ = . Diskusí uvedených vztahů vyvstanou známé sku-

tečnosti pro spojnou čočku: → bod neomezeně vzdálený od roviny čočky v předmětovém prostoru se zobrazí do ohniskové ro-

viny v obrazovém prostoru → bod v ohniskové rovině předmětového prostoru se zobrazí do nekonečna v obrazovém prostoru → bod na ose systému se zobrazí opět na ose systému

Obr. 5.25 Zobrazení bodu spojnou čočkou.

Page 208: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

208

Vzhledem k tomu, že popisovaný systém je lineární, lze použitím naznačených vztahů zkonstru-ovat obraz objektu složeného ze spojité množiny bodových zářičů. Vedeme-li ve vzdálenosti a od roviny fázového členu kolmo k ose předmětovou rovinu π se souřadnicemi x a y, ve vzdálenosti a' vedeme tzv. obrazovou rovinu σ se souřadnicemi

βξ x′= , βη y′= , je možné takový optický sys-tém při ztotožnění souřadnicových systémů x, y a x',y' považovat za systém LTI jehož všechny vlast-nosti určuje impulsová amplitudová či intenzitní

charakteristika (podle toho,jde-li o případ projekce pomocí koherentního či nekoherentního záření). Způsoby výpočtu obrazu bodového zdroje, tedy metody nalezení impulsní odezvy systému byly na-značeny v předcházející stati.

Pro kvadratický optický fázový člen typu rozptylné čočky lze získat obdobné vztahy jako pro zobrazení spojnou čočkou. Pro obraz bodového zdroje umístěného mimo osu systému, viz Obr. 5.26, zde platí:

( )f

afaf

fyy ′−−

=−′′

=′

(5 - 42)

Obecná zobrazovací rovnice pak nabývá tvaru:

1=′

+′

af

af

(5 - 43)

Stejně tak jako spojnou čočku, lze považovat rozptylku zobrazující reálný bodový zdroj záření S do reálného či virtuálního obrazu P za lineární translačně invariantní systém zpracovávající dvojrozměrný signál v předmětové rovině ( )yx,π s výstupem ve virtuální obrazové rovině ( )βηβξσ yx ′=′= , se všemi z toho plynoucími důsledky. Impulsová odezva tohoto systému je ovlivňována zejména apertu-rou optického členu a koherentní délkou záření zdrojů.

5.2.5 Základy holografie

Holografie (z řeckého κολοσ – úplný, celý) je v podstatě zvláštní způsob záznamu optických vlast-ností trojrozměrných objektů a metoda zobrazení zaznamenaných informací do trojrozměrného prosto-ru. Tuto poměrně novou metodu získání trojrozměrných obrazů rozvinul již v r. 1948 D. Gabor na základě svých prací v oblasti záznamu a obnovení vlnového pole koherentního monochromatického záření. O rozvoj teorie holografického záznamu se dále zasloužili v 50. létech zejména G. L. Rogers, H. M. A. El-Sam a A. Lohman, ze sovětských vědců akademik J. N. Denisjuk. Značný impuls praktic-kému využití holografie dal rozvoj koherentních zdrojů záření. Jeden ze zásadních principiálních pro-blémů spočívající v nutnosti vzájemného prostorového oddělení reálného a imaginárního obrazu za-znamenaného objektu byl úspěšně řešen E. N. Leithem a J. Upatnieksem, kteří pro záznam vlnového pole zdroje použili vysokofrekvenční prostorovou nosnou.

Holografický záznam a zobrazení trojrozměrných objektů tvořících primární či sekundární ko-herentní zdroje záření je založen na možnosti uchování informace o amplitudě i fázi jisté oblasti kohe-rentního vlnového pole vytvořeného zaznamenávaným objektem. Záznam fáze vlnového pole je zpro-středkován interferencí zaznamenávaného svazku s tzv. referenční vlnou. Změny intenzity pole v interferenční oblasti, které je schopen detekční prvek zaznamenat, vycházejí z místních změn vzá-jemných fázových i amplitudových poměrů dvou interferujících vln. Záznam a reprodukci bodového objektu tvořícího primární zdroj záření při použití rovinného referenčního a rekonstrukčního svazku ve Fresnelovském uspořádání s reflexním záznamovým médium ukazuje Obr. 5.27.

Holografický záznam lze rozčlenit do tří na sebe navazujících, ale relativně samostatných pro-cesů – holografický zápis, uchování informace, holografická reprodukce.

Obr. 5.26 Zobrazení bodu rozptylnou čočkou.

Page 209: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

209

Ve fázi zápisu objektu dochází k exponování fotocitlivé vrstvy fotografické desky polem vznik-lým interferencí signálového a referenčního svazku. Následuje chemické (někdy i tepelné) zpracování záznamového materiálu umožňující uchovat informaci o amplitudě a fázi zaznamenávaného vlnového pole. Informace o zaznamenávaném objektu je v záznamovém médiu uchována implicitně jako výsle-dek interference vlnění mnoha elementárních bodových zdrojů. V nejjednodušším případě je tedy zá-znam jediného bodového zdroje tvořen systémem interferenčních proužků ve tvaru soustředných kruž-nic či konfokálních obecných kuželoseček. Výsledek fixace záznamu způsobující trvalé změny optických vlastností záznamového materiálu můžeme nazvat latentním, neviditelným obrazem. Zvidi-telnění tohoto obrazu můžeme, jak uvidíme později, dosáhnout ozářením záznamového transparentu pomocným rekonstrukčním koherentním svazkem určitých vlastností. Hologram tak umožňuje v koherentním světle na rovinném nosiči zaznamenat informaci o prostorových vlastnostech předmětu.

Holografický zápis

Mějme dva vzájemně koherentní prostorové primární či sekundární zdroje monochromatického záření A a B, z nichž zdroj A produkuje koherentní signálovou vlnu s rozložením komplexní amplitudy na ploše záznamové desky ( )vuF , . Zdroj B produkuje referenční svazek s rozložením amplitudy na ploše desky ( )vuR , . Interferencí těchto dvou polí vzniká v oblasti záznamového média reagujícího na změ-ny intenzity dopadajícího světla expoziční reliéf E:

( ) ( ) ( ) ( ) ( )( ) ( ) ( ) ( )vuFvuRvuFvuR

vuFvuRvuRvuFvuFE H

,,,,

,,,,, 2222

∗∗ ++

++=+=≈

(5 - 44)

Vzniká tak soustava interferenčních proužků, které jsou zaznamenávány materiálem citlivé vrstvy.

Obr. 5.27 Reflexní Fresnelův hologram bodového zdroje; a) záznam s osovým uspořádáním referenčního svazku, b) řez interferenčním polem v rovině záznamu Z, c) rekonstrukce obrazu objektu v osovém uspořádání, d) záznam s prostorovou nosnou, e), f) způsoby rekonstrukce záznamu s prostorovou nosnou

Page 210: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

210

Uchování informace

Podle typu materiálu citlivé vrstvy se po vyvolání exponované desky záznamu projeví v každém bodě plochy hodnota expozice úměrnou změnou koeficientu absorpce, vzniká pak tzv. absorpční amplitu-

dový hologram koeficientu odrazu, vzniká pak tzv. reflexní amplitudový hologram, či profilu indexu lomu materiálu nosného transparentu, vzniká pak fázový hologram. Na tloušťce vrstvy citlivého materiálu závi-sí, je-li interferenční pole signálové a refe-renční vlny zaznamenáno jen v ploše roviny záznamové desky, tehdy hovoříme o ploš-ném hologramu, nebo je zaznamenána ob-last interferenčního pole s nenulovým ob-jemem, jde pak o tzv. objemový hologram. V nejjednodušším případě plošného holo-gramu, kdy tloušťka citlivé vrstvy nepře-sáhne čtvrtinu délky vlny, je změna optic-kých vlastností fotocitlivé vrstvy v příčném směru zanedbatelná.

Reprodukce informace

Ozáříme-li plošný absorpční hologram po-mocným reprodukčním svazkem shodným

co do tvaru i vlnové délky se svazkem referenčním, majícím v rovině záznamového transparentu roz-ložení komplexní amplitudy R(u,v), vzniká vlivem absorpčních vlastností hologramu exponovaného interferenčním obrazcem za rovinou záznamu rozložení amplitudy X(u,v):

( ) ( ) ( ) ( ) ( )[ ] ( )( ) ( ) ( ) ( ) ( )vuFvuRvuRvuFvuR

vuRvuFvuRvuFvuRvuX H

,,,,,

,,,,,,2

222

∗++

++==

(5 - 45)

Jestliže referenční a signálová vlna nejsou souosé, budou se vlny odpovídající každému ze tří členů rovnice (5 - 45) šířit v různých směrech. První člen pravé strany rovnice (5 - 45), viz Obr. 5.28b, před-stavuje referenční vlnu po průchodu transparentem dvakrát aditivně exponovaným intenzitními funk-cemi ( ) 2,vuF a ( ) 2,vuR . Druhý člen tvoří signálovou vlnu vycházející z virtuálních bodových zdro-jů tvořících povrch obrazu předmětu A, zkreslenou průchodem přes transparent s amplitudovým pře-nosem ( ) 2,vuR a šířící se reálně pouze za rovinou transparentu. Tato vlna tvoří tzv. zdánlivý obraz předmětu A', viz Obr. 5.28. Třetí člen generuje signálovou vlnu s inverzní divergencí a konvergencí paprsků. Tato vlna je fokusována do bodů na povrchu obrazu předmětu A'' a tvoří tak reálný obraz zaznamenávaného předmětu, který je však při pozorování prostorově převrácený. Poloha tohoto obra-zu bude značně záviset na tvaru referenčního i rekonstrukčního svazku (viz Obr. 5.27). Vzhledem k tomu, že objekty A a B mohou být částmi jediného celku, vzniká principiální možnost, jak po zá-znamu interferenčního pole regenerovat pomocí některé složky zaznamenávané vlny celé primární vlnové pole.

Rekonstrukce vlnových polí v holografii, jak ukazuje vztah (5 - 45), bude zatížena jistou chybou závisející na tvaru vlnoplochy ( )vuR , . Zkreslení zmizí pouze v případě, použijeme-li jako referenční svazek rovinnou vlnu šířící se kolmo k ploše záznamové desky.

Významný je případ použití referenčního svazku ve formě rovinné vlny šířící se pod úhlem α vzhledem k rovině záznamového transparentu. V tomto případě bude signálová vlna ( )vuF , reálného obrazu zatížena lineárním fázovým členem, který způsobí pouze změnu směrů šíření generovaných reprodukčních vlnoploch, čímž dojde obecně k vzájemnému prostorovému obrazu oddělení reálného a zdánlivého obrazu , viz Obr. 5.27. Při ozáření hologramu pomocným svazkem vznikají, jak bylo uve-

Obr. 5.28 a) holografický záznam, b) holografická repro-dukce informace.

Page 211: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

211

deno, tři hlavní vlny, do nichž se rozloží energie pomocného svazku zmenšená případně o energii ztra-cenou absorpcí či nedokonalým odrazem ve vrstvě záznamu. Poměr zářivého toku formujícího užiteč-né zobrazení P0 k celému zářivému toku rekonstrukčního svazku PR udává tzv. difrakční účinnost ho-logramu Dη :

RD P

P0=η

(5 - 46)

Vedle rozlišovací schopnosti udávané počtem rozlišitelných čar na 1mm délky je to jedna z nejvýznačnějších charakteristik záznamových materiálů. Difrakční účinnost hologramů je vysoká zejména u takových materiálů, v nichž nedochází ke ztrátám při odraze či průchodu světla, jak je tomu u amplitudových hologramů. Fázové hologramy, které ztráty energie nevyvolávají, mohou v závislosti na hloubce modulace indexu lomu obrazcem vzniklým interferencí signálové a referenční vlny dosa-hovat teoretické meze účinnosti 100%.

Na příkladu záznamu jediného bodového zdroje nyní ukažme základní typy holografického zá-znamu. Fresnelův hologram je nejčastějším případem záznamu koherentního vlnového pole. Zazna-menávaný předmět zde leží blíže k rovině záznamu než činí desetinásobek příčného rozměru předmětu nebo záznamové plochy. Signálové kulové vlnoplochy bodových zdrojů objektu zde interferují s ro-

vinnou referenční vlnou a vytváří interfe-renční obrazec ve tvaru soustředných kružnic, viz Obr. 5.29a. Výhodou Fourie-rova hologramu, viz Obr. 5.29b je fakt, že při interferenci signálové a referenční vlny vznikají v zaznamenávaném interferenč-ním obrazci mnohem nižší prostorové kmitočty. Dosahuje se toho tak, že v rovině záznamu interferují Fourierovy obrazy bodového referenčního zdroje a zaznamenávaného signálu O. Fourierův hologram tedy může být exponován na záznamové medium o mnohem nižší rozli-šovací schopnosti. Zato však zpracovává bez zkreslení jen plošné signály, neboť Fourierův obraz trojrozměrného objektu nelze získat v jediné rovině. Fourierův hologram se k omezení dynamického roz-sahu interferenčního obrazce uměle rozost-řuje malým posunutím ε transparentu zá-znamu mimo Fourierovu rovinu transfor-mační čočky, viz Obr. 5.29b. Nepravý Fourierův hologram, někdy též Fourier-

Frauenhofferův, vzniká v systému bez optických členů, je-li bodový zdroj referenční vlny i zazname-návaný předmět ve stejné vzdálenosti od záznamové plochy. Frauenhofferův hologram je typický tím, že interferují dva téměř rovnoběžné svazky. Kolimovaná vlna referenčního svazku interferuje s rozbíhavou signálovou vlnou zaznamenávaného předmětu, který je umístěn ve větší vzdálenosti než je desetinásobek příčného rozměru předmětu či záznamové plochy. Jsou u něho dosahovány poměrně velké odstupy jednotlivých interferenčních čar, spokojí se proto se záznamovými materiály s nejnižší rozlišovací schopností, viz Obr. 5.29c.

Základní typy holografických systémů

Podle geometrického uspořádání aparatury pro snímání hologramu rozlišujeme několik způsobů holo-grafického záznamu a reprodukce obrazů. Typickým uspořádáním pro snímání hologramu neprůzrač-ných pasivních odrazných těles je dvoupaprskový systém z Obr. 5.30a podle Leitha a Upatniekse.

Obr. 5.29 Typy holografického záznamu; a) Fresnelův hologram, b) Fourierův hologram,c) Frauenhofferův holo-gram

Page 212: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

212

Při záznamu se v tomto případě paprsek z koherentního zdroje dělí na dva svazky, z nichž jeden ozařuje zaznamenávaný objekt. Body na povrchu objektu se pak stávají sekundárními elementárními zdroji kulových vlnoploch odraženého světla, jejichž superpozicí je výsledný signálový svazek. Druhá část paprsku zdroje prochází přes objektiv a jako rozbíhavý referenční svazek ozařuje záznamovou desku. Po zpracování exponovaného hologramu fotografickým či jiným procesem je možno objekt reprodukovat ozářením hologramu pomocným svazkem v konfiguraci zcela shodné se situací ve vzta-hu referenční svazek – záznamová deska při zápisu Je pak reprodukován rozměrově nezkreslený zdán-livý obraz a prostorově převrácený reálný obraz zaznamenaného předmětu, viz Obr. 5.30b. Při chy-bách v poloze ohniska, stejně jako při změně vlnové délky světla rekonstrukčního paprsku,dojde vždy k rozměrovému zkreslení rekonstruovaného obrazu.

Obr. 5.31 Podélné a příčné zvětšení v obrazu soustavy čtyř bodových zdrojů 1, 2, 3, 4. a) záznam souboru, b) rekonstrukce obrazu.

Zvětšení či zmenšení obrazu bývá v různých směrech různé. Na velikost zvětšení má vliv zejména poměr vzdáleností ohnisek referenčního a rekonstrukčního svazku od roviny záznamu a po-měr vlnových délek rekonstrukčního a referenčního svazku. Rozborem situace z Obr. 5.31 ukazujícího záznam a zobrazení soustavy čtyř bodových zdrojů lze získat vztahy pro podélné a příčné zvětšení v reálném a zdánlivém obrazu. Pro příčné zvětšení reálného obrazu R

TM a zdánlivého obrazu ITM

platí: 1

1

1

22

111−

−−=

LR

LRM R

T λλ

,

1

1

1

22

111−

−+=

LR

LRM I

T λλ

, I

TR

T MM ≥

(5 - 47)

Obr. 5.30 Typy uspořádání holografických systémů. 1 – zdroj záření, 2 – dělič svazku, 3 – objektiv, 4 – zrca-dlo, 5 – zkoumaný objekt, 6 – záznamová deska, 7 – referenční svazek, 8 – zdánlivý obraz, 9 – reálný obraz, 10 – pozorovatel.

Page 213: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

213

Pro podélné zvětšení reálného obrazu RLM a imaginárního obrazu I

LM platí:

( )22

1 RT

RL MM

λλ

=,

( )IT

IL MM

2

1

λλ

= při 1Rd <<

(5 - 48)

Z těchto vztahů vidíme, že lze dosáhnout i nezkresleného celkového zvětšení či zmenšení jednoho z reprodukovaných obrazů. Podmínku shodnosti zvětšení LT MM = je možno splnit jen v tom přípa-dě, platí-li 12 λλ=TM . Odtud je možno pro sledovaný obraz vypočítat poměr vzdáleností 21 LL . Abychom vyloučili prostorové posunutí generovaného obrazu, viz Obr. 5.27, je nutno zachovat i stej-ný úhel dopadu rekonstrukčního svazku na plochu záznamu s úhlem dopadu referenčního svazku, což vede pro souřadnici b zdroje rekonstrukční vlny ke vztahu:

1122 LaLb λλ±=

(5 - 49)

Výzkumný singulární případ nastává při použití kolimovaného referenčního a rekonstrukčního svazku (bodový zdroj vzdálen do nekonečna). tehdy je při reprodukci možno beze změn měřítek zobrazení měnit směr dopadu pomocného paprsku, čímž lze dosáhnout plynulé změny vzájemné polohy reálného a zdánlivého obrazu objektu.

Jednopaprskové uspořádání holografického záznamového systému vychází z historicky nejstar-šíhoGaborova způsobu, viz Obr. 5.30c. Je vhodné k záznamu transparentních fázových objektů, v nichž na rozhraní prostředí s různými indexy lomu popř. i různou propustností dochází k odrazům, lomům a rozptylu referenčního paprsku. Vzniklé difraktované vlnoplochy pak tvoří signálový svazek. Je tak možno zaznamenat nejen amplitudové vlastnosti zobrazovaného objektu, ale i vliv objektu na fázi jím procházejícího paprsku. Tím se odkrývá principiální možnost studovat jevy, které jsou lid-skému oku, co by kvadratickému (intenzitnímu) detektoru, neviditelné. Při reprodukci výhradně re-flexního hologramu ve stejném uspořádání interferuje vznikající reálná signálová vlna s pomocným svazkem (shodným s referenčním) a vzniká reálný obraz prostorových optických nehomogenit objek-tu. Při pozorování působí jako rušivý prvek imaginární vlna generovaná pomocným svazkem, která však v tomto uspořádání nenese zdánlivý obraz.

Posledním ze základních uspořádání je systém holografického záznamu se vstřícnými svazky podle Denisjukova návrhu. V interferenční oblasti tohoto systému vzniká superpozicí signálového a referenčního svazku amplitudově modulované stojaté vlnění ve směru kolmém k ploše záznamu. Ta-kové pole vyvolá při expozici i velmi tenkých záznamových vrstev periodické změny optických vlast-ností záznamového materiálu v příčném směru. Vyvolaný hologram se kromě svých fázových zobra-zovacích vlastností vyznačuje tím, že i polychromatické světlo pomocného svazku tím, že z jeho spek-tra vybere k reprodukci jen složku s frekvencí odpovídající kmitočtu referenční vlny. Tento hologram je tedy možno rekonstruovat bílým světlem. Důležitou vlastností Denisjukova holografického systému je to, že při reprodukci vzniká jen jediný typ obrazu předmětu, reálný obraz v případě absorpčního hologramu, zdánlivý při použití reflexní či fázové desky

Vlastnosti hologramu, vícenásobný záznam

Jednou z principiálních vlastností holografie je to, že záznam každého bodového objektu není sou-středěn do jediného bodu jak ve fotografii, ale informace o každém bodovém zdroji zaznamenávaného objektu je ve formě interferenčních proužků rozprostřena po celé ploše hologramu. Z tohoto faktu plyne několik závažných dů-sledků. Především informace o zaznamenávaném objektu se neztrácí poškozením hologramu, neboť v každé elemen-tární plošce hologramu je formou interferenčního obrazce obsažena informace o každém bodu povrchu zaznamená-vaného objektu. Rozdělení záznamového media na části dovolí rekonstruovat obraz celého objektu z každé části záznamu, byť s jinými omezeními. Místním poškozením

Obr. 5.32 Zobrazení objektu při rozčle-nění plochy záznamu.

Page 214: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

214

záznamu nedojde ke znehodnocení někte-rých částí obrazu, poškození záznamu se na výsledném zobrazení nemusí projevit, nepřekročí-li určitou mez. Zmenšením účinné plochy hologramu snížíme pouze intenzitu záření difragovaného do pozo-rované obrazové vlny a zmenšíme rozsah pozorovacího prostorového úhlu, jak v reálném, tak ve zdánlivém obraze, který je přímo úměrný ploše hologramu a ne-přímo úměrný vzdálenosti zaznamenáva-ného objektu od roviny záznamové des-ky. Zmenšením plochy hologramu dojde

též ke snížení rozlišovací schopnosti zobrazení. Tuto situaci ukazuje Obr. 5.32. Vedle toho jsme již upozornili na jev související se záznamem interferenčního pole dvou bodo-

vých zdrojů koherentního záření. Při reprodukci může každý z těchto bodů plnit funkci pomocného zdroje, přičemž reprodukuje obraz bodu druhého. Zmíněné vlastnosti spojené s předpokladem lineari-ty záznamové intenzitní charakteristiky ( ) ( ) vuIfvuFh ,, = , závislosti přenosu či reflexe záznamové-ho transparentu na intenzitě interferenčního pole, zprostředkovaně vyvolávající možnost vícenásobné expozice jediného hologramu postupně několika interferenčními obrazci. Každý z těchto interferenč-ních obrazců může nést informaci o jiném zaznamenávaném objektu. Zaznamenávané objekty mohou přitom být i shodně prostorově situovány vzhledem k poloze záznamové plochy. Abychom však mohli při reprodukci takového vícenásobného hologramu obrazy zaznamenaných objektů navzájem separo-vat, je nezbytné při záznamu jednotlivých interferenčních obrazců použít odlišné referenční svazky. Při použití souboru referenčních svazků lišících se jen směrem šíření (či obecně polohou ohnisek svazků), budou ozářením vyvolaného hologramu jedním ze souboru referenčních svazků generovány signálové vlnoplochy příslušející všem zaznamenávaným objektům. Obrazy generované těmito vlno-plochami budou prostorově separovány. S vyjímkou obrazu předmětu zaznamenávaného při použití referenčního svazku shodného s rekonstrukčním budou všechny obrazy zaujímat jinou polohu než

zaznamenávané objekty. Tento případ vícenásobného záznamu označujeme jako tzv. prostorový svazkový multiplex. Dů-ležité přitom je, že při reprodukci nedo-chází ke vzájemné intermodulaci signálo-vých svazků. Nedochází tedy k prolínání jednotlivých obrazových informací ani v rámci jediného obrazu, ani mezi jednot-livými obrazy vzájemně, i když se jednot-livé interferenční obrazce při zápisu pře-kládají. Záznam v prostorovém svazko-vém multiplexu ukazuje Obr. 5.33. Použi-jeme-li při vícenásobném záznamu holo-

gramů systém referenčních svazků stejného tvaru, ale odlišných vlnových délek, jde o tzv. frekvenční svazkový multiplex. Ozářením multiplexního hologramu jedním ze systémů referenčních svazků vznikne při reprodukci v místě zaznamenávaných objektů nezkreslený obraz příslušného předmětu. Kromě této užitečné signálové vlny budou vznikat signálové vlny ostatních zaznamenaných předmětů, jejich obrazy však budou prostorově zkreslené a místně odděleně situované, viz Obr. 5.34.

Možnost vícenásobného holografického záznamu objektů na jediný hologram je základem pro přípravu tzv. barevného hologramu. Až dosud jsme hovořili o takových hologramech, které nesly in-formaci o chování objektu vzhledem k záření jediné vlnové délky, vlnové délky záření tvořící signálo-vý i referenční svazek. Proto reprodukované signálové vlny mohou vytvářet jen tzv. stínový obraz zaznamenaného předmětu v barvě pomocného rekonstrukčního svazku. Nyní víme, že, aniž by došlo k intermodulaci obrazů, lze např. obraz jediného pasivního odrazného objektu zaznamenat na jediný hologram metodou frekvenčního svazkového multiplexu postupně s použitím signálových svazků s třemi různými vlnovými délkami umožňujícími aditivním mísením pokrýt co největší plochu sytých

Obr. 5.33 Záznam a reprodukce v prostorovém svazkovém multiplexu.

Obr. 5.34 Záznam a reprodukce ve frekvenčním svazkovém multiplexu.

Page 215: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

215

i nepestrých barev v kolorimetrickém trojúhelníku barev, viz např. [5-4] Současným ozářením slože-ného hologramu pomocným svazkem sestaveným ze tří koherentních vln s vlnovými délkami a tvary shodnými s referenčními svazky dojde ke vzniku tří sérií trojic obrazů předmětu v jednotlivých bar-vách. Pro každou barvu je právě jeden obraz předmětu prostorově nezkreslený a situovaný do stejné-ho místa, které při záznamu zaujímal objekt. Aditivním mísením těchto tří nezkreslených stínových obrazů získáváme barevný obraz objektu.

Objemový hologram

Ve svých úvahách jsme doposud analyzovali případy plošných (tenkých) hologramů, v nichž příčný rozměr záznamové vrstvy je srovnatelný s vlnovou délkou záření. S výjimkou Denisjukova uspořádání je tenká fotocitlivá vrstva schopna zaznamenat rozložení intenzity světla interferenčního pole jen v ploše povrchu záznamové desky. Rekonstrukci takových hologramů je nutno provádět osvitem zá-znamu monochromatických vlnovým svazkem. Jiná situace nastane při použití fotocitlivých vrstev s tloušťkou mnohonásobně vyšší než délka vlny a vzdálenost interferenčních proužků. Tehdy je v hologramu zaznamenávána prostorová oblast interferenčního pole s nenulovým objemem, takže hologram získá kromě difrakčních vlastností i schopnost účinné filtrace rekonstrukčního záření. Hloubkový hologram lze tedy rekonstruovat bílým polychromatickým nekoherentním světlem obsahu-jícím složku s kmitočtem referenčního záznamového svazku. Hloubkový záznam vybere časoprosto-rovou filtrací z dopadajícího záření složku s vlnovou délkou shodnou s délkou vlny záření použitého při záznamu a tuto složku difraguje do signálové vlny. Trojnásobnou expozicí hloubkového hologra-mu interferenčními poli jediného předmětu v nezměněném geometrickém uspořádání zářením se třemi různými vlnovými délkami získáváme hologram reprodukující ve svazku bílého světla geometricky shodném se svazkem referenčním barevný obraz zaznamenaného předmětu. Při použití speciálních záznamových medií, jako jsou vrstvy chromovaných želatin, lze získat "barevné" objemové fázové hologramy s tak vysokou difrakční účinností (přes 70 %), že k rekonstrukci obrazu je možno použít i rozptýleného denního světla. Hologram má schopnost ze směsi konvergentních a divergentních pa-prsků vybrat potřebný tvar rekonstrukčního svazku a pomocí něj účinně generovat obraz.

Oblasti použití holografie

Jednou z prvních, a jistě v technice zpracování informace nejemotivnějši působících aplikací hologra-fických principů je zápis a reprodukce trojrozměrných obrazů. Tento směr, tzv. zobrazovací hologra-fie, kde se vychází především z metody J. N. Denisjuka (hologram generující jediný obraz), se bouřli-vě rozvíjí zejména v posledních 20. letech. Bohatě se využívá především principů fázového hloublo-vého hologramu, expozice více vlnovými délkami, nezkreslené změny měřítka a rekonstrukce bílým či dokonce rozptýleným světlem.

Velké úsilí bylo věnováno dalším oblastem potenciálních aplikací. Jednou z nich je možnost použít holografické principy pro vytváření holografických paměťových zařízení. Protože holografické paměti zaznamenávají informace o každém bodu informační stránky na celé ploše záznamu, není u nich omezujícím faktorem velikost a četnost materiálových poruch limitující hustotu klasického zá-znamu. Principiálně nové možnosti zvětšení hustoty zápisu plynou z využití objemových hologramů, v nichž dosahuje hustota záznamu hodnot 1110 1010 ÷ bit/cm³, zatímco klasický přímý záznam optic-kým paprskem umožňuje dosahovat záznamových hustot nepřesahujících 107bit/cm². S využitím holo-grafických pamětí je však spojena řada obtíží plynoucích např. z materiálových nároků na citlivé re-versibilní záznamová media, z toho, že do procesu zápis – čtení – mazání často musí vstupovat me-chanické operace (záměna desek s hologramem, vychýlení paprsku, justáž holografické desky vůdči stránkovači či matici detektorů apod.).

Dalším závažným směrem využití holografie je možnost naznačená na Obr. 5.28 spočívající v tom, že při rekonstrukci holografického zobrazení lze pomocí jednoduché vlnoplochy rekonstrukč-ního svazku cíleně generovat i ty nejsložitější vlnová pole signálové vlny, či naopak, svazky (rekon-strukční) s velmi komplikovanou strukturou je možno cíleně měnit do nejjednodušších vlnových polí. Tohoto jevu se s výhodou využívá při syntéze optických prostorových filtrů, transparentů reali-zujících korelační funkce, zastupujících funkci čoček a jiných optických členů.

Velmi významná je také aplikace holografie v oblasti interferometrie. Podstatně rozšiřuje mož-nosti klasické interferometrie v současné technice, metrologii a konstrukci přístrojů. Idea holografické

Page 216: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

216

interferometrie je založena na zkoumání interferenčního pole dvou nebo více téměř shodných kohe-rentních signálových vln produkovaných jedním předmětem. Interferující vlny mohou být vlnami od-raženými od předmětu v různých časových okamžicích, mohou to být vlny odražené od předmětu osvětlovaného zdroji s různou polohou, různými vlnovými délkami apod. Metody holografické inter-ferometrie se velmi dobře hodí k analýze malých posunutí, malých deformací pevných těles, ke zkou-mání kvality povrchu, k rozboru rychlých prostorových změn či deformací, změn optických vlastností fázových objektů…. Holografické principy tedy odkrývají i v metrologii principiálně nové možnosti.

5.2.6 Koherentní procesory

Svou funkcí vycházející z transformačních vlastností čoček při průchodu koherentního záření. Jsou schopny zpracovávat informační spojité obrazy, tj. vysoce paralelní soustavy dat s počtem nezávislých informačních kanálů závislých na poměru účinné plochy soustavy a čtverce vlnové délky záření 2λ . Prakticky může počet paralelních kanálů dosahovat hodnot 107.

Typickou strukturu optické výpočetní soustavy využívající koherentního optického procesoru ukazuje Obr. 5.35. Koherentními optickými soustavami je možno realizovat řadu úloh vycházejících z analýzy a úprav prostorového spektra signálu, využívajících optimální přizpůsobenou filtraci a po-dobně. Koherentní optické procesory (KOP) dovolují také realizovat korelační analýzu vstupních ob-razových signálů a některé další speciální výpočetní algoritmy.

Rychlost zpracování dvojroz-měrného signálu je při tom velmi vyso-ká, je dána především rychlostí OE − a E–O přeměny signálu na vstupu a výstupu soustavy. Doba, kterou potře-buje signál na průchod optickou sou-stavou, je většinou zanedbatelná. Funk-ce KOP je založena na realizaci Fourie-rovy přímé a zpětné transformace po-mocí kvadratického optického fázové-ho členu aproximovaného tenkou spoj-nou čočkou. Základní uspořádání KOP

ukazuje Obr. 5.36. Je to optický tříčočkový systém. Bodový zdroj koherentního záření je umístěn v ohnisku kolimační čočky L1. Za rovinou čočky vzniká monochromatická, přibližně rovinná vlna, která osvětluje rovinu vstupního signálu. Zde je nosná vlna prostorově, amplitudově i fázově modulo-vána vstupním signálem pomocí řízeného transparentu – stránkovače. Tento řízený transparent je v ohniskové rovině dalšího optického členu. Optický člen L2 v rovině qpP ,3 ≡ vytváří Fourierův obraz ( )qpG , vstupní funkce ( )yxf , :

( ) ( ) ( ) ∫∫Σ

⋅+⋅−= dydxyqxpiyxfCqpG exp,, 1

(5 - 50)

Kde geometricky 2fkxp = , 2fkyq = .

Optický člen L3 způsobuje další Fourierovu transformaci, takže signál ( )βα ,g je dán:

( ) ( ) ( ) ∫∫Σ

⋅+⋅= dydxyxifkyfkxGCg βαβα exp,, 222

(5 - 51)

Kde geometricky 32 fkxkf −=α , 32 fkykf −=β .

Odtud:

( ) ( )yxfkfCCg ,, 2

21=βα

(5 - 52)

Kde: x

ff

3

2−=α,

yff

3

2−=β.

Obr. 5.35 Koherentní optická výpočetní soustava. L – laser, K – kolimátor, T – vstupní řízený transparent, KOP – koherentní optický procesor, SO – snímač obrazu..

Page 217: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

217

Obr. 5.36 Princip konstrukce tříčočkového KOP.

Dvojí transformací tedy vzniká LTI systém s opačnou orientací geometrických souřadnic realizující podle poměru ohniskových vzdáleností f2, f3 zvětšení či zmenšení obrazu na výstupní ploše P5. Umís-tíme-li do roviny qpP ,3 = transparent s přenosovou funkcí ( )qpH , získáme:

( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )

( ) ( ) dydxyxhyxfKhfFF

qpHqpGFdqdpqpiqpHqpGCg

−−=∗=

=⋅=+⋅=

∫∫

∫∫

Σ

Σ

βα

βαβα

,,

,,exp,,,

1

12

(5 - 53)

Kde: ( )yxh , je impulsní odezva optického procesoru.

Vzniká obraz ( )βα ,g , který je dán vstupním signálem zpracovaným lineárním prostorovým filtrem s frekvenčním přenosem ( )qpH , . V reálných systémech je nutno do přenosové funkce filtru H vytvo-řeného transparentem v ploše P3 zahrnout i funkci apertury čoček.

Fourierovský KOP se větši-nou, na rozdíl od ilustrovaného příkladu, konstruuje jako dvou či jednočočkový. V případě dvoučoč-kového procesoru, viz Obr. 5.37a, plní člen L1 funkci kondenzoru zob-razujícího bodový zdroj S do bodu v ploše P2. Zde je tedy možno hle-dat Fourierův obraz vstupní funkce ( )yxf , umístěné v rovině P1. Tento

obraz však bude zatížen kvadratic-kým fázovým členem ( )qp,φ závis-lým na poloze vstupní funkce vzhle-dem k poloze transformačního členu L1 určené vzdálenosti d. Transparent ( )qpH , umístěný v rovině P2 tvoří prostorový filtr. Protože Fourierova rovina čočky L1 leží mimo ohnisko rovinu čočky L2, bude také zpětná Fourierova trans-

formace v rovině P3 zatížena kvadratickým fázovým součinitelem ( )βαψ , , který se při vhodném po-měru vzdáleností b a d může kompenzovat s fázovým členem φ vznikajícím při transformaci na čočce L1. Axiálním pohybem plochy P lze regulovat vzdálenost 1, čímž je možno měnit měřítko F-obrazu vstupní funkce vůči filtračnímu transparentu.

Jednočočkový procesor ukazuje Obr. 5.37b. Princip jeho funkce vychází z toho, že Fourierův obraz vstupní funkce je situován v rovině obrazu bodového zdroje koherentní vlny S. Protože však ( )yxf , je umístěn před ohniskovou rovinou čočky L1, bude F-obraz této funkce v ploše P2 zatížen

kvadratickým fázovým součinitelem φ . Výstupní plocha P3 je situována v rovině, na níž se čočkou

Obr. 5.37 a) konstrukce dvoučočkového KOP, b) konstrukce jed-nočočkového KOP.

Page 218: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

218

zobrazí body plochy P1 opět jako bod. Pohybem rovin P1 a P3 nebo zdroje S a roviny P2 lze dosáhnout jak změny měřítka výstupního obrazu, tak změny měřítka F-transformace vstupní funkce oproti fil-tračnímu transparentu ( )qpH , .

Závažnou otázkou při konstrukci KOP je realizace řízených transparentů zavádějících do vý-počtu vstupní a pomocné signály v reálném čase. Tyto řízené transparenty lze realizovat několika způ-soby. V závislosti na typu řídící vstupní veličiny jsou buď elektricky nebo opticky řízené. Z nejužívanějších jmenujme např. prvky typu Titus, fototermoplastické lumatrony, kapalné krystaly, zařízení typu rutikon i akustooptické prvky.

Komplexní prostorové filtrace – souhlasný filtr

Výše popsaný princip koherentního zpracování informace dovoluje realizovat komplexní prostorovou filtraci. Prostorové filtry sestávají pouze z transparentů umístěných do odpovídajících uzlů optické soustavy. Koherentních soustav lze využít k vytváření konvolucí, součinů či korelací vstupních funkcí, lze je po úpravách využít i k dalším operacím, jako je rozpoznávání objektů a znaků, vyhledávání urči-tých objektů v obraze, rozpoznávání obrazových struktur, ke změně spektrálního složení obrazů za účelem jejich homomorfního zkvalitnění, k odstranění degradace známého průběhu apod.

Značný význam při koherentním zpracování informace má úloha detekce signálu v šumu pomo-cí optimálního filtru. Z teorie informace je známo, že poměr signálu k šumu je možno zvýšit po prů-chodu směsi signálu a šumu korelátorem.

Nechť je nyní vstupním obrazem KOP realizujícího lineárního filtraci aditivní směs signálu ( )yxs , a stacionárního náhodného šumu ( )yxn , , tedy:

( ) ( ) ( )yxnyxsyxf ,,, +=

(5 - 54)

Našim cílem je sestavit filtr optimální v tom smyslu, abychom mohli s největší účinností rozpoznat přítomnost známého signálu v šumu. Kritériem optimálnosti filtru volíme obvykle poměr okamžitého výkonu signálu k šumu v bodě 0== yx na výstupní ploše KOP. Je-li odezva filtru na funkci ( )yxs , rovna ( )yxs ,σ , na šumový signál ( )yxn , pak ( )yxn ,σ , je kritérium optimálnosti dáno:

( ) ( ) max0,0 22== σσsNS

(5 - 55)

Kde: 2σ je střední kvadratická odchylka šumu na výstupu.

Má-li prostorový filtr přenosovou funkci ( )qpH , , lze rozvinutím kritéria (5 - 55) psát:

( ) ( ) ( )( ) ( )∫∫

∫∫=dqdpqpNqpH

dqdpqpSqpHNS

,,

,,4

12

2

(5 - 56)

Kde: ( )qpS , je F–obraz vstupní funkce ( )yxs , ,

( ) ( )qpNqpH ,, 2 je spektrální hustota výkonu šumu na výstupu filtru, ( )qpN , – spektrální hustota výkonu šumu na vstupu.

Variací této funkce zjišťujeme, že poměr S/N nabývá svého maxima právě, když:

( ) ( ) ( )qpNqpSKqpH ,,, ∗=

(5 - 57)

Tento vztah je tedy podmínkou pro přenosovou funkci optimálního filtru.Poměr S/N v tom případě nabývá hodnoty:

( )( ) dqdp

qpNqpS

NS ∫∫=,

,4

12

(5 - 58)

Page 219: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

219

Zajímavý výsledek pro přenosovou funkci optimálního filtru dostáváme, je-li stacionární šum na vstu-pu bílý. Pak:

( ) ( )qpSKqpH ,, ∗=

(5 - 59)

Tehdy hovoříme, že charakteristika optimálního filtru je sesouhlasená se vstupním signálem ( )yxs , . Jde o případ tzv. souhlasného filtru. Stejný požadavek na přenosovou funkci jako u souhlasné filtrace získáme při analýze úlohy rozpoznávání některého z množiny různých obrazových signálů vyskytují-cích se se stejnou pravděpodobností.

Vlastní realizace dvojrozměrného komplexního souhlasného filtru je v praxi dosti složitá. V obecném případě se syntéza komplexního filtru rozpadá na návrh amplitudové a fázové části a jejich realizaci a fázovým amplitudovým filtrem. Návrh amplitudového a fázového filtru je v některých pří-padech možno zjednodušit aproximací žádané charakteristiky dvojúrovňovou funkcí, vznikají tzv. binární filtry. V případě syntézy přizpůsobeného souhlasného filtru stojíme před úlohou realizovat transparent s kmitočtově ohraničenou, jinak však zcela obecnou, komplexní funkcí amplitudového přenosu. Fotografické desky umožní realizovat většinou pouze reálné amplitudové funkce, navíc jen pasivního charakteru, kdy ( ) 1,0, ∈qpH . Při syntéze komplexního filtru ( )qpS , lze tato omezení obejít volbou:

( ) ( ) ( )[ ]qppqpSKKqpH ,cos,, 21 ϕασ ++=

(5 - 60)

při ( ) ( ) ( )[ ]qpiqpSqpS ,exp,, ϕ= ,

Neboť potom:

( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( ) ( )[ ]( ) ( )qpSKqpSKK

piqpiqpSpiqpiqpSKKqpH

,,

exp,exp,exp,exp,2

,

221

002

1

∗∗′+′+=

=−−++= αϕαϕ

(5 - 61)

Syntézu takového transparentu můžeme provést holografickou metodou podle Lei-tha a Upatniekse, např. využitím Ray-leighova interferometru, viz Obr. 5.38, kde se na fotografickou desku zapisuje produkt interference signálového svazku dopadají-cího na rovinu záznamu ve formě F-obrazu vstupní funkce a referenčního svazku tvořeného šikmou rovinnou vlnou. Funkce amplitudového přenosu transpa-rentu po kvadratické detekci interferenční-ho pole ve fotocitlivé vrstvě bude plně odpovídat rovnici (5 - 61).

Rozpoznávání obrazců, korelační analýza

Je to proces, kterým kvalitativně hodnotíme zobrazený objekt a přiřazujeme ho k některému z množiny prototypových, vzorových obrazů. Vychází z takového zpracování obrazů, které umožní analyzovat a popsat každou ze zkoumaných obrazových funkcí souborem obecných příznaků (x1, x2,….., xn), většinou volených tak, aby popis byl invariantní vzhledem ke změnám geometrické pro-jekce obrazu (translace, otočení, změna měřítka,…). Z kvantitativního hodnocení souboru příznaků pak vychází rozhodnutí o klasifikaci rozpoznávaného předmětu. V optických systémech pro rozpozná-vání obrazů bývá v mnoha případech za soubor příznaků voleno spektrum prostorových kmitočtů ob-razu objektu, které se některou z řady metod porovnává se spektrem vzorových obrazů. V mnoha pří-

Obr. 5.38 Princip fourierovské syntézy transparentů kom-plexních souhlasných prostorových filtrů.

Page 220: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

220

padech je také využívána korelace tvaru vlnoplochy produkované rozpoznávaným signálem s vlnoplochou vzorových obrazů.

Vložíme-li transparent vzniklý Fourie-rovým holografickým záznamem v systému z Obr. 5.38 do Fourierovy roviny KOP z Obr. 5.38, získáme při zpracování vstupního signá-lu ( ) ( ) ( )yxnyxsyxf ,,, += na výstupní ploše P5 difrakční obrazec odpovídající situaci znázorněné na Obr. 5.39. Člen s prostorovým posunutím 0α zobrazuje konvoluci vstupního signálu a vzorové funkce, člen s posunutím –

0α zobrazuje korelaci signálu ( )yxf , s funkcí ( )yxs , , kterou lze s výhodou využít jako kvantitativního ukazatele při rozhodování v úloze rozpoznávání signálu. Na popsané bázi, využitím svazkově multiplexních holo-gramů, lze konstruovat procesory schopné detekovat či rozpoznávat celou sérii vstupních signálů. Jejich F-obrazy v interferenci s rovinnou referenční vlnou dopadající na rovinu záznamu pro každý vstupní signál pod odlišným úhlem postupně naexponujeme na citlivou vrstvu budoucího filtru. Po vyvolání

Obr. 5.39 Difrakční obrazec výstupního signálu při komplexní prostorové korelační analýze dvojrozměrného signálu pomocí KOP.

Obr. 5.40 Principy holografických systémů pro rozpoznávání obrazců.

Page 221: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

221

takovýto transparent umožňuje korelační analýzou rozpoznávat současně řadu signálů, přičemž výsle-dek korelace vstupního signálu s příslušným vzorovým obrazem se zobrazí jako bod v jistém místě výstupní plochy, viz Obr. 5.40a. Obdobně lze transparent realizující vícenásobný přizpůsobený filtr získat využitím vstřícné Denisjukovy holografické metody, v níž při záznamu považujeme svazky generující F-obrazy ( )qpSi , na Obr. 5.40b za referenční vlny a rozbíhavé svazky ( )qpTi , z bodových zdrojů na výstupní rovině za signálové vlny. Při rekonstrukci je pak osvitem vzniklého transparentu (hloubkového hologramu) vlnou nesoucí F-obraz vstupního signálu generován příslušný sbíhavý sva-zek ( )qpTi , odpovídající rozpoznávanému obrazci přítomnému ve vstupním signálu. Denisjukova metoda má tu výhodu, že podstatně potlačí intenzitu rušivých difrakčních vln zobrazujících konvoluce vstupní funkce a vzorových obrazů. Příkladem využití takového způsobu zpracování signálů je rozpo-znávací zařízení ke čtení textu, umožňující na popsaném principu rozlišit např. všechny symboly latin-ské abecedy, každý ve více než čtyřiceti verzích. Všechny verze jednoho symbolu jsou v takovém zařízení zaznamenány na transparent filtru se společným rozbíhavým interferenčním svazkem ( )qpTs , . Pro odlišné symboly je k záznamu použit odlišný svazek. Rozpoznávané písmeno přicházejí-

cí do systému z Obr. 5.40c jako vstupní signál ( )yxf , v jakékoliv z verzí se po zpracování v KOP objeví jako bod v odpovídajícím místě výstupní plochy.

Popsaná zařízení využívala v podstatě filtračních vlastností hologramu, který, umístěn v rovině prostorových kmitočtů KOP, prováděl optickou transformaci obrazce ( )yxu , v obrazec ( )yxv , . Tako-vý hologram lze jako mnohonásobný prostorový filtr charakterizovat amplitudovými propustnostmi:

( ) ( )( )qpU

qpVqpAi

ii ,

,, =

(5 - 62)

Takovéto filtry lze připravit nejen analogovou technikou, ale lze je získat i digitální syntézou. Oba postupy návrhu a zhotovení filtrů jsou většinou zdlouhavé a obtížné.

Existují koherentní rozpoznáva-cí zařízení, jež holografické filtry ne-používají. Jedním z nich je zařízení s násobením spekter. Rozpoznávaný obrazec moduluje na transparentu T kolimovaný svazek koherentního záření bodového zdroje S. Modulova-ný svazek je promítán na difrakčním mřížku G, kde je dělen do mnoha difrakčních vln.

Jednotlivé difrakční vlny šířící se různým směrem jsou podrobeny F-transformaci a jejich spektrum vyná-

sobeno s transparenty a,b,c,…., které představují příznakové funkce vzorových signálů. velikosti pro-storově integrovaných součinů spekter jsou vodítkem k porovnání se zapamatovanými příznakovými soubory pro danou třídu rozpoznávaných předmětů, viz Obr. 5.41.

Obr. 5.42 Princip rozpoznávacího zařízení s využitím heterodynní korelace.

Obr. 5.41 Princip rozpoznávacího zařízení s násobením spekter.

Page 222: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

222

Jiné typické rozpoznávací zařízení pracuje na principu heterodynní korelace. Metoda je založe-na na principu interference dvou vln s různým kmitočtem. Vlna A prochází transparentem T1 v místě, kde je vložen diapozitiv rozpoznávaného předmětu. Moduluje se jím a prochází transformační čočkou L2. V ohnisku této čočky, kde je umístěný akustooptický deflektor, je tato vlna vychylována pilovitým průběhem kmitočtu zvukové vlny ve vertikálním směru. S úhlem vychýlení se poněkud mění též její kmitočet. Dále je vlna A štěpena difrakční mřížkou,jednotlivé difrakční řády odpovídají svým směrem šíření v horizontální rovině umístění vyleptaných vzorových obrazů na transparentu T2. Po průchodu vychýlených a difragovaných vlnoploch A štěrbinami pod vzorovými obrazy na transparentu T2 tyto vlnoplochy dopadají na detektory umístěné v ohniskové rovině transformační čočky L3. Na aperturní cloně X transparentu T1 vzniká vlna B, která po průchodu deflektorem beze změny směru a kmitočtu dopadá na difrakční mřížku, která ji dělí na svazky osvětlující vzorové obrazy na transparentu T2. Vlny modulované těmito vzorovými obrazy dopadají, fokusovány čočkou L3, na plochu detektorů, kde se superponují na vlnoplochy A. Při shodnosti prostorových spekter vln A a B vzniknou touto superpozi-cí zázněje s kmitočtem rovným okamžitému rozdílu frekvencí vlnoploch A a B. Optický systém pro-mítá roznásobeně obraz rozpoznávaného předmětu nesený vlnoplochou A se zmenšením závislým na úhlu vychýlení deflektoru na otvory v masce T2. Zázněj vzniká v takovém okamžiku, kdy otvorem v masce T2 odpovídajícím některému vzorovému obrazci prochází vlnoplocha A modulovaná geomet-ricky shodně s prostorovou modulací vlny B realizovanou vzorovým obrazem vyleptaným v transpa-rentu T2.

Obr. 5.43 Princip korelátoru se současnou Fourierovou transformací.

Zázněj tedy detekuje jen ten detektor, na něhož dopadá vlnoplocha A i B stejného tvaru. Před detektory lze zařadit prostorové filtry umožňující sejmout zázněj jen od takových složek spektra po-rovnávaných signálů, které jsou např. invariantní vůči pootočení obrazového signálu. Viz Obr. 5.42.

Pro korelační analýzu plošných signálů. která tvoří jednu z nejúčinnějších metod rozpoznávání a vyhledávání obrazů, lze s výhodou použít uspořádání dle Obr. 5.43 s tzv. současnou Fourierovou

transformací. Zde jsou oba korelované signály umístěny na vstupním transparentu osvětlova-ném koherentním koli-movaným svazkem. Na transparentu P2 je v první fázi kvadraticky (intenzitně) zaznamenán jejich společný F-obraz. Poté se signál tvořený prostorově modulova-nou vstupní vlnou 1λ zamění za kolimovaný reprodukční svazek 2λ , který difrakcí na transparentu P2 a zpět-nou Fourierovou trans-

Obr. 5.44 Systémy založené na využití jednorozměrné koherentní optické Fou-rierovy transformace.

Page 223: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

223

formací vytvoří na ploše P3 dva prostorově posunuté obrazy vzájemné korelace funkcí g a h a v ose systému zobrazí autokorelací funkce g i funkce h.

Mnohokanálová jednorozměrná filtrace

Podobně jako umožňuje KOP spektrální analýzu dvojrozměrných signálů a jejich zpracování ve frek-venční oblasti, je možno sestrojit i mnohokanálový jednorozměrný optický spektrální analyzátor, viz Obr. 5.44a. V naznačené konstrukci je sice výstupní signál v souřadnici q zatížen kvadratickým fázo-vým koeficientem, neboť transformovaná funkce neleží v ohniskové rovině transformační čočky L3, je však zajištěno nulové fázové zkreslení v souřadnici x, které by vedlo ke vzájemnému prolnutí kaná-lů. Na Obr. 5.44b je schematicky znázorněna konstrukce mnohakanálové koherentní filtrační soustavy sestavené ze dvou analyzátorů z Obr. 5.44a a kompenzační cylindrické čočky L2.

Za cylindrickou rozptylkou kompenzující chybový fázový koeficient ( )fikq 2exp=φ vznikají v soustavě z Obr. 5.44a je umístěn filtrační transparent ( )qxH i , podílející se na kmitočtovém zpraco-vání jednorozměrných signálů v kanálech.

Další konstrukce a principy

V KOP pro filtraci či korelační analýzu jsou transparenty realizující vstupní funkce či prostorové fil-try, jak vyplývá z předchozího, často vytvářeny plošnými modulátory (stránkovači). Obraz na výstupní rovině je pak často snímán řádkovými či maticovými snímacími prvky,popř. snímači obrazu

s bodovým rozkladem v systému televizní kamery. Získáváme tak pružný procesorový systém s mož-ností spolupráce s číslicovým počítačem . Spoluprací pružného KOP s číslicovým počítačem formují-cím funkce vstupních transparentů a prostorových filtrů získáme hybridní systém, který mže vysokou rychlostí a často v reálném čase realizovat široké spektrum výpočtů z dané třídy úloh. Z nejzajímavějších aplikací hybridního KOP systému z Obr. 5.45 uveďme možnost realizovat adap-tivní optimální filtraci digitalizovaného televizního obrazu v reálném čase.

Komplexní přenos řízeného transparentu M1 v ploše P1 KOP je modulován digitalizovaným vstupním obrazovým signálem z vyrovnávací snímkové paměti. Na rovinu P2 KOP a na obrazový sní-mač D1 se přes polopropustné dělící zrcadlo promítá spektrum prostorových kmitočtů zpracovávaného obrazu, generovaném optickým členem L2. Spektrum sejmuté obrazovým detektorem D1 poskytuje maximum informací pro operativní návrh adaptivního filtru umožňujícího např. korelační analýzu rozpoznávat předměty či vyhledávat objekty ve scéně. umožňujícího vizualizovat detaily, provádět potlačení šumů a rušivých signálů či eliminovat chyby vzniklé amplitudovým či fázovým zkreslením

Obr. 5.45 Hybridní systém KOP pro adaptivní filtraci digitalizovaného televizního obrazu.

Page 224: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

224

obrazu při defokusaci kamery nebo při snímání obrazu přes turbulentní prostředí, apod. Aritmetická jednotka číslicového počítače je schopna, v součinnosti s podpůrnými bloky, na základě údajů o změ-nách vstupního signálu a jeho spektru a údajů o změnách výstupního signálu, v optimalizačním cyklu sledovat změny charakteru vstupního signálu a adaptivně řídit změny komplexního přenosu moduláto-ru M2 v ploše prostorových kmitočtů P2. Může tak v reálném čase minimalizovat některou účelovou signálovou funkci příslušející k jedné z naznačených úloh.

Možnost rozšířit schopnosti KOP z oblasti lineární filtrace, kore-lační a spektrální analýzy i na neline-ární zpracování obrazů přináší využití tzv. theta modulace. Je to postup, kdy jsou jednotlivé útvary intenzivně či amplitudově kvantovaného obrazu nebo vybrané plošné oblasti modulo-vány rastrem, jehož tvar, směr i hus-tota jsou jiné pro každý soubor rov-nocenných ploch zobrazují, podle Obr. 5.46, do oddělených prostoro-

vých oblastí a lze je pak zpracovat prostorovými filtry. Tímto způsobem můžeme cíleně měnit vztah jednotlivých ploch v následujícím zpětném zobrazení podle zvolených požadavků. Lze tak konstruovat optické kompandory, logaritmickou filtrací zvětšovat odstup signálu od šumu apod. Zajímavé možnos-ti skýtá také nelineární zpracování založené na transformace signálového prostoru nejčastěji zobraze-ním signálu na prostorově deformovaný nosič. Takovým zobrazením lze v objektu plynule měnit spek-trum prostorových kmitočtů. Po lineární filtraci a zpětném zobrazení na inverzní plochu získáváme obraz v němž může být provedená kmitočtová filtrace prostorově ohraničena. Tyto postupy mohou být využity např. k realizace Mellinovy transformace signálu, která generuje obrazec nezávislý na měřít-ku, poloze a orientaci objektu. Toho lze známými postupy dále využít k souřadnicově invariantnímu rozpoznávání objektů nebo k obnovení obrazů degradovaných např. pohybem při záznamu či defo-kusací.

Jinou variantou zá-kladního schématu KOP rozšiřující možnosti kohe-rentních procesorů je sys-tém s optickou zpětnou vazbou dle Obr. 5.47. Po-mocí dělících vazebních zrcadel se část energie zpracovávaného signálu vede zpětnovazební větví a stává se znovu předmětem zpracování.Dalšího znač-ného rozšíření operačních možností KOP lze dosáh-nout použitím filtrů tvoře-

ných řízenými transparenty, nelineárním zpracováním, spojováním a rozdělováním svazků či vkládá-ním paměťových členů.

5.2.7 Nekoherentní procesory

Projekční a integrační soustavy

Využívají nekoherentních zdrojů záření a zobrazovacích vlastností čoček. Jsou principiálně i kon-strukčně jednodušší než soustavy koherentní, jejich použití je však omezeno tím, že se ke zpracování signálu nevyužívá fázové informace. Některé principy tohoto druhu nekoherentního zpracování signá-lů ukazuje Obr. 5.48. Tyto soustavy, jak vidět, jsou určeny ke zpracování plošných signálových funk-cí.

Obr. 5.46 Princip theta modulace.

Obr. 5.47 KOP s optickou zpětnou vazbou. Písmena P, P΄ s lichými indexy, označují obrazové signálové roviny, sudá P, P΄ označují roviny prostorových kmitočtů.

Page 225: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

225

Procesor z Obr. 5.48a je založen na průchodu kolimovaného svazku paprsků dvěma řízenými vstupními transparenty se záznamem reálných funkcí intenzitního přenosu ( )yxf ,1 , ( )yxf ,2 s možností vzájemného posuvu v souřadnicích x a y. Při průchodu svazku transparenty je záření ploš-ně modulováno součinem těchto dvou funkcí. Spojná soustava zobrazující bod zdroje z nekonečna do ohniska realizuje integraci svazku prošlého transparenty dle vztahu:

( ) ( ) ( ) dydxyxfyxfug ′′= ∫∫ ,, 21σ

(5 - 63)

Kde: yyxxu ′−′−= , .

Pohybujeme-li jedním z transparentů vůči druhému, dostaneme pro každé posunutí v souřadnicích x a y bod funkční plochy dvojrozměrné korelace obou signálů:

( ) ( ) ( )∫∫Σ

−−= ηνηνην ddyxffyxK ,,, 21

(5 - 64)

Varianty těchto principů používají cylin-drickou optiku, která umožní realizaci inte-grace v jediné ose systému.

Modifikaci nejjednoduššího systému pro realizaci součinu a integrace ukazuje Obr. 5.49a. Zde je k dosažení většího rozsa-hu vzájemného posunutí obou signálových transparentů užito zobrazovací soustavy se spojnou čočkou, která promítá reálný obraz bodu z plochy ( )yxf ,1 na stínítko ( )yxf ,2 . Oba řízené vstupní transparenty 1f , 2f jsou zde prostorově odděleny, a je tak možno eliminovat chybu polohy transparentů v rovině ohniska integrační soustavy.

Použitím cylindrické zobrazovací čočky v Obr. 5.49a a vzájemným posuvem obou transparentů ve směru jediné osy je možno realizovat korelaci dvou jednoroz-měrných signálů zapsaných na vstupních transparentech po řádcích. Za integračním objektivem této soustavy tvořeným čočkou L2 je umístěna cylindrická spojka L3, která zajistí projekci signálu procházejícího jed-notlivými pruhy transparentu ( )xhy na jed-norozměrnou soustavu čidel C. Transparen-ty i rovinu čidel je možno rozdělit v obou směrech a k realizaci dvojrozměrného zpra-cování plošných signálů v matici prostorově

oddělených paralelních kanálů využít rastrového systému čoček, viz Obr. 5.49c. Možnosti soustav pro nekoherentní výpočet se podstatně zvýší, využije-li se jich k realizaci ma-

ticových operací, tj. matematických operací založených na mnoha elementárních paralelních krocích. Na zpracování matic je v technické praxi možno převést značně široký okruh řešených úloh. Při sério-vé realizaci maticových operací postupným výpočtem po jednotlivých členech kladou maticové vý-počty velké nároky na operační čas. Základní výhodou optického procesoru při realizaci operací s maticemi je jeho rychlost.

Obr. 5.48 Principy nekoherentního zpracování obrazů; a) základní schéma procesoru pro korelaci, b) integrace plošné-ho signálu, c) jednorozměrná integrace.

Page 226: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

226

Jednoduchým příkladem maticového procesoru budiž soustava pro násobení matice A sloupco-vým vektorem B dle výrazu:

∑=

=N

nnmnm bac

1

(5 - 65)

Kde: Mm ,...,2,1= .

Viz Obr. 5.51. Soustava využívá modulaci zdroje záření S elementy bn sloupce B. Matice A je nesena transparentem T. Do zobrazovací roviny čočky L2 se přivádí odrazem od otočného zrcátka s clonkou

Obr. 5.49 Konstrukce nekoherentních optických procesorů pro zpracování obrazů; a) korelační soustava, b) soustava pro zpracování jednorozměrných signálů, c) soustava pro dvojrozměrné zpracování s plošnou separací.

Obr. 5.50 Nekoherentní optická soustava pro násobení tří matic; a) nárys konstrukce, b) půdorys konstrukce..

Page 227: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

227

sloupec matice A. Pohyb zrcadla je synchronizován s modulací zdroje. Tak dochází k násobení jednot-livých sloupců matice A prvky sloupcového vektoru B. Sčítání násobků do hodnot sloupce C výsledku je realizováno časovou integrací signálu na čidlech zobrazovací roviny P.

Násobení tří matice CBAD ⋅⋅= v jednom kroku řeší soustava z Obr. 5.50. Optické členy mezi jednotlivými vstupními řízenými transparenty realizují operace projekce a integrace plošných signálů vždy v jiných souřadnicích.

Soustava 1 z Obr. 5.50 rozšíří jednotlivé řádky matice A zavedené transparentem T1 ve směru souřadnice y a pro-mítne je na celou plochu transparentu T2 nesoucího obraz matice B. Obrazy těchto řádků se na transparentu T2 sice překrývají, ale proto, že vycházejí z prostorově oddělených míst transparentu T1, jsou prostorově separabilní. Soustava 2 zpracovává signál získaný přeložením řádků matice A a je-jich modulací transparentem T2 matice B. Integruje ho ve směru osy x a jednotlivé sloupce rozšíří a promítne na celou plochu transparentu T3 matice C. Soustava 3 uskutečňuje tytéž operace ve změněném pořadí os. Výsledek tohoto po-měrně komplikovaného algoritmu je matice D snímaná na výstupní ploše dvojrozměrnou soustavou čidel. Značná složi-tost takového procesoru je bohatě vyvážena rychlostí vý-

počtu, omezena pouze rychlostmi zavádění vstupních signálů, a vysokou informační kapacitou. Pomocí nekoherentního optického procesoru je možno realizovat zařízení pro výpočet diskrétní

Fourierovy transformace (DFT). DFT konečné množiny K diskrétních čísel ( )kf je definována su-mou:

( ) ( )∑=

−=

K

kkl

KkflF

0

2exp π

(5 - 66)

Obr. 5.51 Optickomechanická nekohe-rentní soustava pro násobení matice sloupcovým vektorem.

Obr. 5.52 Nekoherentní procesor pro výpočet DFT; a) konstrukce soustavy, b) půdorys, c) nárys chodu pa-prsků..

Page 228: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

228

Tento vztah lze stejně dobře interpretovat jako součin čtvercové matice ( ) lkh ,=H se sloupcovým vektorem ( )kf=f :

( ) fHF ⋅==1F

(5 - 67)

Transformovaná funkce ( )kf je v systému z Obr. 5.52 generována bodovými zářiči lineárního zdroje S. Obraz každého elementu tohoto zdroje je optickou soustavou L1, L2 ,L3 zobrazen na celý sloupec v ploše T. Zde je umístěn transparent realizující transformační matici H. Cylindrický čočkový rastr R přivádí obrazy sloupců na další soustavu, která nyní integruje záření z jednotlivých řádků na elementy čtecího sloupce detektoru P. Popisovaný nekoherentní procesor však zpracovává jen nezáporné reálné funkce ( )kf , ( ) 1, <lkH . Přesto je schopen realizovat i komplexní operace. Libovolnou komplexní zpracovávanou funkci ( )kf ve formě řádkového vektoru lze při nekoherentním optickém zpracování rozložit na tři K-prvkové reálné vektorové elementy f0, f1, f2 dle vztahu:

+

+=

34exp

32exp 210

ππ jj ffff

(5 - 68)

Stejně tak komplexní matice H se rozpadá na tři reálné matice H0, H1 a H2 rozměru K x K:

+

+=

34exp

32exp ππ jj 210 HHHH

(5 - 69)

Tyto vektorové a maticové elementy složené výlučně z reálných kladných prvků pak generují výsled-ný komplexní vektor F složený ze tří reálných vektorů F0, F1 a F2 dle vztahu:

=

2

1

0

012

201

120

2

1

0

fff

HHHHHHHHH

FFF

(5 - 70)

Paralelní realizací devíti součinů transformačních matic Hi s signálovými vektory fi je tedy možno realizovat komplexní DFT. Tato soustava může vyčíslovat i jiné diskrétní transformace (Walsh-Hadamardovu, Mellinovu), pro které lze na výše uvedených principech sestrojit soubor reálných trans-formačních matic Hi. Nekoherentní zpracování však pro nemožnost využít fázové informace vede k nutnosti zmnožit (obecně až zdevateronásobit) počet nutných optických operací při komplexním výpočtu.

Tabulkové procesory

Vycházejí z jednoduchého principu realizovat vyčíslení složitých matematických funkčních závislostí tím, že všem hodnotám nezávisle proměnné z definičního oboru dané funkce přiřadíme funkční hod-notu uloženou v paměti zařízení.

Všechny funkce z jisté množiny φ obsahující L funkčních závislostí je možno zapsat jako ta-bulkovoou závislost výsledku Y na hodnotách operandu(ů) X:

Je-li každý operand i výsledek vyjádřitelný binární posloupností s m řády (bity), je pro možnost vybavení množiny 100L = funkčních závislostí ( )XXfY ′′′= , s 16m = -ti bitovými čísly nutno ad-resovaně uložit do paměti ("tabulky") m22L ⋅ m-bitových slov, v našem případě to znamená nutnost použít paměť s kapacitou 1019 bitů. V elektronických výpočetních systémech tyto vysoké kapacity paměti omezují možnosti tabulkových procesorů. V optických systémech funkci paměti /tabulky) za-stávají transparenty. Na nich lze dosáhnout objemu informace řádu 108 1010 ÷ bit. Snížení objemu

( )XXfY ′′′= , (5 - 71)

Page 229: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

229

uchované informace nutné při tabulkovém vý-počtu funkčních závislostí je možno dosáhnout rozdělením operandů na kratší binární řetězce (slova, byte) a realizací přiřazení funkční hodnoty nezávisle proměnné veličině sériovým způsobem po jednotlivých krocích. Příkladem takového tabulkového procesoru založeného na funkci mul-tiplexních hologramů je systém z Obr. 5.53.

Některý bod z matice laserových zdrojů ML adre-sovaný hodnotou operandů v něm osvětluje holo-grafický transparent MMH obsahující pro každou

realizovanou funkci jeden mno-honásobný hologram pořízený technikou prostorového svaz-kového multiplexu tak, že kaž-dý referenční svazek (bodový zdroj v matici ML) generuje vlastní signálovou vlnu. Řízený transparent dvojúrovňově ovlá-dající průchod záření referenční vlny je umístěný těsně před rovinou matice multiplexních

hologramů (MMH) a propouští referenční svazek jen na tu plošku MMH, která, adresována signá-lem F, odpovídá realizované funkční závislosti. Difrakcí referenčního svazku na prvku matice hologramů vzniká signálová vlna, která vytváří na matici detektorů MD reálný obraz zaznamena-né funkční hodnoty. Soustava je ovládána jednot-livými mikrooperačními příkazy adresujícími v cyklu jednotlivá slova nezávisle proměnných, určujícími typ funkce z dané množiny a způsob čtení výsledku z matice detektoru. Paralelně séri-ový způsob snižování kapacity tabulkové paměti rozčleněním výpočtu a jeho organizací po slo-vech však zpomaluje rychlost provádění jednotli-vých operací a vnáší do tabulkového výpočtu problém převodu vyšších řádů mezi jednotlivými zpracovávanými slovy. Tuto obtíž lze účinně omezit volbou takového kódu zpracovávané in-formace, při kterém se počet řádových přenosů sníží či zcela odstraní. Takovým kódem je např. kód zbytkových tříd.

Číslo se v něm vyjadřuje pomocí zbytků získaných při celočíselném dělení kódované hodnoty zvolenými moduly (obvykle prvočísly základní řady). Pokud výpočetní operace probíhají při kódování ve zbytkových třídách nad čísly menšími, než je nejmenší společný násobek zvolených modulů, nejsou při výpočtu nutné řádové přenosy. Každý zbytek se zpracovává samostatně v číselné soustavě dané modulem uvažovaného řádu. Zvolíme-li např. jako moduly čísla 3, 5, 7, jejich nejmenší společný násobek je 105. Vyjádření čísla 88 v kódu zbytkových tříd je 1, 3, 4. Dělíme-li tyto zbytky např. číslem 2 (ke každému zbytku lze bez újmy na hodnotě zobrazovaného čísla přičíst celistvý násobek odpovídajícího modulu), máme 2, 4, 2, což je kód čísla 44. Protože odpadají přenosy mezi řády, je možno jakoukoliv operaci v mezích daných spo-lečným násobkem modulů provádět ryze paralelně, navíc jen s tabulkami pro zpracování jednotlivých zbytků.

Obr. 5.53 Tabulkový procesor s maticí multiplex-ních hologramů.

Obr. 5.54 Tabulková soustava pro výpočet s operačními moduly; 1 – deflektor, 3 – operační moduly, 2,4 – optika.

Obr. 5.55 Konstrukce pasivních operačních modulů; a) vláknová, b) zrcadlová, c) hranolová.

Page 230: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

230

Soustava zobrazující zpracování jednoho řádu čísla v kódu zbytkových tříd je na Obr. 5.54. Zbytek R1 daného základu I vyjádřený v některé vhodné čí-selné soustavě (dvojkové či mod I) ve formě svazku paprsků je přiváděn optickou vychylovací soustavou 1 do jednoho ze souboru operačních modulů 3, který uskuteční v daném zbytku žádanou operaci. výstupní optika pak svazek přivede zpět do osy systému. Ope-rační moduly, funkční bloky realizující vlastní opera-ce se zbytky, je možno sestavovat využitím principů z Obr. 5.55. V jednoduchých případech mohou být tyto moduly složeny z ryze pasivních elementů, např. optických vláken, zrcadel či hranolů.

Procesory se stránkovači

Jsou založeny na realizaci jednotlivých logických operací nad elementy plošných signálů prováděných paralelně v mnoha vzájemně nezávislých kanálech. Základní uspořádání těchto procesorů vycházejí buď ze sériového nebo paralelního řazení řízených transparentů v oblasti průchodu kolimovaného svazku

záření. Dvě základní operace, logický součin a logický součet, realizované optikou s transparenty ukazuje Obr. 5.56.

Soustavy s dělením obrazů

Jsou to zařízení, která při práci s plošnými signály v diskrétní podobě realizují sloučení dvou obrazových signálů do jednoho formou geometrického průniku či sjednocení plošných signálů, popř. rozdělují obraz na řádky, oblasti či dvě stejné kopie, mění uspořádání obrazových prvků apod.

Kombinací zmíněných funkcí lze vytvářet sou-stavy vykonávající ve velmi krátkém čase složité logic-ké operace na velkých paralelních soustavách dat. Pří-kladem takové soustavy nechť je binární sčítačka se součtovými a rozdělovacími vláknovými moduly fy Tse, viz Obr. 5.57. Plošné signály A a B jsou zde roz-děleny na svazky, z nichž jeden je kopií, druhý negací svého vzoru. tyto signálové svazky jsou na další úrovni

sloučeny tak, aby výsledný obraz byl logickým součinem vstupních signálů. Výsledky C a C' jsou v poslední fázi logicky sečteny.

Adaptabilní procesor

Valná většina naznačených optických výpočetních soustav se kromě svých předností v rychlosti a množství paralelně zpracovávaných kanálů vyznačuje jednoúčelovostí konstrukce a užití (jistou vý-jimkou jsou vysoce kapacitní tabulkové procesory). Tam, kde je nutné při zpracovávání velkých in-formačních bloků zabezpečit možnost realizace všech nutných operací z jisté třídy (sečítání, násobení, dělení …), je třeba užít procesor, jehož funkci je možno v jistých mezích, podle požadavků na výpo-čet, modifikovat. K tomuto účelu se jako jeden z nejvhodnějších nabízí procesor s prvky LCLV (Li-quid Crystal Light Valve) ve funkci řízených transparentů, viz Obr. 5.58a. Prvek LCLV, viz Obr. 5.58b, je tvořen vrstvou fotoelektrického odporu na bázi materiálů AIIBVI (CdS, CdSe, CdTe) s nanesenou vrstvou nematického LC ve fázi stočeného nematiku. Krystal je využíván jako půlvlnná anizotropní řízená destička. V místech bez dopadu světla z modulačního svazku M má fotoodpor vy-

Obr. 5.56 Princip realizace logických operací s transparenty; a) logický součin, b) logický součet.

Obr. 5.57 Struktury binární sčítačky s dělícími vláknovými moduly.

Page 231: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Zpracování informace optoelektronickými metodami

231

sokou impedanci a destička LC stáčí rovinu polarizace dopadajícího signálového svazku při odrazu o úhel π/2. V osvětlených místech způsobí zvýšení elektrické intenzity v krystalu homogenizaci struktu-ry. Polarizace odražené signálové vlny nebude stáčena.

Zdroj světla Z vytváří kolimovaný svazek, který po průchodu polarizátorem dopadá na jeden segment prvku LCLV. Optická anizotropie tohoto segmentu je modulována proměnným potenciálo-vým reliéfem na vrstvě LC vzniklým osvětlením vrstvy fotoodporu vlnou, na níž je transparentem T1 namodulován řídící signál. Kolimovaný svazek se při odrazu od segmentu polarizačně moduluje. Polarizátor P1 převede tuto modulaci na změny amplitudy. Zařazení se odráží od zrcadla R, dopadá na druhý segment řízeného transparentu LCLV, zde může interagovat s obrazem signálu zavedeného transparentem T2 a po průchodu dalším polarizátorem P2 dopadá na snímač obrazu. Změnou úhlového natočení polarizátorů P0, P1, P2 je možno v širokých mezích měnit logické funkce zařízení vzhledem k plošným signálům zaváděným transparenty T1, T2. Vysoká paralelita, velká operační rychlost a vari-abilita procesoru může přispět ke konstrukčnímu zjednodušení výpočetních soustav a k rychlejšímu pronikání optoelektronických prvků do technické praxe.

DOPORUČENÁ LITERATURA [5-1] Jun - Iti Nisidzava: Sozdanie optoelektronnych priborov dlja cifrovoj techniky. (překlad

z angl.). Elektronika 40, 1968, č.25, s. 28. [5-2] Kravcov, N. V. et all.: Elementy optoelektronnych informacionnych sistem. Moskva, Nauka

1970. [5-3] Koerster, C. J. et all.: Some laser effects potentially useful in optical logic functions. In: Opti-

cal Information Processing. N. Y., MIT Press 1965. [5-4] Schrőder, G.: Technická optika. Praha, SNTL 1981 [5-5] Jiráček, M.: Číslicové počítače II. Skriptum FE VUT Brno. Praha. SNTL 1980 [5-6] Jiráček, M.- Sobol, A: Optoelektronika ve výpočetní technice. Praha. Sntl 1983 [5-7] Svečinkov, S. V.: Základy optoelektroniky. Praha, SNTL 1975 [5-8] Katys, G.P.: Optoelektronické zpracování informace. Praha SNTL 1978 [5-9] Koester, C.J.- Sniter, E: Amplification in a fiber laser. Appl. Optics 3, 1964, č.10, s. 87. [5-10] Begunov, B. N. et all.:Teorija optičeskich sistem. Moskva, Mašinostrojenie 1982. [5-11] Svet, V.D.: Optičeskije metody obrabotki signalov. Moskva, Energija 1971. [5-12] Pilinovič, V. A.-editor: Optičeskie metody obrabotki informacii. Minsk, Nauka i technika

1978 [5-13] Yu, F. T. S.: Introduction to Difraction, Information Processing and Holography. London,

MIT Press 1973. [5-14] Miler, M.: Holografie. Praha, SNTL 1978. [5-15] Gurevič, S. B.-editor: Golografija i obrabotka informacii. Leningrad, Nauka 1976.

Obr. 5.58 Adaptabilní procesor s transparentem LCLV; a) princip konstrukce, b) struktura prvku LCLV

Page 232: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

232

[5-16] Majorov, S. A.-Očin, E. F.-Romanov, Ju. F.: Optičeskije analogovyje vyčislitelnyje mašiny. Leningrad, Energoatomizdat 1983.

[5-17] Golovkin, B. A.: Parallelnyje vyčislitelnyje sistemy. Moskva, Nauka 1980. [5-18] Vasilenko, G. I.: Golografičeskoje opoznavanie obrazov. Moskva, Nauka 1978.

Page 233: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

233

6 Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

Tyto soustavy většinou realizují převod sériových informačních zpráv v podobě jednorozměrných časových elektronických signálů na paralelní bloky optické informace jakými jsou plošné, někdy i prostorové v čase proměnné optické obrazy. Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení in-formace využívají řadu svých předností při uchování, zpracování či vizualizaci informace spojených zejména s principy fázového záznamu vlnového pole (holografie), krátké vlnové délky a transformač-ních či projekčních vlastností optických členů. Jsou určeny zejména pro funkci periferních zařízení elektronických číslicových počítačů nebo pro funkci výstupních zařízení měřících systémů či systémů přenosu a zpracování informace.

6.1 Optoelektronické paměťové soustavy

Paměťové soustavy jsou od doby počátků vývoje počítačů základními a klíčovými elementy výpočet-ních systémů. V celé historii počítačů to jsou právě paměti, které omezují možnosti využití počítače ve vědě a technice. Svědčí o tom také to, že řada omezení při kon-strukci klasických elektronických pamětí nutí konstruktéry vytvářet ve výpočetních soustavách složitou hierarchickou strukturu pamětí různých rychlostí a různé kapacity jako řešení kompromisu mezi požadavky na paměť a současnými technickými mož-nostmi, zatímco by bylo mnohem jedno-dušší pracovat s jediným paměťovým sys-témem, který by umožňoval komunikaci s procesorem takovou rychlostí jaká se k výpočtu požaduje, a nabízel tak velkou informační kapacitu, jaká odpovídá veli-kosti počítače. Proto se pro konstrukci pa-měťových soustav hledají stále nové prin-cipy slibující poskytnou takové výhody, které by dovolily alespoň zmenšit počet hierarchických stupňů v paměťovém sys-tému. Řadu nových možností v tomto ohle-du přináší principy optoelektroniky. Obr. 6.1 představuje současné členění paměťo-vého systému velkých počítačů.

Optické paměti mají mezi ostatními druhy výhodné postavení z hlediska kapaci-ty i vybavovací rychlosti. Problémy spojené především se záznamovými materiály však nedovolují realizovat všechny typy pamětí v naznačeném hierarchickém systému. Optické paměťové soustavy lze principiál-ně členit do dvou skupin. Podle typu zá-znamu rozlišuje paměti s diskrétním zápi-

sem a paměti s rozloženým (holografickým) zápisem. V pamětech s diskrétním zápisem je každý ele-ment zaznamenané informace zobrazen lokálně, lze určit jeho polohu a vymezit prostor, který element na záznamu zaujímá. V pamětech s rozloženým záznamem je každá informace zobrazena na celé ploše záznamového média. Optické paměti, díky velmi malým mezním rozměrům optického svazku, umož-ňují doposud plošně či objemově nejhustší záznam informace. Uplatní se proto zejména ve stupních s velkou kapacitou a malými požadavky na reverzibilitu a rychlost zápisu.

Obr. 6.1 Hierarchie v paměťových systémech současných velkých počítačů.

Page 234: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

234

Základními vlastnostmi paměti ovlivňujícími způsob jejího použití jsou: ka-pacita paměti, tj. objem zapsané informace, rychlost přístupu k zá-znamové jednotce při zápisu či vybavení, typ přístupu k záznamové jednotce, cena zapsané-ho bitu, hustota zázna-mu. Optická paměť může teoreticky dosa-hovat plochy záznamu jednoho bitu 2λ=S . Pro m1µλ = vychází

hustota záznamu 106 bit/mm2. Zmenšování záznamové plošky snižováním λ je nevýhodné, neboť při snímání je nutno soustředit velkou energii do malého prostoru, což vede k technickým obtížím. Z tohoto hlediska je výhodnější rozložený záznam, který bez obtíží dosahuje teoretických hranic v plošné hustotě záznamu a umožňuje dále koncentrovat záznam využitím objemových hologramů.

Členění optických pamětí podle typu zápisu informace ukazuje Obr. 6.2.

6.1.2 Záznamové materiály

Jsou velmi důležitými prvky optických pamětí, ne-boť zásadním způsobem ovlivňují většinu základ-ních vlastností paměti. Určují zejména dosažitelnou kapacitu, rychlost a typ přístupu k záznamu. Se značnými materiálovými obtížemi je spojeno sesta-vení reversibilní optické paměti. Navíc diskrétní i holografický záznam kladou na záznamové materiá-ly poněkud rozdílné požadavky.

K základních charakteristikám záznamových materiálů patří rozlišovací schopnost vyjadřovaná zpravidla počtem rozlišitelných čar na jednotku dél-ky (jen vzácně počtem bitů zaznamenatelných na jednotce plochy záznamu). Energie potřebná k záznamu informace se vyjadřuje buď plošnou hus-totou zapisovací energie [J/mm²], nebo formou

množství práce potřebné k záznamu jednoho informačního bitu [J/bit]. Citlivost materiálu je úměrná převrácené hodnotě této veličiny. Pro holografický záznam je významnou charakteristikou tzv. difrakční účinnost vyjadřující procentuální díl energie rekonstrukčního svazku difragované do signá-lové vlny reálného (někdy též imaginárního) obrazu.

Poznámka: U holografických záznamových materiálů by, vzhledem k existujícím koherentním zdro-jům, neměla rozlišovací schopnost klesnout pod 1000 čar/mm, difrakční účinnost pod 0,2%. Zázna-mová energie by neměla přesáhnout mmJµ40 , doba záznamu informačního bloku by neměla být delší než sµ100 a mazací energie nemá překročit mmJµ10 .

Dalšími důležitými parametry jsou čtecí a mazací energie, maximální počet záznamových a čtecích cyklů a trvanlivost záznamu, tj. doba za kterou neklesne jakost záznamu pod zvolenou mez. Vlastnosti některých optických záznamových materiálů ilustruje diagram na Obr. 6.3.

Podle princiů interakce hmoty a záření uzpůsobujících vratné či trvalé změny optických vlast-ností záznamového média při zápisu informace dělíme záznamové materiály na fotografické, fotore-

Obr. 6.2 Členění optického záznamu.

Obr. 6.3 Rozlišovací schopnost a citlivost někte-rých tradičních optických záznamových materiálů.

Page 235: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

235

zistivní, fotochromní, magnetooptické, ferroelektrické, termoplastické, k záznamu lze také použít amorfních polovodičů, kapalných krystalů a některých dalších látek. Záznamové materiály lze rozlišo-vat na materiály vhodné pro permanentní či reversibilní záznam.

Fotografické záznamové materiály

Patří k permanentním záznamovým materiálům. Nejužívanějším materiálem je zde AgBr a některé další halogenidy stříbra s dopanty síry či zlata. Foton dopadající do prostoru elementární krystalové buňky fotocitlivé vrsty zde při pohlcení generuje pár elektron-díra. Náboje generovaného páru se po-

lovolně pohybují krystalem. Elektron bývá zachycen příměsovými stavy na okrajích krystalu. K tomuto místu pak putují ionty stříbra, jsou neutralizovány a tvoří tzv. vyvolávací centra (latentní obraz), viz Obr. 6.4. Při vyvolávání se od těchto center rozvíjí redukční proces, který vyděluje atomy stříbra z vazeb halogenu tak, že kolem jediného atomu latentního obrazu je re-dukováno až 1016 sekundárních atomů. Zesílení proce-su tedy dosahuje až 180dB! To je příčinou vysoké cit-livosti fotografických materiálů. Zrnitost látky (rozměr mikrokrystalů) udává rozlišovací schopnost. Čím men-ší zrno, tím vyšší získáme rozlišovací schopnost, tím nižší je však maximálně dosažitelné zesílení a menší citlivost materiálu. Pro holografii jsou s oblibou použí-

vány desky Kodak G49F ( 2000n = čar/mm), desky fy Agfa Gevaert Scilentia 10E75 (3500 čar/mm). Fotografický proces je nevratný.

Fotorezistivní materiály

Patří k nim látky, u kterých se vlivem záření mění molekulární vazby, aniž by se významně měnilo chemické složení materiálu.

Významné jsou zejména chromované koloidy, v nichž dochází vlivem absorpce fotonů k příčnému propojování polymerních řetězců. Změny příčných vazeb se projevují jednak změnami indexu lomu a mechanického pnutí látky (využívá se u fázových hologramů, dosahují extrémních hodnot difrekční účinnosti, objemové hologramy nad 70%), jednak zmenšením rozpustnosti osvětle-ných míst v organických rozpouštědlech. Po odplavení rozpustných míst při vyvolávání vzniká reliéfní záznam, využitelný pro přímý zápis i fázový hologram. Polymerizační působení záření můžeme pozo-rovat i u tzv. fotopolymerů.ve kterých vznik delších molekulárních řetězců při absorpci záření vede

opět ke změnám mechanických i optických vlastností. Kromě těchto látek jsou využívá-ny další fotorezisty, organické sloučeniny, které mění svoje vlastnosti jednak působe-ním záření, jednak působením katalyzáto-ru.Je v nich možno uspořádat záznamový proces buď obdobně jako u koloidů, tzn. dosahovat utvrzení látky na exponovaných místech (negativní fotorezisty), nebo naopak zachovat rozpustnost na osvětlených mís-tech, katalyzátor vytvrdí místa zářením ne-zasažená (pozitivní fotorezist). Záznam v těchto materiálech je opět nevratného rázu.

Fotochromní látky

U těchto materiálů (krystaly CaF2: Ca, Ce, SrTiO3, spirospyrany) hrají významnou roli poruchy krystalové mříže aktivované osvět-lením. Tyto poruchy mohou být v materiálu

Obr. 6.4 Fyzikální pochody při vzniku latentní-ho fotografického obrazu.

Obr. 6.5 Barevná centra v krystalu KCL; a) F-centrum, b) M-centrum.

Page 236: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

236

uspořádány různými způsoby a vzájemně vázány. Nazývají se barevná centra, neboť zachycováním polovolných nábojů excitovaných pohlcením do-padajících fotonů značně ovlivňují průběh spekt-rální závislosti pohltivosti ( ve viditelném oboru tedy barvu fotochromního materiálu). Uvolnění nosičů náboje z center, a tedy dezaktivace mate-riálu, je možná nejčastěji ozářením látky světlem jiné vlnové délky než záznamová, zahřátím či prostě spontánním přechodem při zmenšení inten-zity dopadajícího záření. Dovolují tedy reverzibil-ní záznam s vysokou rozlišovací schopností. Na

Obr. 6.5. je znázorněno tzv. F-centrum a M-centrum v krystalu KCL spolu s jejich vlivem na spektrál-ní charakteristiku pohltivosti materiálu. Vlivy barevných center se projevují také změnami směru pola-rizace procházejícího záření.

Ferroelektrické materiály

Také v nich se uplatňuje pohyb volných nosičů náboje generovaných absorpcí dopadajícího záření. V krystalu LiNbO3 se zbytkovou koncentrací iontů Fe3+ se elektrony generované vlivem intenzivního osvětlení pohybují difuzními silami ve směru jedné dielektrické osy (způsobeno nesymetrií potenciá-lového pole krystalové struktury) a zachycují se na hlubokých donorových postech Fe3+ u okrajů osvětlené oblasti. Objevují se tak tzv. "optical damage" (optické znečištění). V okolí těchto oblastí vzniká vnitřní elektrické pole, které lineárním Pockelsovým elektrooptickým jevem vyvolává změny indexu lomu v krystalu, a tedy tzv. fotorefrakční jev. Elektronové stavy na donorových pastech se samovolně, popř. vlivem mazacího záření, postupně rozpadají. Lze tedy získat reversibilní autode-strukční záznam.

Při zahřátí materiálu nad Currieo-vu teplotu dojde po osvětlení materiálu k migraci iontů Fe3+ ve směru elektrické-ho pole, což vede k zeslabení jeho inten-zity. Po ochlazení však nerovnoměrnou distribucí dopantů vzniká prostorový náboj generující opět fotorefrakční jev, který má nyní formu permanentního záznamu. Ferroelektrické materiály jako LiNbO3, LiTaO3, BaTiO3, Kta0.65Nb0..35O3 (KTN), Ba2NaNb5O15 (BANANA) jsou tedy použitelné i

k získání objemových fázových hologramů, bohužel s dosud nízkou difrakční účinností. Do této sku-piny látek patří i krystalické segnetoelektrické materiály, u kterých dochází změnou elektrické indukce k mechanickým deformacím pozorovatelným opticky. Změn indukce je dosahováno odvedením nábo-je z elektrod při zvýšení vodivosti osvětlené vrstvy fotoodporu, viz Obr. 6.6. Keramická ferroelektrika se vyznačuje dielektrickou doménou strukturou s velikostí elektrických domén závislou na velikosti zrna materiálu.V kombinaci ferroelektrika s vrstvou fotoodporu lze využít hysterezní vlastnosti této látky a závislost rozptylu či polarizace procházejícího záření na směru remanentní indukce, viz Obr. 6.7.

Magnetooptické materiály

V nich je k zápisu informace možno využít Faradayova nebo Kerrova magnetooptického jevu. Zdro-jem a nositelem magnetického pole je zmagnetovaná feromagnetická magnetooptická látka ve tvaru tenké vrstvy. Místních změn magnetizace vytvářejících záznam dopadajícího optického signálu se dosahuje buď opticky, stimulovaným přenosem elektronů v mřížce magnetooptického krystalu (to vede ke změnám tvaru hysterezní křivky, a tím ke změně remanentního magnetismu materiálu v ozářeném místě), jiný způsob je založen na tepelném působení dopadajícího záření na magnetoop-

Obr. 6.6 Segnetoelektrický záznamový materiál.

Obr. 6.7 Záznam v keramickém ferroelektriku.

Page 237: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

237

tický materiál. Lze využít tří mechanismů tepelného působení. Nejčastěji je využíváno místního zahřá-tí zmagnetovaného materiálu nad Currieovu teplotu (krystaly MnSi, EuO, PtCo), při které dochází ke ztrátě magnetických vlastností látky. Ozářené místo se tedy demagnetuje. Vlivem zmagnetovaného okolí dochází po ochlazení ke zmagnetování ozářeného místa v opačném směru. Jiný způsob využívá tzv. bodu kompenzační teploty (krystal GdFe5O12), při níž dochází ke kompenzaci magnetických mo-mentů z různých krystalových buněk materiálu. V oblasti kompenzační teploty lze tedy zmagnetovaný materiál přemagnetovat i slabým vnějším magnetickým polem, při jiných teplotách neúčinným. Ko-nečně se při tepelném záznamu na magnetooptické materiály využívá závislosti koercitívní síly mate-riálu na teplotě (krystal CoP). Teplotní rozdíly jednotlivých míst při magnetování nezmagnetovaného materiálu vedou ke vzniku změn výsledného remanentního magnetizmu. Tento způsob záznamu se spokojí s nejmenšími teplotními rozdíly mezi ozářenými a neozářenými plochami. Záznamová media z magnetooptických látek nemají vysokou rozlišovací schopnost ani citlivost, vyznačují se však neo-mezeným počtem záznamových cyklů.

Termoplastický záznam

Termoplastický jev využívá materiálů na bázi polyme-tylmetakrylátu či polystyrolu. Principem tohoto jevu je deformace termoplastických látek zahřátých nad teplotu měknutí vlivem elektrostatických sil. Obr. 6.8. ukazuje princip termoplastického záznamu. V prvé fázi je struk-tura z Obr. 6.8a triboelektricky nebo indukcí opatřena povrchovým nábojem. Ozářením a zvýšením vodivosti vrstvy fotoodporu přechází indukovaný náboj ze zá-kladní elektrody 3 fotoodporem 2 na vnitřní povrch termoplastu 1. Zvyšuje zde napětí mezi povrchy a po změknutí materiálu způsobuje jeho deformaci, viz. Obr. 6.8b,c. Ochlazením termoplastu se vzniklý reliéf zafixu-je. V některých případech lze použít fotoelektrické od-porové vrstvy také ke krátkodobému zahřátí termoplastu rozptýleným výkonem při průchodu proudu vrstvou. Zaznamenaný povrchový reliéf lze vymazat zahřátím nenabité vrstvy termoplastu. K vyrovnání povrchu dojde vlivem povrchového napětí polotekuté termoplastické vrstvy. Podobně jako segnettoelektrika mohou termo-plastické materiály svým záznamem modulovat fázi odražené vlny. Mají značnou rozlišovací schopnost a

mnoho záznamových cyklů. Jsou vhodné pro plošný fázový holografický zápis.

Amorfní polovodiče

Patří k nim např. chalkogenní skla (As2S3, As2Se3). V technice záznamu se využívá jejich energetické-ho přechodu z amorfní fáze do polykrystalické a naopak. Jejich využití se rozšiřuje u diskrétních pa-mětí RWM.

Kapalné krystaly

Paměťové vlastnosti lze sledovat i u některých kapalných krystalů zejména smektického typu. Změnou elektrického pole v krystalu nebo změnou jeho teploty dochází k deformacím molekulových vazeb a ke změnám optických vlastností krystalu, které bývají zachovány i dlouho po zániku příčiny. Příkla-dem paměťových LC je kyanobenziliden oktyl anilin (CBOA), který při teplotách pod 35°C existuje v tuhé fázi, v rozmezí 6735÷ °C se chová jako smektický krystal, při teplotách vyšších než 67°C je nematickým krystalem a přechází v izotropní kapalinu. Pokud na vrstvu CBOA ve smektické fázi pů-sobíme napětím, bude se činitel propustnosti vrstvy měnit dle křivky A z Obr. 6.9. Po uplynutí časo-vého intervalu 12 ttt −=∆ při opakování pokusu zjišťujeme, že závislost B propustnosti krystalu, který

Obr. 6.8 Termoplastický záznam. 1-termoplast, 2-fotoodpor, 3- základní kovová elektroda.

Page 238: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

238

byl vystaven účinku elektrického pole, má minimum výraz-ně posunuté k nižším napětím. Tento stav, vyvolaný zřejmě polarizačními jevy u elektrod, si krystal po dlouhou dobu uchová.

Doba autodestrukce záznamu (splynutí křivek A a B) závisí na teplotě krystalu, je tím vyšší, čím více se blíží tep-loty hranici mezifázového přechodu smektic-nematic (při

42=ϑ °C a tloušťce vrstvy m100µ=d je doba autode-strukce několik měsíců). Zvyšováním teploty se memorizač-ní čas zkracuje, toho lze využít při mazání informace. Ve směsích cholesterických a nematických krystalů lze elektric-ky vyvolat dynamický rozptyl, který vlivem působení spirál cholesteriku na molekuly nematiku trvá určitý čas i po záni-ku budícího stejnosměrného pole, viz Obr. 6.10. Původně

průzračná vrstva LC se tím zamlží. Samovolné rozpadání rozptylových center lze uspíšit stří-davým elektrickým polem. LC dovolují kon-struovat absorpční záznamové desky s malou rozlišovací schopností vhodné pro reverzibilní záznam s neomezeným počtem záznamových cyklů.

Další typy záznamových materiálů

Pro permanentní záznam se často používají materiály jejichž vlastnosti se místně mění tepelnými účinky laserového svazku. Zaostře-ním laserového paprsku na plochu kolem

m1µ se v ohnisku systému dosahuje vysokých hustot energie. Tenká vrstva (řádu desítek

mµ ) teluru či rhodia se krátkým impulsem záření vytaví, povrchové síly vedou k vytvoření malé kru-hové záznamové stopy ve vrstvě. Čte se odrazem, který je záznamem modulován. Materiály pro tento záznam musí mít vysokou odraznost, nízké skupenské teplo tání a nízkou tepelnou vodivost. Také podložka nesoucí záznam (deska SiO2 či polymetylmetykrylát) nesmí být tepelně vodivá. Na vytvoře-ný záznam se často nanáší ochranná vrstva transparentního materiálu, která chrání záznam před po-škozením. Zmíněný způsob záznam je označován jako tzv. ablační. Pro permanentní záznam se mimo to používá ablační techniky vytváření bublin pomocí ohřevu laserovým paprskem a následné chemické reakce pod povrchem vícevrstvého záznamového filmu,. K ablačním technikám patří také záznam změnou textury povrchu, při němž dochází teplem záznamového svazku k lokální destrukci zvrásně-ného a difúzně odrážejícího povrchu aktivní vrstvy, nastavením a vlivem povrchového napětí vzniká zrcadlově reflexní povrch.

Dále je u permanentího záznamu možno využít techniky slévání vrstev, kdy ohřevem a rozta-vením dvou vrstev Pt – Si, Rh – Si dojde k jejich slití a ke změně optických vlastností v odraze. Opa-kem této metody je metoda segregační, kdy záznamová vrstva (teplotně méně stabilní) segreguje ohře-vem záznamovým svazkem na dvě (i více) stabilních složek. Velmi dobré vlastnosti jsou dosahovány se silně absorbujícím suboxidem teluru TeO1,1, který tepelně segreguje na průhledný TeO2 a vysoce reflexní Te.

Další perspektivní záznamovou technikou umožňující zápis i mazání je tzv. kvantový záznam. Paměťové medium tu tvoří polovodič s širokým zakázaným pásem s jednou nestabilní, tzv. komuni-kační (E) s jednou záchytnou stabilní (T) hladinou hlubokou v zakázaném pásmu. Viditelným světlem

500400 ÷ nm jsou elektrony čerpány z valenčního pásu na hladinu E, z níž spontánně přecházejí na hladinu T, odkud nemohou rekombinovat.

Tento děj probíhá při zápisu do vrstvy. Při čtení zapsané informace je stopa ozářena světlem in-fračerveného laseru, při čemž jsou elektrony ze záchytné hladiny T vyraženy na hladinu E, odkud re-kombinují. Část vyražených elektronů se vrací na hladinu T, ostatní z hladiny E přecházejí do valenč-

Obr. 6.9 Závislost propustnosti vrstvy CBOA na přiloženém napětí před a po působení elektrického pole.

Obr. 6.10 Paměťová buňka se směsí cholesterického a nematického LC; a) klidový stav, b) po přiložení stejno-směrného záznamového napětí, c) při působení střídavého mazacího pole (dochází k vyrovnávání os spirál choleste-riku).

Page 239: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

239

ního pásu a emitují záření na vlnové délce kolem 650 nm. Detekce tohoto záření vytváří čtený signál. Tento typ záznamu není ovlivňován povrchovými nehomogenitami ani prachovými částicemi, neboť čtení vychází z detekce nikoliv odraženého či propouštěného světla, ale záření aktivně vybuzeného v záznamové vrstvě. Nejsou známy žádné mechanismy omezující životnost či počet cyklů zápis a ma-zání v tomto materiálu. Nevýhodou tohoto způsobu je tzv. destruktivnost čtení.Při ozáření záznamo-vého místa infračerveným paprskem dochází výše popsaným kvantových mechanismem k úbytku elektronů na záchytné hladině. Zapsanou informaci je tedy vzápětí po čtení obnovit zpětným zápisem. Mazání záznamu lze realizovat čtecím paprskem s velkým výkonem.

Kromě kvantového záznamu lze pro vratný zápis využít také fázových přechodů a změn krysta-lické mřížky kovových slitin při různých teplotních cyklech a odtud plynoucích změn reflexivity. K používaným materiálům zde patří slitina Ag – Zn.

6.1.3 Diskrétní optický záznam

Je realizován nejčastěji jako záznam jednotlivých informačních elementů pomocí plošek citlivého materiálu ozářených svazkem záznamového laseru. Tvar těchto tzv. bitových políček je dán zpravidla tvarem průřezu fokusovaného laserového svazku. V praxi je běžně dosahováno záznamové hustoty 105bit/mm², což odpovídá bitovému políčku ve tvaru čtvercové plošky 2m10µ . Ke čtení záznamu se využívá též záření laseru, neboť laserový vysoce kolimovaný svazek lze zaostřit na velmi malou ploš-ku, s rozměry danými průměrem objektivu, koherencí a rozložením intenzity pole ve svazku. Maxi-mální hustota záznamu je ovlivňována nejen fokusačními schopnostmi záznamového materiálu. Doba záznamu jednoho informačního bitu je přímo úměrné hustotě energie v záznamovém svazku s citlivosti materiálu.

Diskrétní paralelní reverzibilní paměť využívá možnost současného snímání velkého objemu zapsané informace z mnoha prostorově separovaných záznamových medií. Ke své činnosti využívá současně vychylovače, děliče svazků a dělící hranoly. Při záznamu a snímání je polarizovaný svazek

Obr. 6.11 Diskrétní paralelní magnetooptická paměť; a) principiální schéma uspořádání paměti, b) organizace záznamové destičky, c) řez záznamovým polem.

Page 240: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

240

laseru vychýlen deflektorem do jedné ze čtvercového rastru 256256× poloh. Polohově posunutý sva-zek zpracovaný objektivem dopadá na dělič, který z něj vytvoří matici 88× oddělených paralelních svazků. Ty procházejí kondenzorem s ohniskovou vzdáleností F a přicházejí do soustavy dělících hra-nolů, které sadu svazků postupně dále zmnožují a přivádí tak skupiny 88× svazků současně na něko-lik (např.16) záznamových desek. Optická dráha svazku od roviny kondenzoru ke každé z těchto desek musí být rovna F, aby v libovolném místě záznamu byl každý z 64 svazků bodově zaostřen. Každá záznamová deska, viz Obr. 6.11b,c, sestává z 64 polí pro každý dílčí.paprsek zmnoženého svazku. Dílčí paprsek může v každém z těchto polí dopadat na jednu z 256256× bitových záznamových plo-šek. Tak je možno současně snímat a zaznamenávat bloky informace o 02418816 =×× bit. Při zá-znamu se využívá mechanismu kompenzační teploty ve vrstvě železného granátu. Dopadem paprsku na fotoodpor může mezi elektrodami procházet příčný proud. Tím se vrstva fotoodporu zahřívá a otep-lí i příslušnou záznamovou oblast magnetooptika. To je pak zmagnetováno polem proudových vodičů. Při snímání dopadá na bitovou plošku polarizovaný paprsek, jež prochází vrstvou magnetika a podle směru remanence mění svou polarizaci.

Směr polarizace je vyhodnocován polarizač-ním filtrem a výsledek detekován fotoelementem vlastním každému záznamovému poli. Takto získá-váme rychlou reversibilní paměť s kapacitou

sGbit1,074bit236 ⋅= dobou záznamu bloku 1024 bitů asi l ms a dobou vybavení téhož bloku s1,0 µ (výzkumné práce laboratoří fy Philips a IBM). Ob-dobným směrem je zaměřován také výzkum labora-toří AV SSSR. Značné problémy jsou v konstrukci těchto pamětí spojeny s technologií výroby zázna-mových materiálů a zejména s nutností fokusovat vychýlené dílčí svazky na záznamovou plošku veli-kosti max. m1010 µ× s dostatečnou přesností a

stabilitou (přísné nároky na mechanickou konstrukci, kvalitu kolimační optiky a deflektoru). Ještě větší hustoty záznamu, a tím i vyšší celkové kapacity, lze dosáhnout v konstrukcích ar-

chivních permanentních pamětí. Nejvhodnějším principem pro bitový záznam v permanentních pamě-tech se jeví teplené účinky laserového impulsu na tenkou vrstvu záznamového materiálu. V místech dopadu záření se materiál vrstvy vytaví a vytvoří se místo s odlišnou odrazivostí od okolí. Na tomto

Obr. 6.12 Konstrukce archivní bubnové perma-nentní optické paměti.

Obr. 6.13 Povrch číslicové zvukové desky.

Obr. 6.14 Snímací hlavice CDDA.

Page 241: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

241

principu byla zkonstruována bubnová paměť fy Unicon. Na záznamový buben o rozměrech 813125× mm se zapisuje zhruba 104 drah po 105 bitech, tedy 109 bitů. Požadovaný objem jednotky

archivní paměti je asi 1012 bit, ke splnění tohoto požadavku je tedy třeba 1000 pásů bubnového optic-kého záznamu.

Poznámka: V zařízení fy Unicon jsou jednotlivá záznamová bitová políčka tvořena stopami po odpa-ření záznamové vrstvičky rhodia na křemenném podkladu, čímž klesne odrazivost místa se záznamem z původních 0,6 na 0,04. Stopy jsou v průměru asi mµ5,3 a ve vzájemné vzdálenosti mµ8 .

Konstrukce bubnové paměti je schematicky znázorněna na Obr. 6.12. Záznamový svazek je generován výkonným Ar laserem 1, modulován elektrooptickým spinačem 2 a přes elektromechanický vychylo-vací systém 3 dopadá na plochu záznamového bubnu. Při snímání se zeslabený snímací svazek od záznamových stop odráží,intenzita odraženého paprsku a jeho poloha vzhledem k drahám záznamu je snímána systémem detektorů 4.

Diskové optické paměti

Vycházejí z principu komerčně užívaného v systém u záznamu svazku na číslicovou optickou desku CD-DA. Zvuková deska systému CD a její výroba. Deska systému CD má průměr 12 cm, na jedné straně je záznam, na druhé pouze etiketa. Strana se záznamem je zrcadlově stříbrná. Spirálová stopa má stoupání m6,1 µ , šířku m6,0 µ . Charakter záznamu je patrný z Obr. 6.13. Záznamová stopa je tvo-řena různě dlouhými prohlubněmi,jejichž šířka je asi 600 nm a délka se pohybuje v rozmezí trojnásob-ku až jedenáctinásobku délkového modulu přibližně 300 nm.

Záznam se snímá světelnou stopou o průměru asi m1µ . Základní modulace (modulace kanálu) je typu NRZI (Non-Return to Zero Inverse). Binární jednička odpovídá v tomto případě přechodu me-zi koncem, resp. začátkem prohlubně a rovinným povrchem. Plocha se záznamem je opatřena refle-xivní metalickou vrstvou, která v rovinné části odráží dopadající světlo. Prohlubně naopak světlo roz-ptylují. Intenzita odraženého světla proto poklesne, je-li pod snímací stopou právě prohlubeň.

Povrch se záznamem je umístěn pod transparentní ochrannou vrstvou tloušťky 1,2 nm. Protože se paprsek zaostřuje až pod tuto vrstvu, ruší mnohem méně drobné vady na povrchu krycí vrstvy např. poškrabání a prach. Další zabezpečení záznamu proti rušivým vlivům zajišťuje systém modulace a korekce chyb.

Desky systému CD se lisují, resp. vyrábějí lisostřikem obdobně jako desky drážkové. Lisovací nástroje se rovněž vyrábějí galvanoplastickým postupem. Primární záznam se provádí v laserovém záznamovém stroji na skleněnou desku opatřenou tenkou vrstvou fotorezistu, tedy fotograficky ob-dobně jako mikroelektronické obvody.

Rozměry: Vnější průměr 3,0120 ± mm Středový otvor (průměr) 15 + 0,1 až 0 nm

Tloušťka 1,2 + 0,3 až 0,1 nm Oblast záznamu:

vnější průměr 3,0118± nm počáteční průměr záznamu 50 + 0,0 až 0,2 mm min. zaváděcí průměr 46 mm

Oblast upnutí: vnější průměr 33 mm vnitřní průměr 26

Hmotnost: (přibližně 25 g Optické vlastnosti:

Index lomu krycí vrstvy 1,055,1 ± Odrazivost povrchu (reflexivního) min. 70 % Záznamová rychlost 1,2 m/s ( 01,0± m/s) Vzdálenost středů stop m1,0m6,1 µµ ±

Page 242: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

242

Přehrávače desek systému CD – DA. Přehrávače desek systému CD nabízí v současné době již více než dvacet výrobců. Funkčně lze hlavní bloky přehrávače rozdělit asi takto: → snímací optická hlavice, → mechanismy pro upnutí a roztočení desky a pro posuv a ostření snímací hlavice, → servoelektronika pro ostření a sledování stopy, → řídící elektronika, → signálová elektronika (dekódování, opravy chyb, převod D/A).

Optická snímací hlavice. Snímací hlavice Philips je schematicky znázorněna na Obr. 6.14a. Zdrojem téměř monochromatického světla je polovodičový laser 5 typu GaAlAs, pracující na vlnové délce při-bližně 800nm (typ CQL 10, Philips). Světlo laseru prochází polarizátorem 3, dělící kostkou 7, kolimá-torem 6, čtvrtvlnnou deskou 8 a je mikroobjektivem 4 soustředěno do stopy o průměru asi 800 nm na reflexivní povrch desky 1.

Optická osa je kolmá k povrchu desky, a proto se odražené světlo vrací zpět stejnou cestou až k dělící kostce, kde se odražené světlo oddělí a směruje na čtyřelementový detektor 10.

Na výstupu dělící kostky se odražené světlo dělí do dvou paprsků. směrovaných mezi dvojice aktivních elementů detektoru. Kromě kanálového signálu, tj. signálu ze snímaného záznamu, se na výstupu detektoru získají i chybové signály pro servosystémy ostření a sledování stopy. Příklad získá-ní ostřícího signálu ukazuje Obr. 6.14b. Využívá válcové optiky 9. V zaostřené poloze má svazek kru-hový průřez, mimo ni eliptický. Při změnách polohy hlavy vzhledem k záznamu se mění tvar obrazce promítaného na kvadrantovou diodu. Snímanému signálu odpovídá součet napětí všech diod čtveřice. Sledování stopy vychází ze změn prostorové hustoty v odraženém svazku při odchylce paprsku od středu záznamové drážky, viz Obr. 6.14c.

Jestliže označíme jednotlivé aktivní elementy detektoru postupně D1 až D4, pak např. pro ostření lze použít signál získaný touto kombinací signálů elementů detektoru:

3241 DDDD −−+

Sledovací chybový signál pro radiální servosystém se získává kombinací:

4321 DDDD −−+

Kolimátor snímače je dvoučočkový. Objektiv má tři čočky adjustované v samostatné axiálně posuvné objímce, kolem které je nasunut prstencový permanentní magnet. Ten tvoří s pevnou cívkou v tubusu magnetodynamický lineární motor (elektromechanický měnič), kterým lze měnit axiálně polohu ob-jektivu.

Systém CD – DA pracuje s konstantní lineární snímací rychlostí. Jmenovitá snímací rychlost je 1,25 m/s, začátek záznamu je u středu desky. Na začátku záznamu se deska otáčí přibližně 8krát za sekundu, na konci, tj. při snímání ze stopy nejvíce vzdálené od středu, asi 3,5krát/s.

Ve sledovaném režimu musí servosystém radiálního posuvu zajišťovat sledování signálové sto-py s přesností asi 200± nm. Podle hloubky ostrosti objektivu vyžaduje sledování povrchu se zázna-mem přesnost asi 500± nm.

Zdrojový, analogový signál se spektrem v pásmu kmitočtů 20 Hz až 20 kHz se nejprve převede na číslicový signál s vzorkovací frekvencí 44,1 kHz a délkou slova 16 bit. Každou vzorkovací periodou se takto získají dvě šestnáctibitová slova (vstupní signál je dvoukanálový, stereofonní). Dále se zdrojová slova zpracovávají po osmibitových slabikách, tzv. zdrojových datových symbolech. Zdrojové datové symboly se doplní paritními symboly a sestaví se do rámců.

V jednom datovém rámci je postupně: → synchronizační symbol a následující symbol tzv. subkódu, 24 ÷ 14 bit → 12 datových symbolů, 168 bit → 4 paritní symboly, 112 bit → dalších 12 datových symbolů, 168 bit

Page 243: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

243

→ další 4 paritní symboly, 112 bit. Datové a paritní osmibitové symboly se dále kódují kódem osm ze čtrnácti (EFM – Eight from

Fourteen Modulation) a doplní se tříbitovými spojovacími symboly mezi každým kódovaným symbo-lem.

Systémy typu ROM. Logickým pokračováním vývoje systémů Compact Disc Digital Audio je systém CD ROM. Využívá stejný formát disku jako systém CDDA. Systém CD ROM umožňuje v procesu výroby zaznamenat na odolné a laciné médium, kompaktní disk průměru 12 cm, 560 MB. Záznam údajů se děje stejným způsobem jako v systému CDDA. Systém základního kódování je totožný se systémem CDDA. V druhém stupni používá systém CD ROM pro kódování rámců dva další cyklické kódy, ECC (Error Correction Code) a EDC (Error Detection Code). Celková redundance zaznamena-ných údajů je přibližně čtyřnásobná, což umožňuje dosáhnout chybovost až 10-12. Údaje na disku jsou strukturovány do bloků 2 kB. Takový blok je zároveň nejmenší adresovatelnou informační jednotkou. Přístupová doba se zde pohybuje od 5001100 ÷ ms a závisí na délce skoku přesunu snímací hlavy, na řídícím algoritmu i na použité mechanice.

Disky CD ROM jsou vyráběny obdobně jako disky CDDA z polykarbonátu nebo z polyme-tylmetakrylátu. Ukažme jaké charakteristické parametry má pohon CD ROM Hitachi CDR 1 502s: → paměťová kapacita 552 MB → přenosová rychlost sMbit44,1skB176 = → čtecí rychlost 1 m/s → střední doba přístupu 1 s → chybovost: programová – menší než 10-9, technická – menší než 10-9, vyhledávací – menší než

10-6 → hmotnost přístroje 5,6 kg. rozměry 29090440 ×× mm → kompaktní disk průměr 120 mm, tloušťka 1,2 mm → rozteč řádek m6,1 µ , šířka drážky m6,0 µ → otáčky 350 min-1

Kompaktní disk CD ROM má budoucnost, uvážíme-li, že již od 1000 kusů je jeho výroba lev-nější než tištěných děl.

Systémy typu WORM. Optické disky typu WORM (Write Once Read Many Times) se vyznačují tím, že je na ně možné informaci jedenkrát zapsat a prakticky neomezeně krát číst. Je to tedy obdoba pamě-tí typu PROM, ale s mnohonásobně větší kapacitou. Kapacita disků WORM s průměrem 5¼" dosahuje u špičkových výrobců až 750 MB na stranu. Záznam na disk je zde nevratný proces. Při –záznamu způsobí laserový paprsek změny ve struktuře povrchu disku, které jsou pak nositelem informace. Exis-tuje řada principů záznamu, které podle fyzikální podstaty dělíme do třech kategorií: → ablační záznam, → zápis na organické barvivo, → záznam změnou fáze materiálu.

U ablačních způsobů dochází působením zaostřeného laserového paprsku ke změnám v tenké vrstvě citlivého materiálu, které se projevují jako opticky detekovatelné geometrické nehomogenity povrchu. Jsou známé tří základní principy ablačního záznamu: → vypálování děr, → vytváření bublin, → změna textury povrchu.

Některé firmy dosáhly výrazné zvýšení trvanlivosti záznamu při zápisu na organické barvivo. Použí-vají se kyanínová barviva citlivá na světlo vlnové délky 760 nm. Barvivo je naneseno na substrátu PMMA do vylisovaných drážek. Disk může být dvojstranný. Ozářením se změní odrazivost barviva spolu s jeho chemickou strukturou. Při záznamu pomocí změny fáze materiálu nedochází ke geomet-rické změně povrchu citlivé vrstvy disku. Změnu optických vlastností způsobuje přechod materiálu z jedné fáze do druhé. Používané materiály jsou často totožné jako při ablačních metodách nebo při

Page 244: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

244

reverzibilním záznamu. Rozdíl bývá často jen ve tloušťce citlivé vrstvy. Rozlišujeme také tři základní principy fázových změn: → slévání dvojvrstev, → segregace, → přechod z krystalické na amorfní fázi popřípadě přechod mezi různými krystalickými fázemi.

Míra chybovosti přímého laserového zápisu na disk WORM dosahuje průměrně 10-5, což je pro praktické využití naprosto nepoužitelné. Požadovaná minimální hodnota četnosti chyb je 129 1010 −− ÷ . Řešením tohoto požadavku je vhodné kódování zapisované informace samoopravným kódem, který dokáže dešifrovat i několik chyb v určitém omezeném čteném bloku. Používá se BCH kódu, Red-Solomonova kódu apod. Kódované bloky dat se pak sdružují do rámců, doplňují se dalšími redundant-ními bity, viz CD ROM, a kódují se dále sekvenčně, přičemž se využívá techniky průběžného kontrol-ního čtení právě zapsaných dat. Kontinuální variací zapisovacího kódu rámce při zjištění chyby zápisu se dosahuje kompenzace záznamových chyb. Při klasifikaci paměti WORM můžeme zavést rozdělení podle způsobu verifikace (kontroly a korekce) záznamu: → disky DRAW (Direct Read After Write), → disky DRDW (Direct Read During Write).

První skupinou jsou disky verifikované při následující otáčce, ve druhé skupině je verifikace provádě-na bezprostředně po záznamu. Z hlediska informační záznamové hustoty se stále více prosazuje zá-znam DRDW, který je však náročnější na přesnost optiky i činnost kódovacích a dekódovacích obvo-dů. Blokové schéma záznamu s korekční technikou DRDW fy RCA ukazuje Obr. 6.15a.

Systémy typu RWM. Systémem typu RWM rozumíme takový paměťový systém, který umožňuje vícenásobný a opětovně smazatelný záznam. V současnosti představují takové typy optických disko-vých pamětí špičku světového vývoje v oblasti záznamových materiálů. Tento vývoj jde dvěma smě-ry.V jednom vznikají systémy, které využívají změnu mikrostruktury materiálu jen vlivem laserového paprsku, v druhém směru jsou takové systémy, které ke změně struktury materiálu využívají kombi-nované působení laserového paprsku a vnějšího magnetického pole.

Obr. 6.15 Záznam WORM a RWM s technikou DRDW korekce chyb; a) blokové schéma záznamového zaří-zení, b) konstrukce optické hlavy, 1 – aktivní médium, 2 – stopa čtení, 3 – stopa zápis/mazání, 4 – objektiv, 5- deska 4λ , 6 – dělící hranol, 7 – asférická optika pro kontrolu ostření, 8 – kvadrantová dioda, 9 – difrakční mřížka pro kontrolu polohy stopy v drážce, 10 – čtecí laser, 11 – záznamový laser

Page 245: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

245

Primát ve vývoji RWM s optickými disky první skupiny drží japonská firma Matsushita. Vyvi-nula nový záznamový materiál tak, že k základní surovině pro výrobu disku WORM se segregačním záznamem – TeOx přidali malé množství germania, india a olova. Tato změna vyvolala požadovaný posun vlastnosti materiálu. Ozařováním tohoto materiálu laserem s různými vlnovými délkami mění tento materiál svoji strukturu mezi amorfní a krystalickou fází. Materiál čistého disku má krystalickou strukturu. Zápis je veden laserovým paprskem s vlnovou délkou 830 nm a výkonem 8 mW. Vzniknou informační pity s amorfní strukturou, které mají nižší odrazivost. Laser na čtení má nižší výkon, asi l mW při vlnové délce 780 nm. Na mazání se používá záznamový laser 830 nm/15mW. Jeho paprsek vrací amorfní oblasti zpět na krystalické. Celý proces je tedy na rozdíl od disků WORM nedestruktiv-ní. Paprsky obou laserů jsou zpracovávané jedinou optickou hlavicí, viz Obr. 6.15b, takže celý systém je velmi kompaktní. Disk rotuje rychlostí 1800 ot/min. Celková rychlost systému postačuje pro zá-znam televizního signálu v reálném čase (systém DOR – Direct Optical Recording). Významným krokem ve vývoji reverzibilních optických disků byla aplikace magnetooptic-kých principů. I když dodnes vyvinuté magnetooptické disky neumožňují mazání a přepis jednotlivých bitů (realizuje se vždy po blocích), má tento systém řadu výhod, mezi které patří dobrý odstup signál /šum, delší životnost záznamu a zjednodušení optické hlavice, viz Obr. 6.16. Firma 3M uvedla na trh jako první magnetooptický disk 5,25" s kapacitou 550 MB při zachování formátu CD. U magnetooptických disků je dosahovaná hustota asi 5500 bitů na 1 cm délky stopy a hustota stop je až6 300 na 1 cm. Hustota magnetooptického záznamu je tedy až desetinásobně vyšší jako u záznamu magnetického. Magnetooptický záznam využívá mate-riály Tb-Fe, Tb-Co, popř. Co. Prostředí je magnetizováno kolmo na rovinu disku. Koercitivní síla materiálu je asi 2.105 A/m a magnetické předpětí asi 2.104A/m. Při teplotách pod Currie-rovým bodem nelze existujícím magnetickým polem změnit orientaci domén. Vzrůst teploty v místě stopy světelného paprsku laseru vyvolá pokles koercitivní síly pod 1,6.104A/m, mag-netické předpětí je pak schopné změnit orientaci magnetického toku materiálu. Čtení záznamu je založeno na využití Kerrových magnetooptických jevů. Kvalita záznamu je určena odstu-pem signál/šum. Udává se, že běžně dosahovaná hodnota je 57 dB, což plně postačí pro přímý digitální záznam. Mazání magnetooptického záznamu využívá stejný princip jako při zápise. Rozdíl je jen v tom, že orientace vnějšího magnetického pole je opačná a po osvětlení zvole-ného úseku laserem dochází k otočení magnetických domén do původního směru.

Možnosti integrovaného provedení optické hlavy jednolaserových diskových pamětí ukazuje Obr. 6.16b.

V poslední době firma Quantex Corp. vyvinula nový typ optické mazatelné paměti. Využívá fy-zikálního jevu zachycování elektronů v pastech, které je možné u polovodivých materiálů na bázi

Obr. 6.16 a) Optická hlava magnetooptické RWM; 1 – elektromagnet, 2 – médium, 3 – objektiv, 4 – zrcadlo, 5 – detektor, 6 – asférická optika, 7 – analyzátor, 8 – dělící hranol, 9 – polarizátor, 10 – kolimátor, 11 – laser, 12 – difrakční mřížka; b) integrované provedení optické hlavy RWM, 1 – laser, A,B,C,D – detektory, 2 – dělící planární mřížka, 3 – holografická planární mřížka, 4 – záznamová stopa.

Page 246: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

246

krystalů alkalický h zemin dotovaných prvky vzácných zemin. Jev je čistě kvantový, proto zápis, čtení a mazání je velmi málo energeticky náročné a tedy rychlé. Dá se také očekávat i neomezená životnost záznamu. Záznam se realizuje opticky vyvolanými přechody elektronů z valenčního pásu na zachyco-vací hladinu. Čtení je opět kvantový přechod elektronů ze zachycovacích center pře komunikační hla-dinu do valenčního pásu doprovázený fotoluminiscencí. Vlastnosti tohoto záznamu lze shrnout: → rychlost mazání a zápisu ns/bit, → neomezený počet cyklů záznam – mazání, → zápisová energie 3mpJ1 µ=WW , čtecí energie 3mfJ1 µ=rW , → linární závislost mezi výstupní intenzitou optického záření při čtení a vstupní energií při zápisu

umožňuje analogový či víceúrovňový záznam, → neuplatňuje se šum vznikající u ostatních pamětí odrazem na nerovném povrchu. Tab. 6.1. Některé typy optických diskových pamětí.

Výrobce Typ Kapacita Průměr Přístup Rychlost Poznámka DENCON,

DEC, TOSHIBA

RRD 50-EA 640 MB 5,25" 161 ms 1,44 Mb/s CD ROM

HITACHI, SONY,

PHILIPS, Storage

Tech. Corp.

CDR 1502 S 522 MB 120 mm 700 ms 1,44 Mb/s CD ROM

Storage Tech. Corp. 4 GB 14" 3 Mb/s

WORM, paralelně 8 stop, vrstva

Te Thompson

CSF Gigadisc 1

001 2 GB 12" WORM, AuPt

HITACHI OC 301 2,6 GB 12" 440 kb/s WORM, 600 ot/min

HITACHI M 301 640 MB 5,25" RWM, fá-zový pře-

chod AgZn SSSR EC 5350 1,25 GB 8" 806 kb/s WORM

FUJITSU M 2505 300 MB 5,25" 100 ms 1,44 Mb/s WORM

MAT-SUSHITA 1,25 GB 8"

RWM, TeO1,1, fáz.

přechod

SONY, KDD 2,6 GB 12" 1,2 Mb/s

RWM, Tb-FeCe, mgopt.

6.1.4 Holografické paměti

Zvyšování hustoty přímého záznamu vede k potížím s nehomogenitou (zrnitostí) záznamového mate-riálu určující rozlišovací schopnost média. Nehledě na komplikace při výrobě ultrajemnozrnných ma-teriálů, zmenšení zrna materiálu záznamové vrstvy je provázeno snížením citlivosti a zvýšením zá-znamové energie. Zvyšování hustoty přímého záznamu také vede ke snížení spolehlivosti a ke ztrátám bitů záznamu poškozením, vede také k potížím s adresací a vyhledáváním záznamu. tyto negativní stránky zvyšování hustoty záznamu je sto podstatně omezit rozložený záznam informace, v němž jsou jednotlivé informační elementy zapsány po celé záznamové ploše. Hustotu záznamu je nadto možno

Page 247: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

247

zvyšovat přechodem od plošného k objemovému záznamu. Výhodu holografických pamětí – vysokou hustotu záznamu, je však nutno posuzovat z širších hledisek, zejména v souvislosti s reverzibilitou záznamu a dobou přístupu k záznamu při zápisu i snímání. Z aplikačního hlediska je také nezanedba telná cena zařízení vztažená na jednotku zapsané informace.

Několik informací o relaci těchto kvalitativních ukazatelů při srovnání holografických pamětí s pamětmi jiného typu ukazuje graficky Obr. 6.17. Rozložený záznam nemá přímou souvislost geome-trického tvaru záznamové plošky s geometrickým uspořádáním a tvarem zaznamenávaného informač-ního obrazce, což má zásadní vliv na necitlivost záznamu vůči poškození záznamové plošky. Umožní to také volit při zápisu nejvhodnější organizaci, tvar i formát informačních obrazců. Nejčastěji je in-formace zaznamenávána i čtena po paralelních blocích kapacity až 104 bit. tato hodnota je dána ome-zením plynoucím z narůstajících těžkostí při generaci a detekci velkých paralelních informačních op-

tických bloků elektronickými obvody. Hustota záznamu se často blíží hodnotě

65 1010 ÷ bit/mm². Celkový za-psaný objem informace na jedné desce záznamu dosahuje až 1012

bit, tj. až 108 informačních bloků. Zápis velkého počtu paralelních bloků na jediný hologram je při-tom organizován v principu dvěma způsoby, svazkovým či polohovým multiplexem.

V polohovém multiplexu je každý informační blok zapiso-ván na samostatnou ohraničenou oblast záznamové desky.Ve svazkovém multiplexu se využí-vá soumístného zápisu mnoha informačních bloků s využitím změny směru dopadu referenční-ho svazku. Řada systémů pak využívá kombinace obou těchto metod. Maximální počet sou-místně zapsaných hologramů je omezen zejména konečným po-čtem rozlišitelných směrů refe-renčního svazku při záznamu, linearitou a difrakční účinností záznamového materiálu. Mini-mální velikost záznamové plošky v prostorovém multiplexu ovliv-ňuje zejména rozlišovací schop-nost materiálu, prostorová kohe-rence a geometrické rozměry záznamového a snímacího svaz-ku. Maximální počet místních hologramů na desce je dán pomě-rem maximálních geometrických rozměrů desky a minimálních rozměrů hologramu. Tyto veliči-ny jsou ovlivňovány kromě jiné-ho počtem rozlišitelných poloh a maximálním vychylovacím roz-

Srovnání dosažitelné kapacity a vybavovacího času pro různé typy pamětí.

Obr. 6.17 Srovnání ceny zařízení vztažené k jednomu bitu zazname-nané informace a doby přístupu k záznamu u různých typů pamětí.

Page 248: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

248

sahem optické soustavy formující záznamo-vý svazek.

Paralelní bloky binární informace se zaznamenávají většinou formou Fourierov-ských hologramů, které kladou relativně malé nároky na rozlišovací schopnost zá-znamového materiálu a vyznačují se zejmé-na schopností reprodukovat zaznamenaný obraz invariantně k malému příčnému posu-nutí hologramu oproti místu dopadu rekon-strukčního svazku. To ve svých důsledcích umožňuje zmírnit požadavky na přesnost

ustavení polohy záznamových desek při jejich případné automatické záměně a zmírnit požadavky na odchylku prostorového posunutí referenčního a rekonstrukčního svazku. Zapsaná informace je v holografických pamětech uchovávána ve formě tenkého (plošného) či tlustého (objemového) holo-gramu fázového, absorpčního i reflexního typu. Na velikost jedné záznamové oblasti holografické paměti, a tedy na mezní hustotu záznamu, má značný vliv i difrakční účinnost hologramu. V případě n-násobné expozice hologramu se při reprodukci rekonstrukční paprsek rozkládá na n obrazových vln, z nichž jediná prostorově odpovídá své signálové vlně. Difrakční účinnost a také intenzita této vlny je v poměru k celkové difrakční účinnosti a celkovému toku energie obrazových vln n-krát menší. Se zvyšováním počtu soumístných hologramů n a počtu bitů paralelních bloků zaznamenané informace tedy rychle klesá intenzita záření vztažená k jednomu informačnímu bitu zaznamenané informace. Minimální úroveň této intenzity je dána citlivostí použitých detektorů záření.

Při posuzování různých typů holografického záznamu podle dosahované difrakční účinnosti zjišťujeme, že nejvyšších hodnot difrakční účinnosti dosahují hologramy fázové. Při analýze postavení objemového a plošného hologramu vzhledem k dosažení maximální difrakční účinnosti nelze jedno-značně dokázat prioritu jednoho způsobu záznamu před druhým. Pro klasifikaci tloušťky hologramu k rozlišení plošného a objemového záznamu se obvykle vyčísluje parametr Q:

( )nLdQ πλ2=

(6 - 1)

Kde: λ jedélka vlny záznamového záření, d – tloušťka citlivé vrstvy, n – index lomu vrstvy, ( )aL θλ sin2= , aθ – poloviční úhel sevřený směrem signálového a referenčního paprsku, viz Obr. 6.18.

Pro tenké hologramy platí 1<<Q , pro tlusté 1>>Q . Pro hologramy se sinusoidální modulací difrakč-ní veličiny pracující v procházejícím světle označme difrakční účinnost prvého difrakčního řádu při dopadu rekonstrukčního paprsku pod prvním Braggovým úhlem, viz Obr. 6.18, písmenem Dη . Difrakční účinnost tenkých absorpčních hologramů lze vyjádřit vztahem:

( ) ( )aaD dId θαθαη coscos2exp 12

1−=

(6 - 2)

Kde: α je střední hodnota pohltivosti materiálu hologramu, 1α je amplituda sinusové modulace pohltivosti,

I1 je modifikovaná Besselova funkce prvého druhu prvního řádu.

Maximální hodnota konstanty 1α je právě α , při této podmínce lze vyčíslením z (6 - 2) zjistit maxi-mální difrakční účinnost tenkého absorpčního hologramu, její hodnota dosahuje:

%80,4max =η

Pro difrakční účinnost tenkého harmonicky modulovaného fázového hologramu lze psát:

( )aD dnJ λθπη 12

1 2=

(6 - 3)

Kde J1 je Besselova funkce prvního řádu,

Obr. 6.18 Hypotetické uspořádání holografického zápisu a reprodukce pro výpočet difrakční účinnosti.

Page 249: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

249

n1 je amplituda harmonické modulační složky indexu lomu záznamové vrstvy.

Mezní hodnota n1 je nyní 1max1 −= nn . Maximum difrakční účinnosti je tedy:

%80,33max =η

Difrakční účinnost objemového sinusoidálního absorpčního hologramu je dána výrazem:

( ) ( )aaD dshd θαθαη cos2cos2exp 12−=

(6 - 4)

Pro tento případ dosahuje maximální hodnota difrakční účinnosti jen:

%70,3max =η

Konečně difrakční účinnost tlustého harmonického fázového hologramu lze vyjádřit vztahem:

( )aD dn θλπη cossin 12=

(6 - 5)

Pokud je argument výrazu (6 - 5) roven lichému násobku 2π , pak:

%100max =η

Tlusté fázové hologramy jsou tedy charakteristické největší potenciálně možnou hustotou uchované informace. Pro členění existujících systémů holografických pamětí je výhodné aplikovat hledisko blízké historickému vývoji těchto soustav, hledisko typu zaznamenávaných paralelních informačních bloků.

Paměti s jednorozměrnými informačními bloky

Tvořily historicky první stupeň ve vývojové řadě holografických pamětí. Záznamovou informační jednotkou je u nich řádkový vektor binárních prvků tvořící binární číslo X. Paměť na Obr. 6.19 pracu-je se záznamem binárního čísla X sestávajícího z ne více jak 210=n řádů na celou plochu desky. Záznamové medium bývá většinou tenký absorpční či fázový hologram pracující v procházejícím

Obr. 6.19 Holografická paměť s jednorozměrným zápisem; a) záznam, mazání, b) čtení.

Page 250: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

250

světle. Podle typu fotocitlivého materiálu lze konstruovat jak peramanentní, tak reversibilní paměti. Lze využít např. magnetooptickou vrstvu pracující při záznamu v režimu kompenzační teploty v kombinaci s polarizátorem, při čemž získáváme absorpční hologram, či vrstvu segnetoelektrika pra-cujícího v propuštěném světle jako fázový hologram. Záření laseru prochází polopropustnými zrcadly Z, z nichž první formuje referenční a rekonstrukční vlnu R. Tento svazek je zpracováván deflekční soustavou D a pod úhlem odpovídajícím dané velikosti adresného signálu A dopadá na rovinu zázna-mu. Na tuto rovinu dopadají též signálové svazky formované řádovými modulátory M1 ,… Mn generu-jící zaznamenávané binární slovo. Superpozice těchto binárně modulovaných svazků interferuje s referenční vlnou a vytváří rozložený záznam.

Každý z divergentních signálových svazků vychází z fiktivního bodového zdroje iO′ , ležícího před rovinou čoček objektivů. Absorpční nebo fázový reliéf tenké záznamové vrstvy vzniklý zápisem interferenčního pole při záznamu informace generuje po ozáření rekonstrukčním svazkem sbíhavé vlny, tvořící reálné obrazy Oi fiktivních bodových koherentních zdrojů iO′ , viz Obr. 6.19b. Intenzita těchto vln bude odpovídat intenzitě jednotlivých bitových svazků zapsaných na dané adrese (při da-ném směru referenčního svazku). Intenzita záření v bodech Oi je detekována řadou fotodiod, v nichž vzniká výstupní elektrický signál. Rekonstrukční svazek odpovídající dané adrese generuje kromě vlastní signálové vlny také signálové vlny jiných adres. Ty však vytvoří reálné obrazy bodových zdro-jů iO′ mimo plošky detektorů a budou při snímání působit pouze jako rušivý interferenční šum. Na-značený holografický systém je schopen na jedinou holografickou desku o rozměrech 9065× mm zaznamenat asi 10³ slov délky 10² bit. Při dalším zvyšování počtu soumístných záznamů neúměrně rostou požadavky na přesnost a stabilitu vychylovací soustavy formující referenční a rekonstrukční svazek.

K tomu, aby paměť mohla sloužit jako operační jednotka, je nutno zabezpečit možnost selektiv-ního mazání slov zapsaných na jednotlivých adresách a jejich opětovný nezávislý záznam. Nezávislost záznamu uchovávaného na jednotlivých adresách zaručí linearita převodní záznamové charakteristiky

( )IT φ, materiálu. Selektivní mazání slov je možno velmi jednoduše provádět, zaznamenáme-li na danou adresu interferenční pole doplňkové k poli zaznamenanému při zápisu informačního slova. Do-plňkové pole je možno získat tak, že se signálový svazek zpozdí vzhledem k referenčnímu o fázový úhel π půlvlnnou fázovou destičkou vloženou do jeho dráhy. Bude-li soustava modulátorů ovládána stejnou číselnou kombinací jakou uchovává mazaný blok, a deflektor bude produkovat referenční sva-zek odpovídající adresy, vznikne pole, které má v místech maxim intenzity záznamového pole interfe-renční minima. Čtverec amplitudy tohoto pole ( ) 2,, zyxA′ je vzhledem k amplitudě záznamového pole ( )zyxA ,, dán vztahem:

( ) ( ) ( )zyxAzyxAzyxA ,,,,2,, 20

2−=′

(6 - 6)

Kde: ( ) ( ) ( ) 2220 ,,,,,, zyxAzyxAzyxA SR += , ( )zyxAR ,, je amplituda referenční vlny při záznamu, ( )zyxAS ,, je amplituda signálové vlny při záznamu.

Superpozicí původního a doplňkového pole by vznikla vlna s intenzitou danou dvojnásobkem součtu intenzity referenční a signálové vlny, tedy vlna nenesoucí žádnou fázovou informaci. Bude-li zázna-mový proces lineární, zápisem doplňkové vlny dojde k vymazání uchovávané informace do tvaru pů-vodního interferenčního pole. Daná adresa v paměti se tak uvolní pro záznam jiného binárního slova.

Paměti s dvojrozměrnými informačními bloky

Jsou to systémy, které pracují většinou s informačním slovem ve tvaru binární stránky o rozměrech 100100× bit. Informační karta je zaznamenávána formou tenkého (plošného) hologramu. Jako zázna-

mová media slouží fotografické desky (ROM), termoplastické látky (PROM) i magnetooptické mate-riály (RAM).

Na Obr. 6.20 je zobrazen typický systém dvojrozměrné holografické paměti s prostorovým mul-tiplexem a separovanými rovinami generace a detekce signálu. Při záznamu informačních bloků gene-

Page 251: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

251

rovaných stránkovačem (např. typu titus) prochází paprsek laseru 1 optickým spínačem 2, rotátorem 3 řídícím polarizaci svazku a dopadá na vychylovací soustavu 4, kde je podle hodnoty adresovacího signálu A odkloněn do jedné z dvojrozměrného pole možných poloh. Sva-zek je pak kolimován a dopadá na polarizačně citlivý dělič 6, který ve své ohniskové rovině vy-tváří bodový obraz zdroje. Ten je v závislosti na jeho poloze vzhledem k ose objektivu 8 promítán ob-jektivem jako šikmý ko-limovaný svazek na rovi-nu řízeného transparentu 9, kde je tento svazek plošně modulován zazna-menávaným signálem S. Modulovaný svazek je pak podroben Fourierově transformaci a v místě

elementární záznamové plošky na rovině hologramu interferuje s referenčním svazkem. Referenční svazek R je po průchodu polarizačně citlivým děličem zpracován zrcadlovou a kolimační optikou tak, aby jeho poloha i rozměr odpovídaly při každé hodnotě adresovacího signálu poloze dopadu signálové vlny a rozměru elementární záznamové plošky. Při snímání záznamu je svazek záření laseru po prů-chodu rotátorem polarizován v rovině nákresny.

Selektivní zrcadlo z něho tentokrát nevydělí signálovou vlnu a celé energie dopadá ve formě rekonstrukčního svazku na záznamovou plošku adresovanou dvojrozměrnou vychylovací soustavou 4. Fázový či absorpční hologram generuje difrakcí rekonstrukčního svazku reálnou signálovou vlnu, která je po provedení zpětné Fourierovy transformace promítána na matici fotodiod, kde tvoří reálný obraz zaznamenaného signálu. Způsob mazání dílčích hologramů závisí na druhu použitého záznamo-vého media. Většinou je možno využít místního ohřevu či místního zmagnetování záznamové vrstvy.

Firmou RCA byla vyvinuta operativní holografická paměť velké kapacity, ve které je funkce stránkovače i matice detektorů spojena v jediném optoelektronickém členu, v matici LATRIX (Light Accessible Transistor Matrix). Struktura paměti i prvků matice LATRIX je znázorněna na Obr. 6.21. Matice LATRIX je tvořena vrstvou kapalného krystalu pracujícího v režimu deformace vertikálních fází umístěnou mezi transparentní AuIn elektrodou a vodivou reflexní polopropustnou vrstvou. Pod ní je na křemíkové desce difúzně epitaxní technologií spojenou s technikou iontové implantace vytvořena maticová struktura, jejíž prvky jsou tvořeny fotodiodou či fototranzistorem a ovládacími vyhodnoco-vacími obvody. Nematický krystal v režimu DAP bez přiloženého napětí působí jako transparentní izotropní látka. Po přiložení napětí vrstva krystalu stáčí rovinu polarizace procházejícího světla. Změ-nu napětí ovládajícího vrstvu krystalu lze dosáhnout změnou logické úrovně na výstupu invertoru I, viz Obr. 6.21b,c. Je-li na výstupu invertoru úroveň H, je fotodioda realizovaná přechodem p – n v závěrném směru a proud sériovým odporem R je úměrný velikosti na ni dopadajícího fotonového toku. Napětí na vrstvě krystalu je blízké nule. Pokud je na výstupu invertoru úroveň L, je fotodioda otevřená, na krystalu vzniká napětí LDRBC UUUUU −−−= . Fotodioda je polarizovaná v propustném směru a není schopna detekovat záření. Dopadající vlna při dvojnásobném průchodu vrstvou aktivo-vaného LC změní rovinu polarizace. V této paměti se na tenkou vrstvu vizmutitu manganatého (MnBi)

Obr. 6.20 Princip holografické paměti s dvojrozměrnými informačnímu blo-ky, 1- laser, 2- elektrooptický spínač, 3- elektrooptický rotátor, 4- deflektor, 5- kolimátor, 6- polarizační polopropustné zrcadlo, 7- rastrová matice čoček, 8- objektiv, 9- stránkovač, 0 – obrazy zdroje, R- referenční svazek, H- hologram, MD- matice detektorů.

Page 252: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

252

vykazujícího Kerrův magnetooptický jev zapisují v prostorovém multiplexu dvojrozměrné matice binárních prvků informačního objemu 100100× bit. Záření produkované laserem L je při záznamu polarizováno ve směru kolmém k rovině nákresny.

Dvojrozměrnou vychylovací soustavou D je dosaženo adresovaného posunutí svazku v prostoru vůdčí ose systému. Posunutý svazek pak dopadá na soustavu holografických čoček, která z něj vydělu-je rozbíhavý svazek, ozařující přes objektiv a polarizátor celou plochu matice LATRIX. Po dopadu signálový svazek prochází vrstvou LC k reflexní vrstvě, zde se odráží a vystupuje z kapalného krystalu v místech uzavřených fotodiod beze směru polarizace, v místech otevřených fotodiod a polarizací otočenou v prostoru 90°. Paprsky se stočenou rovinou polarizace jsou polarizátorem X tlumeny. Vzniklou prostorově modulovanou vlnu objektiv formou F-obrazu promítá na plochu záznamu, kde tento amplitudově modulovaný signálový svazek interferuje s referenční vlnou přivedenou sem sou-stavou rovinného a střechového zrcadla. Záznam se provádí na zmagnetované vrstvě MnBi, která se působením absorpce záření interferenčního pole zahřívá k Currieovu bodu. Při snímání je paprsek dopadající na soustavu holografických čoček polarizován v rovině nákresny. Kuželový svazek dopada-jící z holografických čoček na LATRIX je utlumen polarizátorem, referenční (nyní rekonstrukční sva-zek dopadá po odrazech od systému zrcadel na plošku záznamové desky se zapsaným hologramem. V místech ozářených interferenčním maximem při záznamu dochází u odrážejícího se rekonstrukčního svazku ke změně polarizace o úhel 90°. V místech interferenčních minim při záznamu dojde k odrazu rekonstrukčního svazku beze změny polarizace. Odražený paprsek má tedy strukturu sestávající ze dvou vzájemně amplitudově doplňkových reálných signálových vln reciprocitně kopírujících signálo-vou vlnu generovanou při záznamu.Tyto dvě rekonstruované signálové vlny se vzájemně liší směrem roviny polarizace. Vlna, které je při odrazu na hologamu stočena polarizace o 90°, prochází bez újmy polarizátorem a dopadá na LATRIX, kde se po zpětné F-transformaci realizované objektivem O foku-suje do plošek, jež při záznamu formovaly signálovou vlnu. Záření pak prochází vrstvou LC a dopadá na matici fotodiod polarizovaných v závěrném směru. Zde je detekována struktura zaznamenané in-formační stránky. Inverzní obraz generovaný zářením polarizovaným v rovině nákresny je pohlcen polarizátorem X a oddělen tak od informační vlny. Mazání elementárních záznamových plošek se provádí silným lokálním magnetickým polem, homogenizujícím magnetizaci ve vrstvě záznamu. Pou-žitích dichroických polarizátorů lze dosáhnout kontrastu při generaci stránky a analýze difragované signálové vlny až 1:40, což zajišťuje velmi dobré podmínky jak pro dosažení značné hustoty záznamu, tak pro kvalitní sejmutí informační stránky maticí fotodiod.

Obr. 6.21 Operativní holografická paměť fy RCA, a) princip funkce, b) náhradní schema, c) struktura prvku LATRIX, L§ laser, P- polarizační rotátor, D- deflektor, MHC – matice holografických čoček, Z- zrcadlo, SZ – střechové zrcadlo, X – polarizátor, O – objektiv, H – matice hologramů, IE – integrovaná elektronika buňky, II – iontově implantovaný izolační kanál..

Page 253: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

253

Paměti s pseudo–trojrozměrným záznamem

Jsou to systémy využívající záznamu dvojrozměrných informačních polí v polohovém multiplexu na mnoho dílčích hologramů kombinovaně s multiplexem svazkovým tak, že na jednu elementární zá-znamovou plošku je zapsáno až 10³ informačních bloků. K záznamu, charakterizovanému zde nejvyšší dosahovanou plošnou hustotou, se využívá objemových fázových hologramů na ferroelektrických nosičích, ve vyjímečných případech se využívalo i fotochromních krystalů. Na Obr. 6.22 je znázorně-na typická konstrukce operativní pseudo-trojrozměrné paměti s libovolným přístupem. Hologramy zapsané v objemovém záznamovém materiálu se vyznačují velmi vysokou selektivitou vzhledem ke směru rekonstrukčního svazku. Oproti plošným hologramům, kdy se při rekonstrukci záznamu poří-zeného svazkovým multiplexem generují reálné vlny všech záznamů (byť zkreslené), vzniká při re-konstrukci objemového záznamu pouze jediná reálná signálová vlna odpovídající signálové vlně za-znamenávané s rekonstrukčním svazkem odpovídajícím referenční vlně. Je nutné, aby při snímání objemových hologramů rekonstrukční svazek svým tvarem velmi přesně odpovídal tvaru referenčního svazku, a aby dopadal na elementární záznamovou plošku ve velmi úzkém prostorovém koridoru ko-lem osy se směrem odpovídajícím směru dopadu referenční vlny pro daný záznam.

Osvit svazkem jehož směr je vně tohoto úhlového koridoru vyvolá rychlý pokles intenzity re-konstruovaného obrazu. Čím bude tlustší záznamová vrstva, tím užší bude úhlový koridor směrů re-konstrukčních vln, v němž je možné snímání záznamu. Směrové vlastnosti objemového hologramu jsou doprovázeny i další význačnou vlastností. Při vícenásobném záznamu je u plošných hologramů typické, že každý další zaznamenávaný hologram způsobuje částečnou destrukci předchozích záznamů projevující se poklesem difrakční účinnosti. Objemové hologramy mají v tomto směru výhodu, neboť vysoká směrová citlivost hologramu při záznamu a reprodukci vede k necitlivosti záznamu při mazání svazkem dopadajícím ve směru mimo výše zmíněný úhlový koridor. U ferroelektrických krystalů LiN-bO3: Fe3+ se dá poměr citlivostí při záznamu a mazání ještě zvýšit pomocí vnějšího elektrického pole působícího při zápisu. Zápisem nového hologramu se předchozí záznamy v objemovém hologramu mažou jen neznatelně. Použitím vnějšího elektrického pole spolu s působením teplotního gradientu, které ve ferroelektrických záznamových materiálech potlačují vzájemné mazání multiplexních zá-znamů, lze v LiNbO3: Fe3+ soumístně zaznamenat na plošce 22× mm až 500 hologramů informačních

Obr. 6.22 Paměť s pseudo-trojrozměrným záznamem; 1 – laser, 2 – elektrooptický spínač, 3 – polarizační rotátor, 4 –deflektor, 5 – kolimátor, 6 – systémy objektivů, 7 – úhlový deflektor, 8 – řízený transparent, 9 – půlvlnná deska, 10 – maticový čočkový rastr, 11 – matice objemových hologramů na záznamové desce, 12 – matice fotodetektorů, 13 – difrakční mřížka, 14 – rovina koincidence souhlasných záznamů, 15 – objektiv s proměnným ohniskem 16 –polarizačně selektivní dělič svazku, 17 – zrcadla.

Page 254: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

254

stránek 100100× bit s difrakční účinností každého z nich větší než 2,5%. Otázka selektivního mazání adresovaného bloku je řešitelná cestou záznamu doplňkového holografického obrazce, který způsobí takové změny indexu lomu fázového záznamového média, jež neutralizují hologram – originál.

Popišme krátce funkci trojrozměrné paměti RCA pro záznam 3,2.107 polí s kapacitou 104 bit zapiso-vaných v adresových souřadnicích ( )ϕ,, yx .

Při záznamu je paprsek laseru 1 polarizován rotátorem kolmo k rovině nákresny. Je vychýlen dvojrozměrnou adresovanou vychylovací soustavou v souřadnicích ( )yx, a kolimován spojnou sou-stavou. Vychýlený svazek je rozdělen polarizačně selektivním polopropustným zrcadlem 16 na signá-lovou a referenční vlnu. Signálová vlna prochází přes maticový čočkový rastr 10, který vytváří bodový obraz Oi záření zdroje. Tento obraz generuje divergentní svazek, který je optikou kolimátoru veden přes elektrooptický stránkovač 8, kde je svazek prostorově modulován zaznamenávaným informačním polem ( )yxS , . F-obraz tohoto pole je promítán na jednu z 53665216 = adresovaných elementárních záznamových plošek. Signálový svazek zde interferuje s referenčním, který přes zrcadlovou a čočko-vou optiku přichází na adresovaný úhlový deflektor. Úhlový deflektor vychyluje referenční svazek v souřadnici ϕ z osového směru a může tak generovat množinu vln přicházejících na jednu adresova-nou záznamovou plošku s různým úhlem dopadu ϕ′ . Transformační optika 15 osvětluje referenčním svazkem efektivní difrakční mřížku 13. Ta pak generuje vlastní prostorově posunutou a úhlově vychý-lenou referenční vlnu dopadající do oblasti objemového záznamu (viz Obr. 6.22.). V rovině koinci-dence úhlově vychýlených svazků je umístěna matice 216 detektorů 14, které umožní detekovat polohu úhlově vychýleného svazku v rovině ( )yx, a variací optických charakteristik objektivu 15 úhlového vychylovače umožní korigovat chyby polohy dopadu tohoto svazku vzhledem k poloze záznamové plošky příslušející dané adrese. Úhlový deflektor 7 může generovat jeden z množiny 500 adresovatel-ných směrů ϕ referenční vlny, což dovolí zaznamenat soumístně 500 směrově rozlišených objemo-vých hologramů na každé z 216 elementárních záznamových plošek. Při snímání zapsané informace polarizuje rotátor záření laseru v rovině nákresu. Selektivní zrcadlo tentokrát produkuje jen repro-dukční svazek shodný s referenční vlnou. Adresace dvojrozměrného deflektoru A1 určí plošku s elementárním záznamem na niž svazek dopadne, adresace úhlového deflektoru signálem A2 určí směr dopadu reprodukčního svazku na zvolené políčko. Dopadající svazek je objemovým záznamem difragován do odpovídající signálové vlny. Ta, zpracována zpětnou Fourierovou transformací, promítá reálný obraz zaznamenaného informačního bloku na matici fotodetektorů 12. Selektivní mazání bloků je realizované záznamem doplňkového pole. Doplňkové pole vzniká interferencí adresovací referenční vlny a signálového svazku modulovaného zapsanou informační stránkou a fázově posunutého půlvln-nou řízenou fázovou deskou o 180° vzhledem k zapisovacímu signálovému svazku.

Asociativní holografická paměť

Je zajímavé, že lidská paměť pracuje na principu asociace (sdružování) myšlenek. Je-li třeba nalézt komplex informací, stačí si vzpomenout na jedinou myšlenku a lidská paměť již vybaví řetěz s ní spja-tých myšlenek a pojmů. Základní rozdíl mezi asociativní a obyčejnou pamětí je tedy ve způsobu vý-běru informace. V asociativních soustavách, které jsou velmi perspektivní v některých úlohách statis-tiky, příznakové analýzy apod., stačí na vstup přivést jen některé znaky hledané informace místo kon-krétní adresy, a na výstupu se objeví všechny informace o zaznamenaném objektu, který se vyznačuje těmito znaky.

Obsah každého informačního objektu se zapisuje formou konečného souboru symbolů jisté abe-cedy (např. dvojkové). Obyčejná paměť zaznamenává řadu slov Y1, Y2, …..Ym do buněk s adresami X1, X2, …..Xm. Podle dané adresy Xm bez obtíží vybaví odpovídající Ym. Nesrovnatelně komplikova-nější je pro obyčejnou paměť úloha hledání Xm podle Ym. Vzniká často nutnost hledat racionálnější organizaci pamětí k zefektivnění této elementární úlohy. Práce takových efektivních soustav připomí-ná výběr informace na principu asociace myšlenek. Ustálil se pro ně termín asociativní paměti.

Ve většině asociativních pamětí se zaznamenávané slovo skládá ze dvou částí. První část slova, předurčená pro hledání zaznamenané informace mezi jinými slovy, se nazývá asociativní klíč. Druhá část slova nese základní informaci. V obecném případě lze jako asociativního klíče informačního slova využít libovolného řádu slova samého. Základní informaci tedy lze vyhledávat podle mnoha různých

Page 255: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

255

klíčů. Kapacita paměťového bloku asociativních pamětí musí být, při stejném objemu základní infor-mace, větší nebo rovna kapacitě obyčejné paměti, vzhledem k obvykle větší délce paměťových buněk způsobené nutností ukládat doplňkové řády asociativních klíčů slov. Využití holografických metod v technice asociativních pamětí vyplývá z potenciální možnost holografických pamětí dosáhnout velké hustoty záznamu a velkého objemu nashromážděné informace při vysoké úrovni čtení. Způsob čtení v holografické asociativní paměti je založen na známé vlastnosti hologramů. spočívající v tom, že obraz holograficky zaznamenaného předmětu ( )zyxa ,,∗ lze beze zbytku rekonstruovat pomocí frag-mentu signálové vlny ( )zyxa ,, . Spolu s obrazovou vlnou je rekonstruován i obraz referenčního svaz-ku ( )zyxb ,,∗ , jak plyne ze vztahů (5.44), (5.45) a jak ukazuje Obr. 6.23.

Na základě zmíně-ných principů lze sestavit holografickou asociativní paměť se záznamem na tlustou vrstvu fázového materiálu, viz Obr. 6.24. Naznačená soustava za-znamenává na plochu holografického záznamo-vého média v prostorovém multiplexu interferenční pole tří vln, informačního svazku A,

klíčového svazku B a pomocného adresovacího svazku Z. Svazek A vzniká difúzní intenzitní modula-cí vlnoplochy kolimovaného koherentního svazku obrazem informační stránky (slova) zaznamenáva-ného bloku. Difúzní intenzitní modulace svazku, realizovaná sestavou řízeného transparentu a matni-ce, způsobí, že každá bitová ploška modulované vlnoplochy ozařuje rozbíhavým svazkem rovnoměrně celou plochu záznamové desky. Svazek B, podobně jako svazek A, vzniká difúzní intenzitní modulací vlnoplochy kolimovaného koherentního svazku obrazem klíčové stránky (slova) zaznamenávaného bloku. Kromě svazků A a B je plocha objemového hologramu osvětlována kolimovaným tenkým svazkem Z, prostorově posouvaným dvojrozměrnou vychylovací soustavou D a vymezujícím v rovině záznamu plochy elementárních hologramů. V oblasti vymezené touto ploškou se zaregistruje trojroz-měrný interferenční obrazec rozbíhavých paprsků svazku A a B a kolimovaného svazku Z jako ele-mentární hologram zaznamenávaného bloku.Při každém záznamu nové informace se pomocný svazek

Z posune do nové polohy. Při čtení zapsané informace je asociativní úloha hledání informačního bloku podle známého dotazového klíče řešena pomocí tzv. zjištění úplného nesouhlasu. Při hledání bloku s klíčem B se hologram osvětlí rozbíhavým svazkem B modulova-ných inverzně ke hledanému klíči. Na všech adresách, určených polo-hami elementárních záznamových ploch, kde byla zaznamenána in-formace s klíčem, majícím nenulo-vý průnik s inversním modulačním kódem iB , difraktuje alespoň část svazku B do svazku Z a do infor-mační obrazové vlny A. Jen na takové adrese, kde byla informace zapsána s klíčem Bi, je průnik re-konstrukční klíčové vlny a zázna-mového klíče nulový, žádná část

Obr. 6.23 Holografická rekonstrukce obrazové vlny z fragmentu signálového svazku.

Obr. 6.24 Sestava a princip funkce asociativní holografické paměti.

Page 256: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

256

rekonstrukční vlny není fragmentem některé z vol při zápisu tohoto elementárního hologramu. Na této adrese nevzniká žádná obrazová vlny Z ani A. Adresu hledané informace lze tedy jednoznačně určit nalezením takové polohy elementární záznamové plošky, která při osvitu hologramu inverzním klíčem nedifraguje žádnou obrazovou vlnu Z. Poloha hledané informace je určena souřadnicemi té buňky matice fotodetektorů PZ, která indikuje nulový signál. Vlastní čtení informace se známou adresou lze realizovat ozářením hologramu pomocným svazkem Z vychýleným do adresou určené polohy. Tenký kolimovaný svazek Z dopadá na elementární záznamovou plošku se zapsaným hologramem hledané informace. Hologram tento svazek difraguje do informační a klíčové obrazové vlny A a B. Tyto vlny pak na matice fotodetektorů PA a PB promítnou reálné obrazy zaznamenaného informačního bloku A a klíče B. Signálové svazky A a B jsou při zápisu formovány shodnými optickými soustavami, proto je přirozeně možné záměnou svazků hledat informaci B podle klíče A apod. Holografická paměť bez obtíží zvládne i takové asociativní úlohy, jejichž výsledek je nejednoznačný.

Asociativní výběr zaznamenané informace se používá při řešení některých problémů v oblasti rozpoznávání obrazců.typickým příkladem je záznam souboru příznaků vzorových obrazů v asociativ-ní paměti a následné asociativní hledání takové adresy zaznamenaného souboru, na níž zaznamenaný soubor příznaků vzorových obrazů co nejlépe odpovídá souboru příznaků rozpoznávaného předmětu.

6.2 Metody optického zobrazení a zápisu informace

Zařízení pro zápis a zobrazení informace jsou určena ke generaci grafických obrazů při komunikace systému přenosu a zpracování informace s člověkem. O správné a účelné funkci komunikačního zaří-zení tedy rozhodují jak vlastnosti optických a optoelektronických prvků těchto zařízení, tak schopnosti a vlastnosti detektoru informace – lidského oka.

K rozvoji optoelektronických zobra-zovacích a zapisovacích zařízení došlo zejména v souvislosti s širokým využitím číslicové techniky, která přináší potřebu zobrazit zpracovanou informaci v diskrétní podobě. Výhody optoelektronických měni-čů, prvků tvořících jádro popisovaných sou-stav, jsou však dnes využívány i v soustavách k zobrazení analogové infor-mace. Rozmach techniky pro zpracování informace umožnil optoelektronickým sou-

stavám proniknout i do tradičních oblastí elektronických, elektromechanických a elektrochemických zobrazovacích a zapisovacích zařízení.

Zařízení pro zápis informace je typické tím, že jeho grafický výstup má charakter trvalého do-kumentu (protokol z tiskárny, obraz z ofsetového stroje, maska z litografu). Zařízení pro zobrazení informace generuje grafickou podobu informace na výstupním zařízení pomocí vratných změn optic-kých vlastností výstupních prvků bez vzniku trvalého dokumentu (displej, projekční soustava). Struk-turu a rozdělení soustav pro zobrazení a zápis informace ukazuje Obr. 6.25.

6.2.1 Základy radiometrie, fotometrie a kolometrie

Zařízení realizující grafický výstup zpracovávané informace mohou být konstruována buď jako aktiv-ní, tj.taková, že elementární plošky, z nichž sestává generovaný obraz, jsou tvořeny nezávislými říze-nými zdroji světla, nebo pasivní, elementy obrazu jsou pak buď řízenými transparenty nebo reflektory pro dopadající světlo. Protože jde o elementy určené k vizuálnímu pozorování, je nutno jejich charak-teristiky vyjadřovat pomocí světelných jednotek vztažených k vlastnostem lidského oka.

Charakteristiky vztahující se k energetickým poměrům záření a charakteristiky z nich odvozené nazýváme radiometrickými veličinami. Charakteristiky hodnotící odezvu lidského oka na účinky záře-ní jsou označovány jako fotometrické.

Základní radiometrickou veličinou je zářivý tok eφ . Je definován jako energie přenesená zářením danou plochou za jednotku času v celém spektru vlnových délek.

Obr. 6.25 Soustavy pro zobrazení a zápis informace.

Page 257: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

257

dtdW

e =φ

[W] (6 - 7)

Spektrální hustota zářivého toku λφe charakterizuje rozložení výkonu záření ve spektru vlnových dé-lek.

λφ

φ λ dd e

e =

[W/m] (6 - 8)

Světelný tok φ je hodnocen odezvou, kterou vyvolá zářivý tok daného průběhu spektrální hustoty v lidském oku.

∫= λφφ λλ dVe

, [lm] lm6801W1 =

(lumen) (6 - 9)

Kde: λV je poměrná světelná účinnost.

Poměrná světelná účinnost V monochromatického záření je subjektivní veličina, charakterizující citli-vost oka na dopadající jednobarevné světlo.

λλ φ

φ

e

emV∆∆

=

, [ – ] (6 - 10)

Kde: emφ∆ je tok záření v nejcitlivější oblasti oka, m507,0 µλ = ,

λφe∆ je tok záření dané vlnové délky, takové velikosti, aby vyvolal stejnou jasovou odezvu v oku.

Graf závislosti poměrné světelné účinnosti λV na vlnové délce hodnoceného světla pro tzv. denní (čípkové) vidění při intenzitách osvětlení větších než lx100 a pro tzv. soumrakové (tyčinkové) vidění při intenzitách osvětlení menších než lx10 ukazuje Obr. 6.26.

Svítivost bodového zdroje I je rovna plošné hustotě záření v daném směru na jednotkové kouli opsané kolem zářícího bodového zdroje:

( ) ( )ΩΩ

=⋅Ω

=d

dds

rdI φφ

, [cd] (6 - 11)

Jednotka cd (kandela) je definována jako 1/60 kolmé svítivosti jednoho centimetru čtverečního plochy absolutně černého tělesa při teplotě tuhnutí platiny a tlaku 1,013.105 Pa.

Jas plošného zdroje L je určen celkovou svítivostí takové plochy zdroje, jejíž průnik do daného směru má jednotkovou velikost.

ϑcossIL

∆∆

=

, [nt],

( ) 2mcd1nitnt1 =

(6 - 12)

Schopnost oka přizpůsobit se k detekci objektů ostře se odlišujících svítivostí (akomodační schopnost oka) je charakterizována logaritmickým Weber-Fechnerovým zákonem, definujícím tzv. fyziologickou hodnotu jasu jako:

bLaLF += ln

(6 - 13)

Page 258: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

258

Kde. a,b jsou reálné konstanty.

Akomodační schopnost oka způsobuje, že dyna-mický rozsah detekovatelných úrovní fyzikální-ho jasu lidským okem je neobyčejně velký, sahá od 10-7 nt ve tmě do 105 nt při ostrém vnějším světle. Při tom od 10-7 nt do 1nt pracuje soumra-kový mechanizmus vidění, při němž nedochází k rozlišení barev. Vlivem akomodace oka člověk za každé situace v udaném rozmezí fyzikálního jasu rozlišuje asi 108÷ gradačních stupňů fyzio-logického jasu.

Intenzita osvětlení E je dána světelným tokem dopadajícím na plošný element jednotkové veli-kosti v místě šetření.

dsdE φ

=

, [lx],

( ) 2mlm1luxlx1 =

(6 - 14)

Kontrast C ploch vyjadřuje vizuální hodnocení rozdílu jasů dvou ploch pozorovaných současně. Je udáván poměrem maximálního a minimálního jasu pozorovaných ploch:

max

min

LLC =

, [ – ] (6 - 15)

S kontrastem ploch úzce souvisí úhlová rozlišovací schopnost oka. Při kontrastu sousedních ploch 100=C je mezní úhlové rozlišení objektů lidským okem blízké k 1'', při pozorování v těchto podmín-

kách blízkých mezi rozlišení oko nevnímá barvu, pro vizuální vjem je rozhodující pouze svítivost zdroje. Pro rychlé bezchybné čtení a hodnocení detailů je třeba, aby kontrast čteného objektu byl

3015÷=C , a aby úhlové rozměry neklesly pod 1°. Odtud plyne optimální výška H pozorovaného objektu vzhledem k jeho vzdálenosti od oka R :

( ) RH 21015,0 −⋅÷=

(6 - 16)

Osvit ( expozice ) e je dán součinem osvětlení E a časového intervalu tex určujícího dobu působení dopadajícího záření na osvětlovaný předmět.

extEe ⋅=

,

( )∫=2

1

t

tdttEe

, [lx.s] (6 - 17)

Je to integrální veličina související s časovými účinky záření na látku a s integračními a setrvačnými vlastnostmi detektorů záření včetně lidského oka při rychlých změnách jasu předmětu. Lidské oko při periodických změnách jasu pozorovaného objektu s kmitočtem větším než 2015 ÷ Hz vnímá již jen střední hodnotu jasu po dobu periody.

Vedle velikosti jasu a kontrastu ploch předmětu rozhoduje o pozorovatelnosti objektu také jeho barva. V kolorimetrické praxi se jako nejvýhodnější charakteristika hodnocení barvy používá srovnání barevného vjemu s referenčním barevným zdrojem vytvořeným aditivním mísením monochromatic-kých (spektrálních) vln. Lze ukázat, že vhodnou volbou tří základních spektrálních barev je možno aditivním mísením dosáhnout stejného barevného vjemu jaký vzniká při pozorování bílého světla či kterékoli z množiny světel zobrazených uvnitř trojúhelníku GGB barevného obrazce MKO, viz Obr.

Obr. 6.26 Spektrální závislost poměrné světelné účinnosti.

Page 259: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

259

6.27. Náhrada měřeného světla zvolenými spektrál-ními barvami je bez ohledu na jas dána dvěma pomě-ry zastoupení intenzit náhradních světel R,G,B.

Tyto poměry lze transformovat do souřadnic x a y, a každé světlo tak zobrazit v kartézském souřad-ném systému. Barevný tón měřeného světla je dán náhradní vlnovou délkou, kterou vytne spojnice obra-zu bílého normálního světla s obrazem měřeného světla na křivce spektrálních barev. Sytost barvy je určena podílem obsaženého bílého světla, tedy vzdá-leností obrazu měřené barvy F od obrazu bílého nor-málu W, viz Obr. 6.27.

6.2.2 Zobrazovací prvky a soustavy

Do této kategorie optoelektronických zařízení patří prvky a soustavy graficky ztvárňující a zviditelňující informaci v reálném čase. Podle typu zobrazova-né informace rozlišujeme soustavy pro zobrazení diskrétní jednorozměrné informace, soustavy pro zobrazení plošných objektů.

Zobrazení jednorozměrné informace

Tuto skupinu optoelektronických zařízení tvoří indikační prvky, zob-razující diskrétní grafické či alfa-numerické znaky, většinou v diskrétní (zejména dvouprvkové) stupnici jasu a v jediném či několi-ka málo barevných tónech. Jsou konstruovány jak pro zobrazení diskrétních znaků. tak pro zobraze-ní elementárních obrazových prvků

(bodů, segmentů), z nichž je indikovaná množina znaků sestavována, viz Obr. 6.28. Principy vzniku zobrazení znaků lze rozdělit na:

Záření wolframového drátu ve vakuu a rozžhaveného elektrickým proudem (žhavené indikátory). Kromě žárovkových panelů, jimiž se nebudeme zabývat vyrábí např. japonská firma Apollo Corp.

ploché znakové segmentové indikátory s velikostí znaku 4,7mm. Při napětí 1,5A a proudu 8mA na segment dosahují jasu 200nt a doby života 5.104 pracovních hodin. Konstrukce schopné jsou zejména pro svou necitlivost k okolní teplotě významnou např. v některých speci-álních aplikacích v letecké a kosmické technice. Účinnost přeměny energie je vysoká, nevýhodou je malá mechanická odolnost, viz Obr. 6.29. Spektrum záření je značně široké, poloha maxima i zastoupení bílé jsou ovlivňovány teplotou segmentů.

Záření doprovázející elektrický výboj v plynu (výbojové indikátory). Do této třídy prvků patří zejména číslicové výbojky, tzv. digitrony, jejichž anoda je tvořena řídkou mřížkou, pod níž jsou umístěny katody

z tenké folie vytvarované vylisováním do zobrazovaných znaků. Čelní konstrukci digitronu ukazuje Obr. 6.30a. Variací této konstrukce je vícemístná segmentová zobrazovací jednotka fy Philips, Planit-ron znázorněná schematicky na Obr. 6.30b.Na základní skleněné desce 1 je umístěn systém segmento-vých katod a anody. Vrchní skleněná deska 2 odděluje vnitřní vakuový prostor od okolí zátavem k základní desce. Tyto systémy mají většinou vysoké provozní napětí ( 200100 ÷ V) neslučitelné s technikami elektronických polovodičových integrovaných obvodů. Z hlediska průmyslového využití jsou zajímavé zejména nízkonapěťové plazmové výbojové panely, viz Obr. 6.30c. Výrobcem s velkou

Obr. 6.27 Barevný obrazec MKO a trojúhelník barev RGB.

Obr. 6.28 Některé typy znakových indikátorů.

Obr. 6.29 Žhavený segmen-tový indikátor.

Page 260: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

260

tradicí v jejich vývoji je fy Burroughs, která nabízí panely dovolující zobrazit dvojrozměrnou informaci s rozlišovací schopností až 5 čar/mm. Plazmové pa-nely jsou většinou vyráběny v bodovém uspořádání elementárních zářivých plošek. Systémy elektrod napařených na krycích skleněných deskách jsou od-děleny mozaickou deskou. Každý otvor mozaikové desky tvoří elementární nízkotlakou výbojku zapalu-jící se střídavým polem vzniklým přiložením střída-vého napětí velikosti 20V mezi zkřížené elektrody. Značná setrvačnost výboje umožňuje budit jednotli-vé body panelu v mnohanásobném multiplexu. Záře-ní výbojových součástek má maximum spektrální hustoty výkonu položeno v oblasti vlnových délek

m65,06,0 µ÷ , což odpovídá oranžové až červenoo-ranžové barvě světla. Změny střední vlnové délky je možno dosáhnout změnou složení a hustoty plnícího inertního plynu (neon, helium)

Intrizická elektroluminiscence práškových luminofo-rů ve střídavém elektrickém poli (elektroluminis-cenční zdroje). Jsou založeny na funkci tzv. elektro-luminiscenčního kondenzátoru. Jako intrizicky buze-né luminofory jsou užívány hlavně binární a ternární slitiny přímozónových polovodičů AIIBVI, zejména ZnS, CdSe, CdTe, ZnSxSe1-x, s izoelektronovými rekombinačními centry Mn, Cu, Cl. Složením lumi-noforu lze v širokých mezích ovládat barvu emitova-ného světla. Plošné elektroluminiscenční zobrazova-cí panely mohou kombinací elektroluminoforů gene-rovat i barevné obrazy. Počet bodů plošného panelu je omezen problémy s nezávislým buzením jednotli-vých elementů obrazu. Impulsní odezva elektrolumi-niscenčních zdrojů nebývá kratší než 1 ms. Při malé spotřebě lze z elektroluminiscenčních buněk vytvářet velkoplošné zářivé panely, segmentovky či maticové bodové indikátory. Elektroluminofory v sublimovaných vrstvách dávají možnost kompati-bility napájení prvků s bipolárními či MOS obvody. Poněkud problematická je nutnost střídavého napá-jen těchto prvků. Konkrétní uspořádání plošné elekt-roluminiscenční signální součástky ukazuje Obr. 6.31

Injekční luminiscence monokrystalických polovodičů s p – n přechody (polovodičové indikátory). Jejich základem jsou luminiscenční diody z přímozónového GaAsP (červeně emitující, m68,0 µλ = ), z nepřímozónového GaAsP: N (žlutě a žlutooranžově emitující, m60,0 µλ = ), z GaP: N (zeleně emi-tující, m55,0 µλ = ), z GaP: ZnO (červeně až IR emitující, m70,0 µλ = ). Čipy těchto diod mohou vytvářet bodové či segmentové znakové indikátory, mohou však vytvářet i signálové indikátory. popř. i indikační vícebarevné součástky, viz Obr. 6.32. Polovodičové znakové indikátory bývají často opat-řovány směrovými filtry a antireflexními vrstvami omezujícími především vliv odraženého zařízení vnějších zdrojů osvětlujících indikátor na snížení kontrastu indikovaného zobrazení. Funkci směrové-ho filtru a antireflexních polarizačních vrstev používaných fy Hewlett Packard ukazuje Obr. 6.33. Řada výrobců produkuje znakové segmentové indikátory sdružené do vícemístného displeje. Takové

Obr. 6.30 Výbojové indikátory; a) digitron, b) planitron, c) plazmový panel

Obr. 6.31 Konstrukce elektroluminiscenční signální součástky; 1 – termoplast, 2 – pouzdro, 3 – skleněná deska, 4 – transparentní elektroda, 5 – luminofor, 6 – kovová elektroda.

Page 261: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

261

součástky mají většinou, z důvodu snížení počtu nutných vývodů z jednoho pouzdra, propojeny a vy-vedeny anody všech segmentů odděleně v každém znaku, odpovídající si segmenty ve znacích mají vzájemně propojené a vyvedené katody. Takovýto displej je určen pro dynamický provoz v multiplexním režimu. Elektricky může být celý displej buzen jediným výkonovým převodníkem typu 7447. Anody znaků jsou spínány postupně impulsními průběhy z generátoru impulsů tvořeného posuvným registrem, stejné signály bránují vstup čtyřbitové informace o řadových číslech do převod-níku. Informace o zobrazovaném čísle je po celou dobu zobrazení uložena v informačním registru, viz Obr. 6.34.

Nizkonapěťová katodoluminiscence (vakuové luminiscenční indikátory). Luminiscence zde vzniká bombardováním luminiscenční vrstvy nanesené na anodu vakuové triody urychlenými elektrony. Využívá se tedy stejného mechanismu jako u vakuové obrazovky. Proud elektronů však není koncent-rován do úzkého svazku, ale elektrony dopadají na celou plochu anody rovnoměrně. Anody těchto součástek tvoří jednotlivé segmenty či body zobrazovaného znaku a rozzáří se připojením kladného napětí proti žhavené katodě. Typická spektrální charakteristika katodoluminiscenčních součástek má maximum v okolí vlnové délky m50,0 µλ = , což odpovídá modrozelené barvě. Jsou zvládnuty lumi-nofory pro přípravu téměř libovolné barvy znaku. Žhavená katoda bývá provedena velmi tenkým drát-kem meandrovitě uloženým nad řídkou mřížkou se záporným potenciálem. Katodový drátek je charak-teristickým znakem pro luminiscenční displej.Mřížka, obvykle rozdělená na části vlastní jednotlivým znakům, usnadňuje spínání znaků v multiplexním provozu. Anodové napětí u součástek různých vý-robců nepřevyšuje 25V, žhavící napětí bývá kolem 1V s proudem několika mA. Anoda bývá složena

Obr. 6.32 Polovodičové znakové indikátory; a) bodový maticový a segmentový indikátor, b) možnosti vytvá-ření segmentů, c) struktura a princip funkce vícebarevné indikační součástky.

Obr. 6.33 Prvky zvyšující kontrast indikátorů ozařovaných vnějším světlem; a) princip činnosti prostorového filtru, b) struktura a funkce antireflexních polarizačních vrstev.

Page 262: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

262

ze sedmi až deseti seg-mentů pro zobrazení znaku a jednoho seg-mentu pro desetinnou značku. Typickým pří-kladem sdruženého lu-miniscenčního vakuové-ho displeje je provedení fy Intron, viz Obr. 6.35. Hlavní výhodou těchto indikátorů je možnost vytváření znaků a seg-mentů libovolného tva-ru, zatímco tvarovatel-nost segmentu buzeného čipem LED je obtížná. Nevýhodou je kompli-kovanější napájení.

Elektrooptické jevy v kapalných krystalech (indikátory LCD). Na rozdíl od prvých pěti skupin tvoří LCD prvky typu pasivních indikáto-rů, vyžadují tedy vnější osvětlení. Nejstarší indi-kátory s LC pracovaly

na principu dynamického rozptylu. Novější konstrukce vyu-žívají režim stočeného nematiku či deformace vertikálních fází. Špičkoví výrobci inzerují i barevné LCD pracující s nematiky kolorovanými pleochroickými barvivy ve vazbě host-hostitel. Konstrukční uspořádání transparentních LC indikátorů ukazuje Obr. 6.36. Součástky v modu SN, DAP a CN jsou označovány jako prvky s řízeným elektrooptickým jevem. Tyto prvky překonaly součástky pracující v modu DSM zejména nižším odběrem (25nA oproti A5µ u sedmi-segmentového displeje výšky 7 mm), nižším napájecím na-pětím (3V oproti 3015 ÷ V). Výrazně vyšší je také kontrast prvků s řízeným elektrooptickým jevem (25:1 oproti 12:1), větší rozsah pracovních teplot (až do 70° C), širší kmitočtový rozsah (až 10kHz oproti 2kHz) a delší doba života (105 hod oproti 104 hod). Použití LCD je perspektivní zejména v aplikacích, kde je požadován extrémně malý odběr a vel-koplošné zobrazování. Kromě znakových indikátorů se obje-vují i konstrukce maticových bodových zobrazovacích pane-lů s 54 1010 ÷ prvky. Některé z nich umožňují proměnnou střídou napájecího napětí zobrazit celou stupnici šedé. Jistou nevýhodou součástek s kapalnými krystaly je nutnost střída-vého napájení. Proto se v budících obvodech téměř výhradně používá součástek MOS. Dva základní typy buzení segmentu LCD obvody CMOS ukazuje Obr. 6.37. Možnosti konstruo-vat z maticových panelů LC plochou obrazovku brání přede-vším dlouhá doba impulsové odezvy. V závislosti na velikos-

Obr. 6.34 Multiplexní buzení sdruženého displeje.

Obr. 6.35 Vakuový luminiscenční displej, a) struktura a princip funkce, b) konstrukce sdruženého displeje.

Obr. 6.36 Transparentní indikáter s LC, 1 - dichroické polarizátory, 2 - nosné skleněné destičky, 3 - fixační vlož-ka, 4 - transparentní elektrody, 5 - kapal-ný krystal.

Page 263: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

263

ti a frekvenci budícího napětí, na tloušťce vrstvy a elektrochemických vlastnostech molekuly LC se impulsová odezva LCD pohybuje od 100ms do jednotek sekund.

Kromě uvedených šesti typů indikačních prvků se během vývoje zobrazovacích zařízení vyskyt-ly další konstrukce, které využívaly některých doposud nediskutovaných fyzikálních jevů a principů. Z pasivních prvků k nim patří elektrochromní indikátory, jejich funkce vychází ze změny zabarvení vrstvy WO3 popř. některých obdobných izolantů změnou polarizace přiloženého elektrického pole. Ke

změně zabarvení dochází změnou obsazení elektronových pastí na povrchu izolační vrstvy způsobenou komutací vnějšího elektric-kého pole. Tento jev často vykazuje i paměťový charakter s dobou autodestrukce zapsané informace závisející na struktuře elek-trochromního materiálu, jdoucí od několika minut do několika let. Na rozdíl od kapalných krystalů,elektrochromní látky nerozptylují ani nepolarizují světlo, jejich funkce je založena na selektivní absorpci. Oproti LCD se vyznačují tím, že se u nich nevyskytuje úbytek kontrastu při sledování indikovaného obrazce z různých úhlů. Mají široký interval pracovních teplot ( 10050 +÷− °C), elektrochromní vrstvy tloušťky m13,0 µ÷ je možno ovládat napě-tím desetiny voltu, jejich spotřeby je až ×100 menší než u LCD. Nevýhodou je dosud nízká doba života. Strukturu elektrochromní

buňky ukazuje Obr. 6.38. Méně významné jsou elektroforetické pasivní indikátory, elektrochemické a segnetoelektrické

prvky. Srovnání vlastností různých typů indikátorů obsahuje tabulka Chyba! Nenalezen zdroj odka-zů..

Zobrazení plošné informace

Konstrukce plošných zobrazovacích soustav vychází z řešení kompromisu mezi několika většinou protichůdnými požadavky na ně kladenými. Z požadavků kladených na zobrazovací soustavy jsou důležité zejména vysoká rozlišovací schopnost, velká plošná rozlehlost zobrazení, možnost dostatečně jemného pokrytí stupnice šedé u jednobarevných, a možnost pokrytí co největší barevné plochy v trojúhelníku barev MKO u barevných indikátorů.

Pro diskrétní zobrazovací soustavy, u nichž jsou jednotlivé body obrazu generovány nezávislý-mi elementy, je vysoká rozlišovací schopnost spojena s omezenou dosažitelnou plošnou hustotou ob-razových prvků. Velká plošná rozlehlost závisí na maximálním úhrnném počtu obrazových prvků, které lze odděleně ovládat a umístit ve společném systému. Pokrytí stupnice šedé závisí na.modulovatelnosti obrazových prvků a linearitě jejich převodní charakteristiky, u barevných soustav je pro pokrytí širokého spektrálního rozsahu nutné, aby systém obsahovat obrazové prvky generující několik vlnových délek rozložených v celé kmitočtové oblasti viditelného světla.

Obr. 6.37 Typy buzení segmentu LCD obvody CMOS; a) obvodem EXCLUSIVE-OR, b) přenosovým hradlem.

Obr. 6.38 Buňka elektrochrom-ního indikátoru; 1- skleněná pod-ložka, 2 - transparentní elektroda, 3 - WO3, 4 - dielektrikum, 5 - kovová elektroda.

Page 264: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

264

Tab.

6.2

. Sro

vnán

í vla

stno

stí a

cha

rakt

eris

tik n

ejro

zšíře

nějš

ích

typů

indi

káto

rů (d

osah

ovan

ých

v le

tech

198

0 –

1985

)

Vyso

– –

Velm

i dob

Nepře

dpok

ládá

se

Impu

lsní

napě

0,3 1 –

–50

– (+

100)

Subl

imov

ané

Stře

dní

– –

Velm

i dob

Cel

ý ro

zsah

spek

ra

Dob

30 –

300

10-3

– 1

0-4

5 . 1

02

Stře

dní

Práš

kové

Níz

ký – 0,1

Dob

Cel

ý ro

zsah

spek

ra

Nev

elká

Stříd

avé

napě

220

10-3

3 . 1

03

Stře

dní

Lum

inis

cenč

n

Stře

dní

100 –

Špat

Výbo

rné

Mod

rá, z

elen

á,

červ

ená

Těžk

o

dos

ažite

lná

Vyso

Stej

nosm

ěrný

prou

d

15 –

25

10-2

5 . 1

03

Níz

Žhav

ené

Velm

i vys

oký

250

–100

0

40

Velm

i dob

Výbo

rné

Ne–

dos

ažite

lná

Téměř

nul

ová

5 10-3

104 –

105

–60

– (+

100)

Velm

i vys

oká

Vyso

350

0,5

– 1

Vyho

vujíc

í

Výbo

rní

Těžk

o

dos

ažite

lná

Velm

i níz

Stej

nosm

ěrný

prou

d

200

10-4

104

0 –

(+70

)

Vyso

SN

Vyso

10-2

– 1

0-3

Velm

i dob

– 3 10-1

3 . 1

04

1 –

(+70

)

Níz

DSM

Dob

0,1 –

Vyho

vujíc

í

– 15

3 . 1

0-1

5 . 1

03

2 –

(+70

)

Níz

Vyso

10 –

100

1

Špat

Výbo

rné

Čer

vená

, zel

ená

oran

žová

, žlu

Velm

i vys

oká

1,5

– 3

10-6

104 –

106

–60

– (+

125)

Velm

i níz

Vlas

tnos

ti a

char

akte

ristik

y

Jas,

kon

tras

t

Přík

on [m

W/z

nak]

Kon

verz

ní úči

nnos

t[lm

/ W

Pozo

rová

ní n

a svět

le

Pozo

rová

ní v

e tm

ě

Spek

trál

ní č

isto

ta b

arev

Nap

ětí [

V]

Ryc

hlos

t [s]

Živo

tnos

t [ho

d]

Roz

sah

tepl

ot [°

C]

Rad

iačn

í im

unita

Elek

troc

hrom

níVý

bojo

véLC

DPo

lovo

dičo

Nepře

dpok

ládá

se

Elek

trol

umin

isce

nční

vaku

ové

Nepře

dpok

ládá

se

Bar

va–

–O

ranž

ová

Bílá

Těžk

o do

saži

teln

áD

osaž

iteln

áVí

ceba

revn

ost

Sna

dno

dosa

žite

lná

Libo

voln

áLi

bovo

lná

Form

a říd

ícíh

o si

gnál

uLi

bovo

lná

Stříd

avé

napě

Page 265: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

265

Ve výzkumných laborato-řích mnoha firem a zemí (Bell lab., NEC, Sony, JVC, Grundig, AN SSSR) je vyvíjena řada typů zobrazovacích jednotek, které nevyžadují ani rozlehlý vakuový prostor, ani adresaci obrazových bodů elektronovým svazkem. Diskrétní zobrazovací soustavy známé pod přízviskem "ploché obrazovky" využívají některých principů popsaných v předchozí stati. Jsou známy konstrukce zobrazovacího typu. Z pasivních jednotek jsou konstruovány ploš-né panely z kapalných krystalů či panely elektroforetického a elek-trochromního typu. Rozlišovací schopnost těchto zařízení je ome-zená minimálním rozměrem ob-razových elementů. Plošná roz-

lehlost obrazu je omezena maximálními rozměry obrazového elementu, maximálními rozměry kom-paktní konstrukce, maximálním konstrukčně únosným počtem nezávisle buditelných obrazových prv-ků, maximálním celkovým příkonem zařízení a některými dalšími konstrukčními a technologickými faktory. K těmto omezením přistupuje často i dlouhá doba odezvy, nutnost použití vysokých úrovní budícího signálu apod. Časté omezení uplatňující se v konstrukci zobrazovacích panelů je malá tepel-ná vodivost a velký plošně rozptýlený výkon. Zejména tyto dva důvody způsobily, že značně poklesl zájem o vývoj polovodičových obrazovek. Požadavek barevné reprodukce obrazu tlačí do pozadí také jinak velmi perspektivní výbojové plazmové mozaikové panely. V ohnisku pozornosti zůstávají pře-devším elektroluminiscenční panely a soustavy s kapalnými krystaly. V případě LCD je dosud na zá-vadu značná setrvačnost obrazových prvků a obtížná modulovatelnost jasu. Výhodnou je nízký příkon, snadné ovládání i možnost pokrytí širokého rozsahu barevných tónů využitím mozaikové konstrukce z LC typu kolorovaného nematiku s různými typy pleochroických barviv. Vyvíjeny jsou i maticové struktury s nematikem v modu DAP u něhož je barva odrazu při osvitu bílým světlem závislá na veli-kosti přiloženého napětí. Srovnání některých principů z hlediska vhodnosti ke konstrukci ploché obra-zovky ukazuje Tab. 6.3.

V elektroluminiscenčních soustavách pro plošné zobrazování je ceněna především existence velmi účinných elektroluminoforů generujících záření v celém rozsahu vlnových délek viditelného světla. Jsou známy tři základní varianty vícebarevných elektroluminiscenčních panelů. První variantou je maticový panel, jehož homogenní elektroluminiscenční vrstva je tvořena luminoforem obsahujícím

Tab. 6.3. Srovnání některých fyzikálních principů z hlediska vhodnosti pro konstrukci ploché obrazovky; označení: + lehce dosažitelné, - obtíž-ně dosažitelné.

Charakteristiky obrazovky

Polovodičová Plazmová LCD Elektro-luminis-cenční

Max. počet bodů

-- +++ +++ +

Maximální plocha stínítka

--- + ++ +++

Maximální rozlišovací schopnost

++ -- + +

Přenos půltónů +++ --- -+ + Minimální pří-kon na prvek

obrazu

--- -- +++ -

Řízené pamě-ťové vlastnosti

--- ++ +++ +

Obr. 6.39 Konstrukce elektroluminiscenčního zobrazovacího panelu a plošné LCD obrazovky s nematikem v modu DAP; 1 – základní odrazná vrstva, 2 – transparentní elektrody, 3 - NLC DAP, 4 – skleněná destička, 5 – polarizační vrstva (jen u LCD prvku), 6 - luminofor.

Page 266: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

266

několik různých druhů selektivních rekom-binačních center. Rekombinace na každém z těchto druhů center probíhá při jiných kmi-točtech budícího napětí, spektrum záření takové luminiscenční vrstvy se tedy může měnit změnou kmitočtu napájecího napětí. Uspořádání tohoto maticového elektrolumi-niscenčního panelu je principiálně shodné s konstrukcí LCD obrazovky.

Konstrukci luminiscenčního panelu prvého typu a plošné obrazovky LCD ukazu-je Obr. 6.39. V druhé variantě, konstrukčně se příliš nelišící od první je luminofor nane-sen na základní skleněnou destičku v několika vrstvách. Vrstvy luminoforů s různou barvou emitovaného záření umístě-né na sebe se mohou nezávisle budit systémy elektrod, jimiž jsou vrstvy proloženy. Třetí varianta elektroluminiscenčního panelu je konstrukce mozaikového typu. Elektrolumi-niscenční vrstva je vyrobena ve tvaru pro-střídaného rastru (řádkového či bodového) luminoforů s různou barvou emitovaného záření. Takovou mozaikovou soustavu s pomocným fotoodporem ukazuje Obr. 6.40. V bodě zkřížení dvou buzených elek-trod dojde k rozzáření příslušného úseku signálového luminoforu i vrstvy luminoforu pomocného. Záření pomocného luminoforu dopadá přes polopropustnou nedělenou elek-trodu 5 na vrstvu fotoodporu 4, která v daném místě sníží odpor a zajistí, aby zvolený bod emitoval záření i při poklesu napájecího napětí na polovinu budící hodno-ty. Poloviční napětí však nestačí k tomu, aby

bylo generováno světlo v nevybuzených buňkách. Zvolené inicializované místo tedy září po celou dobu rastrového buzení všech prvků obrazu. K přerušení emise je nutno zmenšit přídržné napětí na obrazových buňkách pod prahovou hodnotu. Na podobném principu pracují i mozaikové soustavy se

Obr. 6.40 Konstrukce elektroluminiscenčního mozaiko-vého panelu, 1 - skleněná podložka, 2 - soustava podélných průhledných elektrodových sběrnic, 3 - dělená základní luminiscenční vrstva, 4 - vrstva fotoodporu, 5 - nedělená polopropustná elektroda, 6 - pomocná elektroluminiscenční vrstva, 7 - soustava příčných elektrodových sběrnic, 8 - příčně vodivá vrstva nepropustná pro světlo.

Obr. 6.41 Blokové schéma laserové projekční soustavy, s(t) – modulační jasový signál, d(t) – rozkladový signál.

Obr. 6.42 Princip konstrukce barevné televizní laserové projekční soustavy; L – laser, M – elektrooptický modulátor, X – selektivní polopropustné zrcadlo, Z – zrcadlo, ZX – selektivní zrcadlo, SR – rotující zrcadlo pro snímkový rozklad, RR – rotující polygonální hranol pro řádkový rozklad, P – projekční plocha.

Page 267: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

267

segnetoelektrickými ovládacími prvky či panely s piezoelektrickým buzením. Pro velkoplošné zobrazovací jednotky je možno kromě diskrétních soustav využít také

analogové konstrukce s laserem, modulátorem a deflektorem ve společné sestavě. Vzniká tak laserová projekční soustava.

Laserová zobrazovací jednotka využívá pro plošné zobrazení informace kolimovaný svazek ge-nerovaný laserem. Tímto svazkem je pak řádkováním vytvářen obraz, podobně jako svazkem elektro-nů v TV obrazovce. Soustava s laserem, oproti klasické obrazovce, nevyžaduje vakuový prostor, kom-plikované ostření svazku, ani speciální (u většiny barevných obrazovek maskované) luminiscenční stínítko. Blokové schéma základní sestavy laserové projekční soustavy je na Obr. 6.41. Laser, nejčas-těji argonový či kryptonový, produkuje vysoce kolimovaný výkonný tenký svazek záření, na jehož průměru závisí rozlišovací schopnost ( 101÷ čar/mm), a na jehož intenzitě závisí jas zobrazených ploch ( 400–100 nit).

Kolimovaný svazek je modulován nejčastěji elektrooptickým, v některých konstrukcích magne-tooptickým či akustooptickým objemovým intenzitním modulátorem. Prvkem ovládajícím polohu stopy paprsku na stínítku je dvojrozměrný deflektor, který zajišťuje rozmítání paprsku v řádkovém rastru obdobně jako v televizní obrazovce. Deflekční prvek je velmi často mechanického či elektrome-chanického typu. Obr. 6.42 znázorňuje konstrukci barevné televizní laserové projekční soustavy.

6.2.3 Optoelektronické soustavy pro grafický zápis informace

Základním představitelem této třídy zařízení jsou laserové tiskárny, které zápisem informace na vhod-né médium vytváří trvalý dokument vizualizované zprávy. Základní sestava laserové tiskárny je shod-ná se sestavou projekční soustavy z Obr. 6.41. Paprsek laseru, fokusovaný na malou plošku, odkláně-

ný deflektorem a intenzitně modulovaný, kreslí, většinou opět v rádkovém televiz-ním rastru, do vrstvy citlivé na světlo zaznamenávaný obraz. Podobně jako u projekčních soustav bývá i zde deflektor mechanického či elektromechanického typu. Jako koherentního zdroje se často používá He-Ne laseru a elektrooptického objemového modulátoru. Záznamové materiály jsou především fotografické (mikrofilm, fotografický papír), fy H. P. s oblibou používá termografické materiá-ly, které v místě dopadu stopy reagují na zahřátí změnou zabarvení. Velmi rychlý tisk písmen a obrazů celoplošně umožňu-je elektrografie, využívající zápis obrazu do fotoelektricky vodivého materiálu.

Princip laserového záznamu v tiskárně fy Fujitsu ukazuje Obr. 6.43. Modulovaný paprsek He-Cd laseru ( nm6,441=λ ) je řádkově rozmítán rotu-jícím polygonálním zrcadlovým hrano-

lem 1, korigován toroidní čočkou 2 a odrážen parabolickým zrcadlem 3. Paprsek postupuje na rovinné zrcadlo 4 a dopadá na záznamové médium unášené otáčejícím se válcem. Toroidní čočka a parabolic-ké zrcadlo –jsou zde použity pro korekci zkreslení tvaru světelné stopy na ploše záznamu a pro zajiš-tění konstantní vychylovací rychlosti světelného paprsku při kreslení řádku.

Princip elektrografického záznamu a konstrukční sestavu kontinuální tiskárny využívající tohoto principu ukazuje Obr. 6.44. V prvé fázi elektrografického záznamu (1) je xerografický válec vytvoře-ný vrstvou fotoodporového materiálu naneseného na vodivém podkladu povrchově nabit koronovým výbojem.

Nabitá vrstva rotujícího válce je poté osvětlena jednak zářením impulsní výbojky odraženým od reprodukovaného obrazce, jednak může být použito přímého zápisu textu či obrazů laserovou tiskár-

Obr. 6.43 Optická sestavy tiskárny Fujitsu; 1 – rotující po-lygon zrcadel, 2 – toroidální čočka, 3 – parabolické zrcadlo, 4 – rovinné zrcadlo, 5 – buben s fotocitlivým záznamovým mé-diem, 6 – laser, 7 – modulátor.

Page 268: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

268

nou (např. principu Fujitsu). Osvětlená místa ztratí povrchový náboj, který je odveden zvodivělou fotoelektrickou odporovou vrstvou (2). V další fázi (3) se na nabitá místa tvořící negativní latentní obraz plošné světlem zapsané informace usazuje práškové barvivo ze zásobníku. Barvivo se poté tis-kem přenese (4) na vhodný nevodivý kladně nabitý povrch papíru. Vzniklý obraz je pak vytvrzen spe-čením práškového barviva kontinuálním ohřevem. Zbytkový náboj na elektrografickém válci je odve-den osvětlením celé plochy projekční žárovkou (5). Povrch válce je zbaven zbytků práškového barviva kartáčem (6). Na vrstvě je znovu obnoven povrchový náboj, a dané místo válce je připraveno k další expozici.

Výhodou laserových tiskáren a elektrografických reprodukčních zařízení je vysoká rychlost tis-ku (až 10 000 řádek/min), bezhlučný chod, vysoká rozlišovací schopnost (až 10 čar/mm). Nevýhodou je jejich dosud značná cena. Vývoj těchto soustav je kromě několika zdařilých výrobků dosud ve stá-diu realizace prototypových zařízení. Kromě mnoha japonských výrobců se konstrukcí těchto systémů zabývají evropské firmy Siemens, IBM, americká H. P. Existuje dosud řada cest ke zlepšování para-metrů i zlevnění výroby těchto soustav, proto je jejich vývoj značně perspektivní.

DOPORUČENÁ LITERATURA [6-1] Siakkon, M.: Fizičeskije osnovy zapisi informacii. Moskva, Svjaz 1980. [6-2] [Rozenblat, M. A.: Domennyje i magnitooptičeskije zapominajuščije ustrojstva. Moskva,

Nauka 1977. [6-3] Denisjuk, J. N.: Optičeskaja golografija. Leningrad, Nauka 1983. [6-4] Petrov, M. P. et all.: Fotočuvstvitelnyje elektrooptičeskije sredy v golografii i optičeskoj ob-

rabotke informacii. Leningrad, Nauka 1983. [6-5] Aagard, R. L. – Lee, T. S. – Chen, D.: Advanced Optical Storage Techniques for Computers.

Appl. Optics 11, 1972, s. 2133. [6-6] Bailey, G. A.: Optical Mass Memories. N. Y., Academic Press 1976. [6-7] Damon, R. W. et all.: Materials for Optical Memories. Electro-Opt. Syst. Design 1970, s. 68. [6-8] Butter, C. D. – Lee, T. C.: thermoplastic Holographic Recording of Binary Patterns in PLZT

Line Composer. IEEE Trans. Comput. C-24, 1975, s. 402.

Obr. 6.44 Sestava elektrografické kontinuální tiskárny; L – laser, M – modulátor, P – polygonální hranol, X – pec pro tvrzení barviva, Z – světelný zdroj pro projekci kopírovaného obrazu, F – kopírovaný obraz, 1 – elektrody koronového výboje, 2 – vlna promítající reprodukovaný obraz, 3 – zásobník s barvivem, 4 – unášecí mechanismus papíru, 5 – světelný zdroj pro odstranění zbytkového náboje, 6 – čistící kartáč.

Page 269: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy pro záznam a zobrazení informace

269

[6-9] Goldberg, N.: A High Density Magnetooptic Memory. IEEE Trans. Magn. MAG-3, 1967, s. 605.

[6-10] Roberts, H. N. et all.: High Speed Holographic Digital Recorder, Appl. Optics 13, 1974, s. 841.

[6-11] Stewart, W. C. et all.: An Experimental Read-Write Holographic Memory. RCA Rev. 34, 1973, s. 3.

[6-12] Sherr, S.: Elektronnyje displei. Moskva, Mir 1982. [6-13] Gatra, Z. Ju. – editor: Indikatornyje ustrojstva na žídkich kristallach. Moskva, Sov. radio

1980. [6-14] Kennedy, D. W. et all.: Laser Display Systems. Instrum. and Control Syst. 1968, s. 59. [6-15] Becker, C. H.: Laser Facsimile Printing. Opt. Laser Technol. 9, 1977, s. 13. [6-16] Johnson, S. C.: Progress in Laser Graphics. Ind. Res. 1975, s.75.

Page 270: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

270

7 Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

Optoelektronika svými principy umožňuje vývoj nových soustav pro snímání a prvotní zpracování informace neelektrické podoby. Umožňuje nejen rozšířit pole elektronického zpracování informace, ale také značně zlepšit základní charakteristiky sběru a zpracování informace. V tomto oddíle bude naše pozornost zaměřena zejména na prvky a soustavy pro snímání polohy a obrazu, na soustavy pro měření vzdálenosti objektů, budou naznačeny principy holografické interferometrie.

7.1 Optoelektronické snímače polohy a obrazu

V této stati se budeme zabývat moderními konstrukcemi detektorů polohy světelné stopy a analyzátorů obrazu, konstrukcemi vycházejícími z optoelektronických principů realizovaných v pevné fázi, bez použití vakuových zařízení či vybavovacích elektronových svazků.

7.1.1 Snímače polohy

Patří k nim řádkové či plošné prvky schopné rozlišit polohu malé světelné stopy dopadajícího záření na přímce či ploše.

Nejjednodušším prvkem pracujícím jako řádkový snímač je tzv. laterální dioda, viz Obr. 7.1. Při dopadu stopy paprsku na činnou plochu přechodu p – n dochází k absorpci záření a ke generaci volných nosičů, z nichž minoritní přecházejí vlivem driftových sil přes přechod a způsobují vznik nerovnovážného rozložení majoritních nosičů. Ty pak difundují k oběma elektrodám a způsobu-jí na elektrodách pokles potenciálu vzhledem k vrstvě p. Pokles potenciálu je však závislý na vzdálenosti světelné stopy od elektrody. Rozdíl potenciálů elektrod tvoří vý-stupní napětí prvku, jeho závislost na poloze stopy uka-zuje Obr. 7.1. V provedení se dvěma páry kolmých elek-trod je tato dioda označována jako kvadrantová.

Reprezentantem plošných snímačů polohy bezpře-chodového typu je zařízení využívající přeskupování minoritních nosičů náboje v podélném magnetickém poli. Takové zařízení, viz Obr. 7.2, je vyrobeno z destičky polovodičového materiálu o dostatečně velké difúzní délce. Deska je osazena dvěma páry sběrných elektrod 1 a 2, které snímají posuv světelné stopy. Ve dvou na sebe kolmých směrech x a y. Destička je vlože-na do prostoru se zkříženými střídavými magnetickými poli s intenzitami H1a H2. Při dopadu světelné stopy úz-kého svazku záření na povrch destičky difundují genero-vané minoritní nosiče ke sběrným elektrodám. Původní rotačně symetrické rozložení prostorové hustoty minorit-ních nábojů je střídavým magnetickým polem změněno v eliptické. Při posuvu stopy ze středu souřadné soustavy se sběrné elektrody dostanou do oblastí různé koncentra-ce minoritních nosičů. Je-li fázový posuv střídavých magnetických intenzit H1a H2 90=ϕ ˚, vytvoří se mezi elektrodami střídavá napětí s velikostí a střední hodnotou

odpovídající poloze stopy svazku. Popisovaná zařízení jsou však citlivá i na intenzitu záření ve světelné stopě, výstupní signál tedy

závisí jak na souřadnicích bodového zdroje světla, tak na jeho intenzitě. Separace informace o poloze stopy od vlivu změn intenzity svazku prvky ve většině případů podstatně zkomplikuje.

Obr. 7.1 Laterální dioda, struktura a převodní charakteristika.

Obr. 7.2 Bezpřechodový plošný snímač polo-hy.

Page 271: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

271

7.1.2 Řádkové snímače obrazu bez akumulace náboje

Jsou to elementy umožňující realizovat řádkový rozklad obrazu. Sestaveny do rastrové soustavy dis-kretizují obrazovou funkci ( )yxf , v proměnné y a převádějí vzniklé řádkové obrazové funkce:

( ) ( )∫∆+

∆−

=2

2,,

yy

yyi

i

i

dyyxfyxf

(7 - 1)

na sériový časový řádkový signál ( )ii yts , , viz Obr. 7.3. Sériový řádkový signál is je dále řazen do úplného obrazového signálu v časovém multiplexu podle diskrétní proměnné iy , a doplněn dalšími pomocnými synchronizačními signály.

Nejstarším způsobem řádkového rozkladu obrazu je rozklad rozhraním nulového napětí pohybujícím se podél tranzistorové struktury. Konstrukce scanistoru, prvku, který tohoto principu využívá, je schematizová-na na Obr. 7.4. Ke sběrnici 1 naznačené struktury je připojeno napětí vytvářející potenciálový spád podél prvku. druhá sběrnice 2 je napájena pilovitým napětím. Tím dochází k posuvu místa s nulovým rozdílem poten-ciálů mezi oběmi sběrnicemi od kontaktu K2 ke kontak-tu K3. Na tranzistorovou strukturu n – p – n s dělenou bází je tedy přiváděno takové napětí, které postupně otevírá jednotlivé bázové segmenty oddělené od sebe znevodivělými vrstvami vzniklými protonovým bom-

bardováním. Osvitem struktury obrazo-vým signálem vzniká absorpcí v prvcích dělené báze nadbytečná kon-centrace volných nosičů náboje. Oka-mžitá hodnota proudu v napájecím obvodu pilovitého napětí bude tedy úměrná integrálu dopadajícího fotono-vého toku od elektrody K2 do okamžité polohy rozhraní nulového napětí. Deri-vací proudu v impulsním transformáto-ru napájecího obvodu dostáváme signál úměrný plošné hustotě světelného toku podél scanistoru. Dělení báze na seg-menty separované nevodivými vrstvami

je vyvoláno potřebou zabránit difúzi fotonosičů ve smě-ru delší osy scanistoru. Difúze nosičů totiž v důsledku vede k zmenšení citlivosti a rozlišovací schopnosti prv-ku. Naznačená konstrukce dovoluje realizovat rozlišení až sto čar na milimetr délky. Scanistor s dělenou vrst-vou báze má na rozdíl od nedělené konstrukce tu vlast-nost, že se v jeho obrazovém signálu objevují periodic-ké "temné" impulsy vzniklé při přechodu rozhraní přes diskrétní nevodivé prvky. Výskyt těchto čtecích impul-sů dovoluje zmenšit požadavek na linearitu rozkladové-ho napětí a může podstatně zjednodušit zapojení obvo-dů pro logické zpracování signálu.

Dalším typem lineárních snímačů obrazu jsou prvky, ve kterých se rozklad obrazu dosahuje pomocí

ovládání tvaru proudových čar nerovnovážných nosičů náboje. Jeden z prvků této skupiny je založen na využití Suhlova jevu, na využití změny směru driftu nerovnovážných minoritních nosičů náboje v polovodiči způsobené změnou intenzity příčného magnetického pole, viz Obr. 7.5. Záření, promíta-

Obr. 7.3 Sestava rastrového snímače obrazu.

Obr. 7.4 Scanistor s dělenou bázovou vrstvou; 1 – dělící sběrni-ce, 2 - obecná sběrnice, 3 – diskrétní prvky dělené báze, 4 – oblasti s velkým odporem.

Obr. 7.5 Snímač obrazu využívající Suhlova jevu

Page 272: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

272

jící na plochu tohoto prvku snímaný obraz, generuje při povrchu polovodičové destičky páry volných nosičů. Vzniká tak latentní obraz z reliéfu koncentrace nerovnovážných minoritních nosičů náboje. Polovodičový materiál základní desky má mít co nejnižší difúzní délku, proto, aby se tento nábojový obraz nesmazal přirozenou difúzí nosičů. Na minoritní nosiče působí superpozice tří sil, v jejich vý-slednici se minory polovodičem pohybují. První z nich je driftová síla způsobená elektrickým polem napájecího napětí, druhou je Lorenzova síla magnetického pole na pohybující se náboj, třetí je difúzní síla. Vektor rychlosti nosičů kolineární s výslednicí těchto sil směřuje pod úhlem θ k povrchu destič-ky. Velikost tohoto úhlu lze měnit změnou intenzity magnetického a elektrického pole. Při periodic-kých změnách tohoto úhlu snímá bodová elektroda koncentrační profil nosičů generovaných v různých bodech povrchu desky. Kromě výše zmíněné malé difúzní síly, která by způsobovala rozostřování snímaného obrazu, je také žádoucí, aby se osvětlovaný povrch vyznačoval malou rychlostí povrchové rekombinace. Naopak protilehlý povrch má mít, pokud možno velkou rychlost rekombinace, aby se zabránilo hromadění nosičů v jeho blízkosti. V popisované soustavě lze při prahovém osvětlení lx10 dosáhnout specifické rozlišovací schopnosti 30 čar/mm, s kmitočtem řádkového přenosu 300 kHz a napájecím napětím 100=U V. Dvojrozměrná konstrukce vycházející z tohoto principu je označována názvem vidistor.

Jiné zařízení z této třídy využí-vá k analýze obrazu drift nerovnováž-ných nosičů náboje v elektrickém poli, viz Obr. 7.6. Reliéf nerovnováž-ných nosičů náboje, vytvořený ab-sorpcí obrazové vlny v pásku polovo-diče, se působením impulsového elek-trického pole přesouvá k přechodu 3 v jehož obvodu vzniká obrazový sig-nál. Pro bezchybnou práci je však při snímání nábojového reliéfu napěťo-vým impulsem do obvodu ohmického

kontaktu 2 nezbytné zatemnit promítanou obrazovou vlnu. Vážný nedostatek tohoto měniče tkví v tom, že rozkmit obrazového signálu závisí nejen na amplitudě vzniklého nábojového reliéfu, ale také na poloze snímaného místa v řádku. K vyrovnání této parazitní závislosti je nutné konstruovat přeno-sové prvky, jejich zesilovací činitel se musí synchronně měnit s polohou snímaného místa obrazu.

Mnoho zařízení pro snímání obrazu využívá rozklad obrazu doménami silného elektrického po-le. Domény vznikají v některých polovodičích (GaAs, CdS) přiložením takového napětí na homogenní krystalový výbrus, které zabezpečí vznik dostatečně silného elektrického pole s intenzitou převyšující jistou prahovou hodnotu. V některých látkách souvisí vznik domén s piezoelektrickými vlastnostmi. V GaAs vznikají domény silného pole vlivem saturace závislosti driftové rychlosti nosičů na intenzitě pole. Je-li na destičku homogenního polovodiče přivedeno napětí vyvolávající intenzitu pole nad pra-hem této saturace, pak v místě náhodného snížení koncentrace nosičů vznikne lokální vzrůst měrného odporu a zvýšení intenzity pole, které z daného místa téměř konstantní rychlostí odsává volné nosiče. Vzniká tenká depletiční vrstva, kde se intenzita pole dále zvyšuje na úkor toho, že v ostatních oblas-tech intenzita klesá. tato depletiční vrstva vysává driftující a difundující nosiče ze svého čela, a pře-souvá se tak proti směru pohybu nosičů. Objevuje se doména silného pole. Její rychlost a šířka závisí především na saturační rychlosti nosičů a difúzní časové konstantě materiálu. Parametry domény na-proti tomu téměř nezávisí na podmínkách okolí a pracovním režimu. Pokles intenzity pole v oblasti mimo doménu zabrání, aby v materiálu mohla vzniknout současně více než jedna doména, bez ohledu na délku destičky. Okamžitá hodnota proudu v obvodu závisí na příčném průřezu ( )xA desky polovo-diče v místě polohy domény a na koncentraci volných nosičů v daném místě polovodiče před přícho-dem domény.

( ) ( ) ( ) vetvntvAtI ⋅⋅⋅⋅⋅=

(7 - 2)

Kde: ( )xn je koncentrační profil volných nosičů, v je rychlost domény.

Obr. 7.6 Řádkový obrazový analyzátor využívající drift nevykom-penzovaných nosičů náboje; 1,2 – ohmické kontakty, 3 – snímací přechod p – n..

Page 273: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

273

Jak vidět, je proud obvodu také přímo úměrný rychlosti domény. V piezoelektrickém krystalu CdS vzniká doména vzájemným působením zvukové vlny a proudu nosičů. Šíří-li se v krystalu CdS zvu-kové vlny dostatečně vysokého kmitočtu, indukují piezoelektrickým jevem elektrické pole odpovídají-cí frekvence, pohybující se stejnou rychlostí jako zvuková vlna.

Přiložením stejnosměrného napětí vhodné velikosti lze vyvo-lat driftový pohyb volných nosičů a rychlostí blízkou fázové rych-losti střídavého elektrického pole. Je-li rychlost volných nosičů o málo větší, než rychlost vlny, vlna je urychlována a odebírá energii pohybujícím se nosičům. Vlna se tak zesiluje až o několik set decibelů na každém milimetru dráhy, proto ji ani není třeba zvláště budit, vybudí se pouhým termickým šumem. S urychlováním a zesilováním vlny je spojeno zpomalování elektronů v místě velké intenzity zvukové vlny, což vede k tomu, že se elektrony seskupují za ob-lastí s vysokou intenzitou a v oblasti vysoké intenzity vzniká depletiční vrstva, v níž se zvýší i intenzita stejnoměrného pole. V ostatních oblastech polovodiče stejnosměrné budící pole po-klesne, není tedy možné, aby se v těchto místech také zesilovaly zvukové kmity. Polovodičem se

tedy šiří krátká oblast intenzivních akustických a elektrických kmitů, oblast s velmi nízkou koncentrací volných nosičů a vyso-kou intenzitou stejnosměrného pole. Obr. 7.7. ukazuje princip pohybu domény v nevlastním polovodiči GaAs a konstrukci řád-kového snímače s rozkladem běžící doménou.

Práce řádkového snímače s rozkladem běžící doménou je založena na absorpci záření promítaného obrazu ve vrstvě fotood-poru. Absorpcí zde vzniká nerovnovážná koncentrace volných nosičů, které difúzí pronikají do aktivní polovodičové destičky a vytvářejí v ní koncentrační obraz snímaného záření. Doména po-hybující se snímačem vzniká pod startovací elektrodou 3. Šíří se podél vrstvy a zatěžovacím odporem protéká proud úměrný nábo-jovému koncentračnímu profilu trasy. V okamžiku příchodu do-mény k opačnému konci aktivní destičky 2 indukuje silné pole domény v budící elektrodě 4 impuls, který lze přivést k elektrodě 3 a využít ho k !nastartování! nové domény.Čím větší bude délka dráhy domény, tím většího rozlišení při snímání obrazu lze do-sáhnout. Délka dráhy domény je však omezena rostoucím rozptý-leným výkonem, neboť s rostoucí délkou prvku roste velikost se budícího napětí. V rastrovém snímači obrazuje možno technikou domén dosáhnout rozlišovací schopnosti 100 řádek a 1000 prvků v řádku při snímkovém kmitočtu až 10 kHz a prahovém osvětlení zlomků luxu.

Obr. 7.7 Pohyb domény silného pole v GaAs a konstrukce řádkového snímače s rozkladem běžící doménou, 1 – substrát, 2 – polovodivá vrstva, 3, 4 – budící elektrody, 5 – vrstva fotoodporu, 6 – izolační vrst-va.

Obr. 7.8 Obrazový měnič s optickým snímáním; 1 – aktivní fotoelektrická vrstva intrizického polovodiče, 2 – vrstva fotoodporu, 3,4 – transparentní elektrody, 5 – příčně vodivá vrstva, 6 – snímací paprsek.

Page 274: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

274

7.1.3 Snímače obrazu s akumulací náboje Proces akumulace náboje spočívá většinou v dlouhodobém nabíjení kapacity elementárních de-

tektorů záření způsobeném dopadem světelného toku promítaného obrazu v mezidobí mezi okamžiky snímání obrazové informace. Akumulovaný náboj se při snímání hodnoty dopadajícího toku jednorázově vybije do zatěžovacího obvodu.

V nematicových snímačích v pevné fá-zi se často využívá optického rozkladu rastru-jícím světelným paprskem. Intenzívní paprsek rastrující plochu transparentní elektrody 3, viz Obr. 7.8, zvodiví v takovém zařízení oblast vrstvy fotoodporu v místě svého dopadu. V daném místě se pak průchodem proudu přes vrstvu zvodivělého fotoodporu 2 nabije element kapacity mezi vodivou vrstvou 5 a průhlednou elektrodou 4. Náboj, potřebný k dobití této kapacity na plnou hodnotu napětí zdroje, tvoří výstupní elementární proudový impuls.V době mezi dvěma po sobě následu-jícími dobitími se elementární kapacita vybíjí přes vrstvu vysokoohmového intrizického polovodiče 1, jehož vodivost roste s osvětlením. Čím delší je tedy doba sejmutí jednoho snímku, tím citlivější je toto zařízení. Podmínkou vysoké citlivosti a dobré rozlišo-

vací schopnosti je ovšem dosažení vysokého poměru mezi odporem obou fotocitlivých vrstev 1 a 2 v příčném a podélném směru.

K nejperspektivnějším konstrukcím snímačů obrazu patří maticové analyzátory v pevné fázi. Mají oproti ostatním typům snímačů tyto podstatné výhody: → geometrické rozměry snímané plochy mohou být jak velmi malé, tak i značně velké, povrch

rozkladové elektrody (elementárního detektoru) citlivý na světlo dovoluje kontaktní způsob přenosu obrazu,

→ lze zaručit velkou přesnost diskrétního rozkladu, lze využít i méně běžné typy libovolného čtení, což je důležité např. při spolupráci s počítačem,

→ velká životnost, malý příkon, tuhá konstrukce, kompatibilní s ostatními prvky v pevné fázi.

Schematické znázornění struktury maticového analyzátoru ukazuje Obr. 7.9. Generátory rozkla-dových signálů 1 vybavují pomocí vhodných kombinací impulsů postupně jednotlivé uzly 4 matice fotodetektorů podle žádaného algoritmu. Obrazový signál z těchto uzlů je upravován v obvodech pro snímání obrazového signálu a veden na výstup 3. Jednotlivé varianty této kon-strukce se liší strukturou detekčních uzlů.

V tenkovrstvém obrazovém analyzátoru dopadá fotonový tok obrazu, promítaného přes skleněnou podkladovou desku, na elementy foto-odporové polovodičové matice, viz Obr. 7.10. Zvyšuje rychlost generace volných nosičů vrstva směsného polovodičového fotoodporového mate-riálu CdS, CdSe vodivosti p, označené v Obr. 7.10 číslicí 2. Tato fotocitlivá vysokoohmová

Obr. 7.9 Struktura maticového analyzátoru obrazu; 1 – generátor rozkladového signálu, 2 – obvody sběru obrazo-vého signálu, 3 – výstup obrazového signálu, 4 – struktu-ra elementárního detektoru.

Obr. 7.10 Struktura fotoodporového maticového obrazového snímače.

Page 275: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

275

vrstva je kontaktována párem vzájemně izolo-vaných sběrnic. Sběrnice 4 vytvořená páskem naprášeného In tvoří ohmický kontakt, sběrnice 3, tvořená pásky Te, zajišťuje vznik usměrňují-cího Schottkiho přechodu. Náhradní schéma každého prvku detekční matice ukazuje Obr. 7.11. Po příchodu záporného vybavovacího impulsu na telurovou elektrodu dojde přes pro-pustně orientovaný usměrňující kontakt k odsátí děr z vrstvy fotoodporu. V blízkosti elektrody vzniká prostorový náboj, který se difúzí rozlévá po ploše vrstvy a je postupně odváděn ohmic-kých kontaktem 4. Tento proces se značně urychlí osvětlením fotocitlivé vrstvy, kdy gene-rované díry vyrovnávají prostorový náboj a elektrony jsou z vodivostního pásu odváděny driftem v závěrně polarizovaném Schottkiho přechodu. Informaci o velikosti expozice vyba-vované plošky nese špičková hodnota nabíjecí-ho proudového impulsu, viz Obr. 7.11b. Velkou výhodou fotoodporových matic je to, že volbou materiálu fotocitlivé vrstvy lze v širokých me-zích měnit spektrální citlivost prvku. Získává-me tak možnost detekovat i obrazy ve vzdále-ném infračerveném oboru a zpracovávat osvět-lení zlomků luxu.

Kromě fotocitlivých prvků fotoodporo-vého typu se s oblibou používá i matic s fotodiodami a fototranzistory, matic s prvky MOS a obvodů s nábojovou vazbou. Některé příklady struktur maticových elementů polovodičových snímačů s jejich náhradními schématy ukazuje Obr. 7.12.

Pevnofázové maticové snímače obrazu se vyznačují zejména velkou citlivostí, která je u nich dosahována účinným nahromaděním náboje na kapacitě přechodu p–n, M–S či struktury MOS. Na Obr. 7.12a je znázorněno náhradní schéma prvku matice s fotodiodou. Vybavovacím impulsem se přes ochrannou diodu nabije bariérová kapacita fotodiody a v oblasti jejího přechodu se vytvoří široká depletiční vrstva. Osvitem prvku dochází v depletiční vrstvě ke generaci párů volných nosičů. Volné nosiče přechází vlivem driftového pole závěrně polarizovaného přechodu vždy jako majory do oblasti polovodiče bez prostorového náboje a vybíjejí bariérovou kapacitu. Zužuje se tak depletiční vrstva až dotud, pokud anoda diody nedosáhne vůči katodě jistého kladného potenciálu, nebo pokud nedojde k opětovnému nabití bariérové kapacity fotodiody vybavovacím impulsem.

Obr. 7.12b ukazuje součinnost vybavovací diody a fotonky ve struktuře NPN fototranzistoru, kde se při nabíjení uplatní také difusní kapacita emitorového přechodu a při vybíjení zesílení primár-ního fotoproudu nosiči injektovanými do báze z přechodu báze-emitor. Konstrukci maticového sníma-če s planárními fototranzistory NPN a strukturu maticového prvku tohoto snímače ukazuje Obr. 7.12c. Kolektorová vrstva n je společná všem fototranzistorům na řádku, emitory tranzistorů ve sloupcích jsou propojeny Au:Sn elektrodou.

Polem řízený tranzistor MIS s obohaceným kanálem p ve funkci detektoru záření ukazuje Obr. 7.12d. Dopadající záření osvětluje oblast elektrody S. Generované minory přecházejí přechodem p – n a nabíjejí emitorovou oblast na určitý kladný potenciál. Přivedením záporného vybavovacího impulsu na mřížku tranzistoru se zvodiví kanál a náboj akumulovaný v emitorové oblasti přechází do oblasti kolektoru drženého na záporném potenciálu. Úbytek napětí na odporu R tvoří signálový impuls. Reál-nou konstrukci detekčního prvku matice MOS s velkoplošnou emitorovou oblastí a dvěma vybavova-cími hradly ovládanými systémem křížových elektrod ukazuje Obr. 7.12e. Kladný náboj se z velkoplošného emitorového přechodu odvede ke kolektoru jen tehdy, bud-li současně na obou hradlech záporné napětí.

Obr. 7.11 Náhradní schéma prvků fotoodporového maticového snímače; a) schéma, b) průběh vybavova-cích impulsů a výstupního signálu při různém osvětlení.

Page 276: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

276

Obr. 7.12 Principy struktur polovodičových snímačů obrazu; a) náhradní schéma maticového prvku diodové-ho snímače, b) náhradní schéma prvku matice fototranzistorů, c) struktura fototranzistorové matice, d) tranzistor MIS jako fotodetektor s integrací, e) struktura velkoplošného prvku snímací matice MOS, f), g) struktura řádku snímače CCD, h) řez sloupcem snímače CCD, trojtaktní přenos náboje, i) matice CCD s řádkovým rozkladem.

Page 277: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

277

Velmi perspektivními jsou konstrukce obrazových snímačů vycházející z nábojově vázaných struktur – CCD. Záření v nich osvětluje povrch přímozónového polovodiče většinou typu n přes transparentní Au – elektrody a přes zeskelněnou izolační vrstvu deponovaného SiO2. Záření je v polovodiči absorbováno a generuje páry elektron-díra. Majoritní fotonosiče jsou odpuzovány zápor-ným potenciálem elektrod, minory jsou shromažďovány v potenciálních jámách pod elektrodami po celou dobu akumulace. Rozmazávání obrazu vlivem difúze minoritních nosičů ve směru jednotlivých řádků se zabraňuje konstrukcí s profilovanou izolační vrstvu, viz Obr. 7.12f, kde vlivem změn tloušť-ky izolantu vznikají při konstantním napětí na elektrodě potenciálové jámy v oblastech tenké vrstvy dielektrika. Ty jsou vzájemně izolovány oblastmi s malým potenciálem pod tlustou vrstvou dielektri-ka. Jiný případ izolace obrazových bodů v řádku ukazuje Obr. 7.12g. Pásy polykrystalického křemíku v izolantu SiO2 způsobují elektrické odstínění polovodivé vrstvy a vznik potenciálních kanálů. Ve

funkci separátorů zde navíc vystupují implantované pásy vodivosti p, které nedovolí vzájemné vyrovnání povrcho-vých nábojů a navíc zabraňují rozlévání náboje při pře-světlení obrazového prvku. Nadbytečné nebo difundující náboje vytékající z potenciálové jámy pod pásem poly-Si jsou odváděny driftovým polem zavřeného přechodu zá-kladního materiálu n a implantovaných pásů p. Při snímá-ní obrazového signálu jsou náboje akumulované pod jed-notlivými elektrodami, viz Obr. 7.12h, paralelně, po řád-cích, trojtaktně přesouvány do vyhodnocovacího registru, odkud je potom obrazový signál odváděn po jednotlivých elementech do vnějších obvodů. V některých případech je vhodné použít místo řádkového rozkladu libovolný adre-sovaný přístup k jednotlivým obrazovým bodům snímače. Realizaci tohoto přístupu umožní tzv. nedestruktivní čtení buněk pomocí struktur CID (prvků s nábojovou injekcí). Snímací registry CCD i CID bývají doplněny paměťovou maticí stejného rozměru jako rozměr snímacího pole. Princip prvků s nábojovou injekcí ukazuje Obr. 7.13.

Tab. 7.1. Některé charakteristiky maticových rozkladových elektrod pro barevné televizní kamery. Firma RCA Sony Toshiba Hitachi Matsushita NEC prvek

v matici CCD CCD CCD MOS MOS CCD

uspořádání snímkové modifiko-vaně sním-

kové adresové adresové adresové adresové

počet prvků 320512× 320492× 340512× 384384× 254244× 288242× rozměr prvku [ mµ ]

3015×

3613×

3613×

3420×

3624×

---

rozměr krystalu

[mm]

---

8,146,4×

105,14 ×

1511×

109,7 ×

---

světlost objektivu kamery [mm]

16,93

16,93

16,93

25,4

16,93

16,93

Maticové snímače CCD a CID byly již průmyslově uspokojivě zvládnuty. Rozlišovací schop-nosti běžné splňují televizní normu, a pro vynikající vlastnosti co do průběhu spektrální citlivosti a co do potlačení problémů s krytím pole se používají jako obrazové snímače v kompaktních televizních kamerách. Tab. 7.1 ukazuje srovnání průmyslově vyráběných polovodičových snímačů obrazu CCD a

Obr. 7.13 Struktura prvku s injekcím náboje, a) hromadění náboje, b) přenos ná-boje pod elektrodu, c) injekce nábojů do položky při čtení.

Page 278: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

278

MOS. Kromě použití trojic snímačů MOS či CCD ve standardních barevných televizních kamerách existuje řada aplikací CCD a MOS snímačů se speciálním určením. CCD snímačů lze s výhodou vyu-žít ke snímání scény se zbytkovým osvětlením. Velmi nízkou úrovní vlastních šumů CCD a možností několikanásobného nedestruktivního čtení a kumulace signálu lze detekovat záření s tak malou inten-zitou, které za snímkovou periodu v jednom maticovém elementu produkuje absorpcí méně než 60 (šedesát!) elektronů.

Další význačná vlastnost CCD detektorů, strmá gradační křivka, umožňuje použít obvody CCD jako snímače v infračervené oblasti (při použití vhodných absorpčních polovodičových vrstev, např. Ge, InSb). Strmá gradační křivka snímačů CCD velmi účinně omezí rušivé působení vysoké hodnoty intenzity záření pozadí snižující kontrast užitečného signálu. Existuje ještě další perspektivní směr rozšiřující funkční možnosti polovodičových snímačů obrazu s prvky MOS, CCD a CID. Spočívá ve vývoji zařízení, v nichž by se kromě snímání obrazu a jeho transformace na elektrický signál uskuteč-nilo také zpracování obrazových dat. Jednodušší forma zpracování obrazu předpokládá mnohonásobné opakované snímání a následné kumulace signálu, korelační analýzu a vyhledávání pohyblivých objek-tů, eliminaci temným signálů. Složitější formy zpracování směřují k filtraci obrazového signálu s cílem vyloučit kontury v obraze, řešit problém rozpoznávání obrazců, provádět detekci signálu v šumu, odstraňovat defokusaci obrazu, provádět Fourierovy transformace, homomorfní filtraci apod.

7.2 Sledovací soustavy, dálkoměry

Optoelektronika, především rozvojem koherentních i nekoherentních metoda zpracování signálu a rozvojem konstrukcí koherentních a nekoherentních zdrojů záření, pronikla i do oblasti lokace, která byla doposud tradiční doménou aplikací radioelektroniky.

7.2.1 Dálkoměrné soustavy

Představují zařízení určená pro bezdotykové zjišťování vzdálenosti odrazných předmětů umístěných v transparentním prostředí. Vývoj v technice zdrojů záření a modulátorů světla vydělil v této třídě soustav tři skupiny konstrukcí.

Intenferenční dálkoměry

Vycházejí z principu snímání a analýzy změn interferenčního obrazu části světelného paprsku genero-vaného koherentním zdrojem s paprskem odraženým od sledovaného objektu v sestavě Mach-Zehnderova interferometru. Tyto dálkoměrné soustavy jsou schopny registrovat a měřit velmi malé změny polohy, neboť vystřídání maxima a minima intenzity světla v daném místě interferenčního obrazce odpovídá změně vzdálenosti objektu od zdroje o 4λ=∆ l . Je tedy žádoucí, aby vlnové délky použitých koherentních zdrojů záření byly co nejnižší. Současná technika optických detektorů a elek-tronického zpracování detekovaného signálu dovoluje rozlišit posuv objektu vzhledem ke zdroji s

Obr. 7.14 Blokové schéma interferenčního laserového dálkoměru; 1,2 – pevné a proměnné rameno Mach-Zehnderova interferometru.

Page 279: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

279

velikostí 10λ=∆ l . Maximální dosah těchto dálkoměrů je omezen polovinou koherentní délky zdro-je. Blokové konstrukční schéma interferenčního dálkoměru –ukazuje Obr. 7.14. Jako zdroje koherent-ního záření se většinou používá kontinuálního He-Ne laseru pracujícího v jednojednomodovém režimu s maximální koherencí. Paprsek laseru je kolimován, prochází děličem svazku, kde vzniká referenční signál (rameno 1 M-Z interferometru). Přímý paprsek postupuje k měřenému objektu. Zde je umístěn koutový odražeč, vracející dopadající paprsek opačným směrem ke generátoru. Dráha přímého a odra-ženého paprsku tvoří druhé rameno M-Z interferometru. Oba paprsky jsou na dělícím hranolu opět sloučeny, interferují a vzniklé interferenční pole dopadá po průchodu štěrbinou na soustavu čidel. Změnou délky ramene 2 interferometru se mění vzájemné fázové poměry obou paprsků a dochází ke střídání maxim a minim intenzity záření v interferenčním obrazci. Počet interferenčních proužků pro-bíhajících štěrbinou při změně interferenčního obrazce, rychlost a smysl jejich pohybu vyvolané posu-vem koutového odražeče a vzhledem k dělící rovině interferometru jsou vyhodnocovány soustavou detektorů. Signály detektorů jsou dále elektronicky zpracovány a vyhodnocovány údaje o změně vzá-jemné polohy zpětného odražeče a dělící jednotky interferometru a o okamžité rychlosti a směru posu-vu.

Typickým představitelem laserového interferenčního měřiče délek je i československý výrobek k. p. METRA Blansko, LA 3002. Lze ho využít pro všechny lineární délková měření pro která lze měřenou veličinu převést na souvislou změnu vzájemné polohy zpětného odražeče a dělící jednotky v rozsahu 300 ÷ m s rychlostí posuvu až 0,2 m/s. Tuto změnu vyhodnocuje s přesností m1,0 µ . Typic-kými možnostmi použití je měření délek posuvu, mechanických a tepelných deformací, dráhových rozdílů, rychlosti apod.

Modulační fázové dálkoměry

Zvýšíme-li požadavky na dosah dálkoměru nad 100 m vzroste potřeba koherentní délky zdroje pro konstrukci interferenčního dálkoměru nad možnosti běžných mobilních koherentních zdrojů. Pro mě-ření vzdálenosti odrazných objektů v rozmezí km10m10 2 ÷− s přesností mm5≈ jsou využívány fá-zové dálkoměry, jejichž blokové schéma ukazuje Obr. 7.15.

Kontinuální koherentní zdroj (He – Ne laser, YAG laser, injekční laser) dostatečného výkonu je v tomto zařízení modulován třemi až čtyřmi harmonickými signály se stálými fázovými vztahy a s kmitočty zvyšujícími se zhruba v poměru 1:100. Z vysílaného modulovaného svazku je odebírán porovnávací signálový vzorek. Paprsek vyzářený optickou soustavou se po odrazu od povrchu hleda-ného objektu vrací a dopadá na optiku přijímače. Modulovaný signál je detekována ve fázovém dis-

Obr. 7.15 Blokové schéma modulačního fázového dálkoměru.

Page 280: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

280

kriminátoru je vyhodnocen fázový posuv modulačních signálů odraženého paprsku vzhledem k referenčním průběhům s fázovým rozlišením lepším než 1002πϕ =∆ . Modulační frekvence 1f určuje základní přesnost dálkoměru, vlnová délka modulační obálky světelného paprsku je při

3001 =f Mhz rovna 11 =Mλ m, rozlišení v dálce je pak 5100211 =⋅=∆ Ml λ mm. Fázový diskriminá-tor však vyhodnocuje fázový rozdíl dvou harmonických vln pouze v rozsahu jedné periody vlnění,

( πϕ 2,00 ∈ . K tomu, aby mohl vyhodnotit úplné fázové zpoždění modulační obálky odražené vlny πϕϕ k20 += na kmitočtu 1f , je nutné porovnávat fázový vztah odraženého a porovnávacího signálu

na pomocných modulačních frekvencích 2f , 3f . Analýzou fázového zpoždění modulačního kmitočtu

3f lze v rámci jeho jedné periody určit rozdíl drah paprsků na setiny vlnové délky 3Mλ , tedy na jed-notky vlnové délky 2Mλ , neboť:

23

33 100100

2M

Mcl λλπ

ω==⋅=∆

(7 - 3)

Tento údaj je dále v rámci jedné periody vlny 2f analýzou jejího zpoždění opět s rozlišením na setiny

2Mλ , tedy na jednotky vlnové délky modulačního signálu 1f :

12

22 100100

2M

Mcl λλπ

ω==⋅=∆

(7 - 4)

Analýzou fázových poměrů modulačního signálu s kmitočtem 1f v referenční a odražené vlně lze konečně zpřesnit údaj o dráhovém rozdílu těchto vln na setiny vlnové délky 1Mλ . Získáme tak při minimálních požadavcích na koherentnost záření dálkoměr vysokého dosahu a dobré rozlišovací schopnosti. Rozlišovací schopnost je omezována maximálním použitelným modulačním kmitočtem, který je dán frekvenčním rozsahem fázového diskriminátoru při zachování požadavku na fázové rozli-šení 1002πϕ =∆ . Maximální dosah lokátoru je omezen zejména středním výkonem zdroje v kontinuálním provozu a rozbíhavostí svazku. Typickým příkladem konstrukce popsaného systému je fázový dálkoměr IDM 3850A fy H. P. pracující s rozlišením 1 mm a maximálním dosahem 8 km. Ma-ximální detekovaná rychlost hledaného předmětu (omezená nejnižším modulačním kmitočtem a

Obr. 7.16 Blokové schéma fázového dálkoměru s mulovou indikací a fázovou kompenzací.

Page 281: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

281

z něho vyplývající minimální dobou jednoho měření) je udávána 40 m/s. Ve funkci zdroje záření pou-žívá tento systém DHS injekční laserovou diodu s přímou modulací a kolimační optikou. Výstupní paprsek má rozbíhavost 3´. Přijímačem je Si PIN dioda s teleobjektivem.

Popsaný princip klade značné nároky především na stálost fázových vztahů modulačních kmi-točtů 1f , 2f a 3f . Velké nároky jsou také kladeny, jak už bylo naznačeno, na práci fázových diskri-minátorů, které mohou s odpovídající přesností zpracovávat většinou jen harmonické signály s vysokou čistotou spektra. Problémy s fázovou demodulací se vyhrotí zejména při porovnávání mo-dulačního a detekovaného signálu s kmitočtem 1f . Řada výrobců sahá proto ke konstrukci, která do značné míry odstraňuje výše naznačené obtíže. Její princip ukazuje Obr. 7.16. Základem je zde modu-lace záření koherentního zdroje, nejčastěji laserové diody, harmonickým signálem z jednoho ze tří nezávislých krystalových oscilátorů 31 OO ÷ . Krystalové oscilátory produkují harmonické signály s vhodně volenými kmitočty 321 fff << . Tyto kmitočty leží většinou v intervalu 35,25∈f MHz. Koherentní zdroj na Obr. 7.16. produkuje záření modulované jedním z kmitočtů 31 ff ÷ . Toto záření odražené od hledaného předmětu zachytí detektor. Signál z detektoru přichází do obvodů směšovače S1, kde je vyhodnocen rozdíl Ω kmitočtů 123f modulační dálky a 123F pomocných krystalových osci-látorů. Frekvence 123F jsou voleny tak, aby rozdíl 332211 FfFfFf −=−=−=Ω byl v takové oblasti, v níž lze s nejvyšší přesností vyhodnocovat fázi signálu. Často je volen 7=Ω MHz. Ve směšovači S2 se vytváří signál kmitočtu Ω vzniklý rozdílem kmitočtů 123f vzorku modulačního signálu procházejí-cího přesným fázovacím článkem a kmitočtu 123F pomocných oscilátorů.

Vzhledem k tomu, že konverze signálu z frekvencí 123f na frekvenci Ω zachovává fázové vzta-hy detekovaného signálu S2 vzhledem k srovnávacímu signálu S1, lze z fázových posuvů signálů Z2 a Z1 fázovým diskriminátorem vyhodnotit rozdíl fází signálů S1 a S2. Podle údajů fázového diskriminá-toru lze změnou přenosu fázovacího článku fázový posuv signálů S1 a S2 velmi přesně vykompenzovat na nulu (indikace fázového rozdílu v diskriminátoru je nejpřesnější právě kolem počátku). Fázový úhel ϕ∆ zpoždění srovnávacího signálu při fázové koincidenci signálu S1 a S2 odpovídá fázové zpoždění

φ signálu S2 vzhledem k vysílané modulační obálce dle vztahu:

πϕφ 12kii +∆=

3,2,1=i

(7 - 5)

Postupným vyhodnocením přesně zjištěných fázových úhlů 1ϕ∆ , 2ϕ∆ , 3ϕ∆ modulačních vln 1f , 2f a

3f získáme údaje, z nichž , po doplnění o údaj definující velikosti základních frekvencí 1f , 2f a 3f , lze s vysokou přesností vypočítat úplný fázový úhel iφ zpoždění i–tého modulačního signálu na dráze zdroj – oběkt – detektor a zjistit tak vzdálenost hledaného předmětu.

Nejmenší společný násobek T period Ti modulačních signálů určuje při měření rozsah jedno-značnosti vyčíslení fáze iφ , a tím i maximální zjišťovanou vzdálenost hledaných předmětů. Maximální dálka bude tím větší, čím bližší si budou kmitočty 321 fff << :

Tcl ⋅=max

(7 - 6)

Naopak čím větší budou kmitočtové rozdíly 12 fff −=∆ ; 23 ff − , tím přesněji bude možné stanovit úplnou fázi iφ , tím lepší rozlišovací schopnost zařízení dosáhne. Zařízení tohoto typu vyráběné fy WF – Elektronik Berlin dosahuje rozlišovací schopnosti 1 cm při maximální vzdálenosti předmětu 7km. Pracuje s modulačními kmitočty 341,281 =f MHz, 021,211 =F MHz, 117,312 =f MHz,

897,232 =F MHz, 389,343 =f MHz, 069,273 =F MHz a s poloautomatickým vyrovnáváním fáze. Jedním z pádných důvodů pro použití uvedených typů dálkoměrů je možnost dosažení velmi

malé divergence svazku z koherentního zdroje. Využívají se proto zejména tam, kde je nutné zaměřit jen malou plochu předmětu či separovat při měření jeden objekt ze skupiny mnoha předmětů.

Page 282: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

282

Impulsní dálkoměr

Jeho princip je založen na měření časové prodlevy mezi vyzářením krátkého světelného impulsu a příjmem jeho odrazu od měřeného předmětu, viz Obr. 7.17. tato zařízení produkují nanosekundové a

subnanosekundové impulsy kohe-rentního záření značného okamžité-ho výkonu s opakovací frekvencí stovek až tisíců Hz. Rozlišení v dálce a minimální detekovatelná vzdálenost je omezena minimální šířkou vysílaného impulsu na desít-ky až jednotky cm. Maximální do-sah těchto zařízení je omezen pouze opakovací frekvencí vysílače, jeho okamžitým výkonem a divergencí svazku. Maximální dosah je před-ností těchto zařízení, podle impuls-

ního výkonu laseru činí až 104 km. Pro získání maximálního dosahu je jako zdrojů záření používáno výkonových impulsních lase-

rů YAG:Nd a laserů s neodymovým sklem s modulací kvality rezonátoru, popř. jiskrově buzených CO2 laserů s impulsním výkonem 62 1010 ÷ W. Délky generovaných impulsů dosahují ns10ps100 ÷ , devergence svazků většinou nepřesáhne 30". Přijímače tvoří polovodičové PIN či APD prvky, v nejnáročnějších aplikacích je užíváno i koaxiálních násobičů.

7.2.2 Optoelektronika v lokaci

V lokační technice je s rozvojem optoelektroniky využíváno jednak možnosti generovat svazky záření s vysokými impulsními výkony a extrémně nízkou divergencí, využíváno je také schopností koherent-ních optických procesorů realizovat v reálném čase složité integrální transformace nad dvojrozměrnými signály.

Radiolokátor s bočním snímáním a syntetizovanou aperturou

Unikátním příkladem využití KOP je úloha optické-ho zpracování signálu získaného mikrovlnným stranovým radiolokátorem, viz Obr. 7.18a.

Dálkosměrný dopplerovský lokátor je založen na zjišťování šikné vzdálenosti předmětu odrážející-ho vysílané krátké radiové impulsy z časového zpoždění impulsů, zpracovaných anténním přijíma-cím systémem po odrazu od objektu, vzhledem k průběhu vysílaných impulsů viz Obr. 7.18b. Z posuvu frekvence přijímaných impulsů vzhledem k frekvenci vysílače lze vyhodnotit i radiální složku vzájemné rychlosti radaru a zjišťovaného objektu. Rozlišovací schopnost lokátoru v azimutu je dána šířkou vyzařovacího diagramu vysílací a přijímací antény, rozlišení v dálce omezuje délka vysílaného impulsu.

Mikrovlnný radiolokátor umístěný na palubě letadla nemůže mít z technických důvodů rozlehlý anténní systém zajišťující dostatečně úzkou směro-

Obr. 7.17 Princip impulsního dálkoměru.

Obr. 7.18 Princip stranového dopplerovského radiolokátoru se syntetizovanou aperturou.

Page 283: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

283

vou vyzařovací charakteristiku. Ztráta pri-mární rozlišovací schopnosti při použití divergentního paprsku vede k nutnosti inte-grálního zpracování více po sobě následují-cích údajů o poloze zjišťovaného objektu. Abychom v případě decimetrového lokátoru získali, při šikmých vzdálenostech řádu desí-tek až stovek kilometrů, rozlišovací schop-nost v azimutu blízkou délce vlny, potřebo-vali bychom vysílací nebo přijímací anténní systém rozměrů několika set metrů. Místo rozlehlé přijímací antény však můžeme vyu-žít vysílače divergentního svazku a řady několika přijímačů doplněných obvody pro fázové zpoždění přijímaného signálu, viz Obr. 7.18.c. Impuls vyslaný vysílačem je po odrazu od objektu A zpracován ekvidistantní řadou přijímačů, jednotlivé přijaté impulsy jsou fázově posunuty a sečteny. Výsledný signál takové lineární řady přijímačů s fázovacími členy odpovídá práci jediného

přijímače s rozlehlým anténním systémem. Zaručíme-li v obvodech přijímače možnost uchování prů-běhu přijímaného impulsu popř. možnost uchování jeho amplitudových a fázových charakteristik,není nutné, aby pracovaly všechny přijímače současně. Funkci lineární řady přijímačů je možno simulovat prací jediné pohybující se stanice s vysílačem a přijímačem. Poté co vysílač vyšle impuls, přijímač ho po odrazu od bodu A přijme a zapamatuje. Následuje vysílání a příjem dalšího impulsu tentokrát z místa posunutého od polohy stanice při vysílání prvního impulsu o Tvs ⋅=∆ , kde T značí opakova-cí periodu impulsního průběhu. Poté co dojde k odvysílání, přijetí a zapamatování mnoha radiových impulsů, jsou zapamatované signály fázově zpracován a koherentně sečteny. Výsledný efekt bude týž, jako práce jediného vysílače a přijímače s rozlehlým anténním systémem v reálném čase.

Operace zpracování, zapamatování a vyhodnocení signálů z přijímače lokátoru umístěného na letounu, lokátoru, který vysílá a přijímá odražené impulsy postupně v polohách lišících se v azimutálním směru vždy o vzdálenost s∆ , je možno s výhodou provést pomocí speciálního KOP. Bude-li vysílač lokátoru produkovat dlouhé impulsy (řádově 10³ period vysokofrekvenčního signálu) záření s lineárně klesajícím kmitočtem v čase, viz Obr. 7.19b, budou-li dále odražené a přijaté impulsy porovnány ve fázovém diskriminátoru s kmitočtem 0f a fázový signál namodulován na optický papr-sek a zaznamenán po sloupcích ve fotocitlivé vrstvě, vznikne při konstantní rychlosti pohybu letadla v a odrazu signálu od jediného nehybného bodového objektu proužková struktura z Obr. 7.19a připo-mínající strukturu Fresnelovy čočky. Při ozáření záznamu rovinnou vlnou koherentního záření vhodné vlnové délky se skutečně proužková struktura chová jako fokusující element, jehož ohnisková vzdále-nost je však závislá na šikmé délce 0l bodového objektu.

Při ozáření záznamu odezev na soustavu odrazných bodů se jejich obrazy fokusují na šikmé ploše P, viz Obr. 7.20a a to navíc do útvaru podobného úsečce. Abychom odtud získali hledaný pozna-tek o šikmé vzdálenosti a azimutu snímaných bodů, je nutno asférickou čočkou L1 napřímit obrazovou rovinu P a na výstupní plochu X promítnout kolmé úsečky zobrazující hledané bodové –objekty do bodů pomocí cylindrického členu L2. Čočka L3 už jen upraví měřítko výstupního zobrazení. Štěrbina Š vybírá pro fotografický záznam výsledného obrazu (krajiny apod.) na filmu synchronně se pohybující s primárním záznamem radiového obrazu jen úzký proužek kolem osy KOP. Zvyšuje ostrost zobraze-ní, potlačením šumů a difrakčního pole mimo zobrazení bodu, jehož primární záznam se právě nalézá v ose KOP, viz Obr. 7.20b.

Naznačeným způsobem je možno při snímání radiových obrazů povrchu země dosáhnout rozli-šení v dálce a azimut jen o málo větší než délka vlny použitého záření 1=λ dm. Lze tak získat detailní snímky povrchu země z družic ve výši desítek a stovek km i při velmi nízké viditelnosti (skrze oblač-

Obr. 7.19 Průběhy signálů stranového lokátoru využívají-cího KOP; a) film exponovaný vstupním signálem při odra-zu od bodového objektu, b) průběh frekvence vysílaného signálu.

Page 284: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

284

nost, srážky apod.) s rozlišením lepším než 1 m při vlnové délce 1,2 GHz a ape-ratuře vysílací a přijímací antény jen 60 cm. výroba optických členů takové proce-soru je však velmi náročná.

Optické sledovací soustavy

Cílem optoelektronických sledovacích soustav je zjištění polohy a sledování relativní posuvů objektu. Jsou jedním z konkurentů radiolokačních soustav. K získávání informace o poloze předmětu v zorném poli sledovacího zařízení se používá řady principů počínaje modulací směrové vyzařovací charakteristiky vysí-lače přes vyhodnocení obrazu zpracova-ného optikou a konče složitými rozklado-vými soustavami. Důsledkem kratší vlno-vé délky v optoelektronických soustavách je vyšší přesnost a rozlišovací schopnost optických sledovacích soustav, menší rozměry apertury i menší divergence svazku bez bočních laloků. K nedostatkům optických soustav patří závislost parametrů soustavy na atmosfé-rických podmínkách.

Aktivní sledovací soustavy. V aktivních sledovacích soustavách se používá osvětlení sledovaných předmětů vnějšími světelnými zdroji. Údaj o poloze objektu je zjišťován vyhodnocením odrazu po-hyblivého světelného svazku od sledovaného předmětu.

Obr. 7.20 Vyhodnocení záznamu fázového signálu stranové-ho lokátoru; a) fokusační vlastnosti záznamu bodového objek-tu, b) korekce a vyhodnocení záznamu pomocí KOP.

Obr. 7.21 Optická sledovací soustava s rotujícím listem; a) blokové schéma a průběhy fázové a kmitočtové modulace vysílaného záření, b) kruhový pohyb osy rotujícího listového svazku a směrové úhly ϕ svazku protí-najícího sledovaný objekt, c) translační pohyb středu cyklického pohybu osy listu zmenšující absolutní hodnotu polohového vektoru rr .

Page 285: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

285

Obr. 7.22 Nekoherentní optické sledovací soustavy pro noční vidění; a) aktivní, b) poloaktivní.

Jednou z nejznámějších aktivních soustav je optická sledovací soustava s rotujícím listovým svazkem, jehož blokové schéma a princip funkce ukazuje Obr. 7.21. Vysílač tohoto zařízení produkuje tenký kolimovaný svazek záření s konstantním výkonem P0, jehož fáze je modulována kvadratickým průběhem s periodou 110 ÷=T ms, tak, abychom získali pilovitý průběh modulace kmitočtu nosné, viz Obr. 7.21a. Kolimovaný svazek je hranolovým kloubem veden k cylindrické čočce rotující syn-chronně s kmitočtovou modulací svazku. Ta z něj vytváří otáčející se listový svazek. Osa rotace tohoto listového svazku je elektroopticky vychylována ve dvou na sebe kolmých směrech tak, že v prostoru opisuje kuželovou plochu. Perioda tohoto krouživého pohybu je celistvým násobkem (např. dvojná-sobkem) periody rotace listu viz Obr. 7.21a, b. Impulsy záření odraženého od sledovaného objektu O jsou zpracovány přijímačem s širokou směrovou charakteristikou citlivosti využívajícím heterodynnní detekce. Je vyhodnocována modulační odchylka frekvence ω∆ a z ní doba průchodu záření od zdroje k objektu a zpět. Odtud pak šikmá vzdálenost předmětu l :

2tcl ∆

=

(7 - 7)

Z frekvenci impulsu odraženého od sledovaného objektu a jeho časové polohy vůči modulačnímu signálu je při každé otočce listu vyhodnocován také směrový úhel ϕ polohy objektu v rovině ( )yxP , vzhledem k poloze cyklujícího středu S. Ze zjištěných změn tohoto úhlu při jednom cyklu osy rotace listu a z údaje o šikmé dálce objektu O se určí směr i velikost polohového vektoru rr objektu v rovině ( )yxP , kolmé na spojnici středu kroužení S a ohniska vysílací soustavy, viz Obr. 7.21a,b. Regulační

soustava z velikosti a směru vektoru rr odvozuje úhlový posuv středu kroužení osy rotace listu v prostoru tak, aby bylo v minimálním čase dosazeno nejlepšího úhlového souhlasu středu kroužení S a sledovaného objektu O, viz Obr. 7.21c.

Tato zařízení většinou pracují v oboru infračerveného záření s dosahem 1000100 ÷ km, s rozlišením v dálce 1 m, v úhlu až 10-5 rad. Jsou využívány jako velmi přesné naváděcí a lokační sys-témy.

K aktivním sledovacím soustavám patří také zařízení, která využívají vlastního optického zdroje (obvykle zářícího v infračervené oblasti) jen k prostému ozáření scény. Zdroje jsou proto nekoherentní s širokým vyzařovacím diagramem. Odraz od ozářených objektů je zpracováván nejčastěji polovodi-čovým snímačem obrazu mozaikového typu. Zpracovávaný signál může být zobrazen jako přehled scény vhodným zobrazovacím zařízením nebo může být rozkladem, analogově číslicovým převodem a numerickým zpracováním realizována úloha rozpoznávání objektů a zjišťování jejich polohy ve scé-ně. V tomto případě lze dálku vybraných objektů přímo vyhodnocovat jen s obtížemi. Těchto soustav se používá většinou jako zařízení pro noční vidění (noktovize, infradalekohled, viz Obr. 7.22a).

Kromě polovodičových snímačů obrazu a elektronického zpracování obrazového signálu se v mobilních zařízeních často využívá přímé konverze infračerveného obrazu scény do viditelného oboru se současným zesílením obrazu. Dvě z konstrukcí takových převaděčů ukazuje Obr. 7.23. Na Obr. 7.23a je elektroluminiscenční obrazový měnič využívající změnu vodivosti fotoodporové vrstvy 3 vlivem dopadajícího IR záření. Zvýšením vodivosti vysokoohmové vrstvy 3 na osvětlených místech dojde k zvýšení intenzity pole v odpovídajících oblastech vrstvy luminoforu 4 a ke vznik záření. Vrst-vu fotoodporu separuje od zářícího luminoforu neprůhledná vodívá oddělovací vrstva 5. Napětí je ke struktuře přiváděno pomocí dvojice transparentních elektrod 2 napařených na nosných skleněných

Page 286: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

286

destičkách 1. Vakuový převaděč obrazu ukazuje Obr. 7.23b. V něm se dopadem záření z promítaného IR obrazu z fotokatody FK uvolňují elektrony, které jsou urychlovány systémem řídkých mřížkových elektrod.

Transverzální pohyb emitovaných elektronů způsobující rozostřování obrazu je omezen podél-ným magnetickým ostřícím polem. Elektronový obraz je po průchodu systémem mřížkových anod promítnut na luminiscenční stínítko, kde rychlé elek-trony svým dopadem vyvolají katodoluminiscenci ve viditelném oboru.

Poloaktivní soustavy se vyznačují tím, že nemají vlastní zdroj záření. Využívají ke snímání obrazu scény či ke sledování polohy hledaného objektu zbytkového záření přírodních zdrojů (sluneční záře-ní, záření noční oblohy apod.). Detekují obraz gene-rovaný odrazem záření z těchto zdrojů od sledova-ných objektů, viz Obr. 7.22b. K těmto soustavám je nutno zařadit televizní snímací kameru pracující s viditelným světlem. Hlavně sem však patří sledo-vací soustavy v infračerveném spektru, určené pro noční vidění, rozpoznávání a sledování objektů vy-lučující možnost lokalizace pracujícího sledovacího zařízení podle vyzařování zdroje. Kromě polovodi-

čových snímačů polohy dostatečně popsaných v předchozí stati se v těchto soustavách využívá hlavně maticových snímacích prvků. Aby však mohl být velmi nezřetelný obraz (s úrovněmi osvětlení

lx1010 32 −− ÷ ) detekován popř. vizualizován, je nutno detekční prvky – fotoodporové, fotodiodové, tranzistorové, MOS a CCD matice kryostatovat, neboť dopadající signál je energeticky srovnatelný s výkonem termického šumu vznikajícího vlivem tepelně excitovaných nosičů. Nutnost kryostatování vyplývá také z toho, že záření v infračervené oblasti generuje páry elektron-díra nikoliv přechodem mezi valenčním a vodivostním pásem polovodičového materiálu, ale vybuzením elektronů z mělkých příměsových hladin. Při vysoké teplotě je část těchto hladin ionizována termicky bez přítomnosti in-fračerveného záření, čímž dochází také ke snižování citlivosti. Řádkové a maticové rozkladové elek-trody CCD mají obvykle elektrický vstup, který lze použít pro zavedení obrazového signálu získaného

nedestruktivním čtením zpět do snímače. To umožňuje časovou kumulaci po sobě

jdoucích snímků, při níž lze korelačně vyloučit termický šum a odečíst signál za tmy (temné proudy). V soustavách, kde nelze provést kryosta-tování (v mobilních prostředcích) se ke zvýšení odstupu signálu od šumu využívá nízkošumových zesilovačů obrazu v pevné fázi přímo vázaných s detekčním prvkem. Vzniká tak tzv. kanálkový zesilovač obrazu, viz Obr. 7.24. Polovodičová vrstva 1 produkuje polovolné elektrony absorpcí záření promítaného obrazu. Tyto nosiče náboje postupují do tzv. kanálkové desky 3, která obsa-huje velmi mnoho (až 105 ) vzájemně izolovaných cest z intrizického polovodiče. Izolace kanálků je realizována znevodivěním mezilehlých oblastí

protonovým bombardováním. Nosiče jsou v těchto "kanálcích" urychlovány silným elektrickým polem vyvolaným napětím mezi dvěma transparentními elektrodami 2 a lavinovou generací se násobí. Nosiče

Obr. 7.23 Obrazové převaděče; a) elektrolumi-niscenční, b) vakuový.

Obr. 7.24 Kanálkový zesilovač obrazu; 1 – polovo-dičová fotoodporová vrstva, 2 – transparentní elektro-dy, 3 – kanálková deska, 4 – elektrochromní vrstva..

Page 287: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

287

pak vysokou rychlostí dopadají na vrstvu elektrochromního materiálu, který se průchodem proudu v daném místě zbarví.

Pasivní sledovací soustavy. Jsou určeny ke sledování aktivních zdrojů – zářicích objektů. Používají stejných technik jako soustavy poloaktivní. Na rozdíl od toho, že v poloaktivních soustavách je nutno přizpůsobit spektrální citlivost detekčních prvků spektru osvětlení scény, je třeba v pasivních sousta-vách přizpůsobit citlivost detektoru spektru vlastního záření cílů. Typickým příkladem těchto soustav jsou zařízení pro vyhledávání tepelně zářících objektů či zařízení pro snímání tepelného obrazu scény (termovize). Vyhledávací soustavy používají kromě maticových detektorů a elektronického rozkladu a zpracování obrazového signálu též optickomechanických pohyblivých rozkladových prvků (posuv obrazu vzhledem k pevné cloně). Korelace přijímaného signálu se vzorem je často realizována pomocí tvarové clony či zvláštním způsobem tvarovaného detekčního prvku (disektoru). Podobně jak ve sní-macích tak i ve vyhledávacích zařízeních tohoto typu převažuje v poslední době použití hybridních CCD mozaikových snímačů. Hybridní snímače se vyznačují tím, že k vlastní detekci záření dochází v klasických detekčních prvcích, CCD je využíván pro posuv informace na výstup snímače či pro pří-mé zpracování informace (korelační, akumulační, rozdílové prvky). V hybridních snímačích s přímou injekcí vstupují nosiče generované IR zářením přímo do prvků CCD, v snímači s nepřímou injekcí jsou mezi detektorem infračerveného záření a CCD mezičlánky (tranzistory MIS, zesilovací násobící kaskády). Jako detektorů IR záření je v hybridních snímačích možno použít fotovoltaických článků InSb, fotorezistorů ZnCd či pyroelektrických prvků. Právě s pyroelektriky lze dosahovat v termovizních soustavách vysoké rozlišovací schopnosti, citlivosti a vyloučení "studeného proudu". Dokáží zpracovávat signály od zdrojů s rozdílem teplot menším než 0,001 K a registrovat objekty lišící se svou teplotou od okolí jen o několik desetin kelvinu na vzdálenost desítek km.

V poloaktivních a pasivních soustavách pro sledování a vyhledávání objektů nelze jednoduše přímo stanovit vzdálenost objektu, rozborem obrazu je možno stanovit jen úhlovou polohu, úhlový rozměr a tvar zkoumaného předmětu.

7.3 Holografie v metrologii

V této stati se budeme zabývat stručným popi-sem podstaty a konstrukčního řešení těch op-tických a optoelektronických měřících metod, které využívají holografické principy záznamu amplitudy a fáze interferenčního vlnového pole a principy holografické rekonstrukce zaznamenané signálové vlny. Svou pozornost obrátíme k principům, metodám a prostřed-kům holografické interferometrie.

7.3.2 Holografická interferometrie

Interferencí dvou monochromatických vzá-jemně koherentních vln vznikají v místech superpozice vln prostorové oblasti s výrazně odlišnou intenzitou pole, tzv. interferenční maxima a minima amplitudy optické vlny, stále, popř. se pohybující v prostoru a čase. Na průniku vhodně zvolené plochy s interferenční oblastí lze pak pozorovat soustavu temných a osvětlených míst – interferenční proužky. tvar těchto pruhů závisí na tvaru a vzájemné polo-ze interferujících vlnoploch, na tvaru a poloze osvětlené plochy na níž jsou proužky pozoro-vány. Případný pohyb proužků po ploše je určen buď pohybem generující plochy samé, změnou polohy zdrojů interferujících vlno-

Obr. 7.25 Interferenční oblasti generované dvěma koli-movanými koherentními svazky a dvěma rozbíhavými kulovými vlnoplochami..

Page 288: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

288

ploch či odchylkou fáze či kmitočtu jednoho z interferujících svazků vzhledem k druhému, viz Obr. 7.25. Existenci interferenčních pruhů lze využít ke zkoumání povrchu, deformace, vibrací objektů. Využívá se pitom zejména interference dvou kolimovaných paprsků generujících systém rovnoběž-ných rovinný oblastí maxim a minim, viz Obr. 7.25, či interference dvou svazků s kulovými vlnoplo-chami, kdy vzniká systém izoohniskových elipsoidů či hyperboloidů.

Měření rychlosti

Bude-li dráha malého pohybujícího se odrazného či rozptylného objektu příčně protínat systém inter-ferenčních oblastí vytvořený dvěma kolimovanými svazky protínajícími se s úhlem 2α, bude částice periodicky odrážet světlo v oblasti interferenčních maxim a zdát se tmavá v oblasti interferenčních minim. Bude-li se pohybovat kolmo na systém proužků, bude perioda T intenzity odraženého či roz-ptýleného záření záviset na rychlosti pohybu částice dle vztahu:

αλsin2T

v =

(7 - 8)

Detekcí odraženého záření a zjištěním kmitočtu modulace intenzity tak získáme údaj o rychlosti pohy-bujícího se bodu.

Jiným typem laserového měřiče rychlosti je způsob využívající dopplerovské změny kmitočtu vlny odražené od pohyblivého předmětu. Od pohybujícího se objektů (v tomto případě mnohem větší-ho než vzdálenost interferenčních oblastí) se odráží záření A s frekvencí o αλ sin⋅=∆ vf větší než frekvence zdroje. Záření B se odráží s kmitočtem o f∆ menším. Obě tyto odražené vlny dopadají současně na detektor, kde při interferenci vznikají rázy amplitudy s frekvencí λαsin22 vf =∆ . Kmitočet rázů podobně jako v předchozím případě udává rychlost pohybu objektu.

Naznačených principů lze využít také v měření rychlosti proudění kapaliny.

Sledování deformací objektů

Jednou z nejpoužívanějších technik ve sledování deformací povrchu odrazných objektů je tzv. holo-grafická interferometrie v reálném čase. Vychází z principu holografického záznamu snímaného ob-jektu a rekonstrukce obrazu za přítomnosti zaznamenávaného předmětu. Referenční i signálová vlna jsou vytvářeny jedním zdrojem produkujícím kulové vlnoplochy, viz Obr. 7.26. Po vyvolání záznamu se holografická destička Z umístí do původní polohy v měřícím zařízení. Osvitem objektu i zrcadla,

vytvářejícího původně referenční, nyní rekon-strukční svazek zářením z koherentního bodo-vého zdroje P použitého také při záznamu, mů-žeme v oblasti za záznamem pozorovat interfe-renci signálové vlny deformovaného objektu O v reálném čase s vlnou, nesoucí zdánlivý obraz předmětu ve stavu při záznamu. V místech, kde nedošlo k deformaci povrchu vzniká část signá-lové vlny ve fázi s vlnou zdánlivého obrazu. Tam, kde dochází při sledování k deformaci povrchu vzhledem ke stavu při záznamu, vzni-ká fázový posuv mezi signálovou vlnou a vlnou zdánlivého obrazu. Při pozorování pak v těchto místech předmětu vidíme systém tmavých a světlých pruhů. Systém interferenčních proužků se bude v reálném čase měnit synchronně se změnou deformace povrchu objektu.

Dvojexpoziční metodou je možno zachytit a interferencí porovnat stav objektu ve dvou časových okamžicích t1 a t2. Vychází se zde z poznatku, že na jediný hologram lze při minimálním vzájemném ovlivňování zapsat několik nezávislých záznamů. V sestavě z Obr. 7.26 nejprve exponujeme fotogra-

Obr. 7.26 Holografická sestava pro sledování defor-mací interferometrií v reálném čase a dvojexpoziční metodou.

Page 289: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

289

fickou desku interferenčním polem signálové a referenční vlny zachycující předmět v čase t1. Po de-formaci povrchu objektu provedeme nový záznam interferenčního pole ve stejné konfiguraci bodové-ho koherentního zdroje P zrcadla R formujícího referenční vlnu a fotografické desky Z. Po vyvolání hologramu odstraňme předmět a rekonstruujme vlny formující zdánlivé obrazy nedeformovaného a deformovaného předmětu. Tyto dvě vlny, reprezentující dva obrazy vytvořené jedním koherentním zdrojem, budou opět vzájemně interferovat a vytvoří v čase stálý obraz předmětu konturovaný v místech deformací systémem interferenčních proužků.

Dvojexpoziční metodu lze s výhodou použít ke sledování velmi malých změn optické hustoty transparentních materiálů. Změny op-tické hustoty látky jsou velmi často doprovod-ným jevem při různých fyzikálních procesech. Změnu optické hustoty látky vyvolá např. vznik mechanického napětí v transparentním materiá-lu, popř. existence zvukového vlnění. Změnu optické hustoty plynu může vyvolat lokální ohřev daného místa, změna tlaku či chemického složení plynu. Všechny tyto fyzikální děje mo-hou být indikovány vizualizací změn optické hustoty látky, kterými jsou děje doprovázeny. První expozicí lze zachytit stav prostřední před proběhnutím indikovaného děje, druhou pak stav po jeho ukončení. Tam, kde transparentní látka změnila působením některých fyzikálních příčin optickou hustotu lze opět v zdánlivém obraze pozorovat světlá a tmavá místa. Tak lze např. sejmout rázovou zvukovou vlnu letícího projektilu, teplotní gradient plynu kolem rozžhaveného vlákna wolframové žárovky či průběh a rozložení mechanického napětí v polymetylmetakrylátovém modelu nástroje při namáhání.

Konturování objektů

Pro sledování tvaru objektů popř. kvality jejich povrchu se s výhodou používá možnosti holo-grafie zaznamenat měřený předmět tak, aby při reprodukci bylo možno rekonstruovat obraz předmětu jakoby vloženého do interferenčního světelného pole tvořeného systémem paralel-ních zářících rovin. Obraz předmětu bude pak konturován systémem vrstevnic se zvoleným sklonem viz Obr. 7.27a. Systém vrstevnic tak vykreslí tvar objektu a případné odchylky po-vrchu.

Také zde je možno s výhodou použít dvojexpoziční metodu v poněkud odlišném uspořádání než ukazuje Obr. 7.26. První varian-tou dvojí expozice pro konturování objektů je dvojexpoziční metoda s pohybem zdroje, viz Obr. 7.27b. V prvé fázi se při použití této me-tody provádí holografický záznam objektu ex-pozicí desky interferenčním polem signálové a referenční vlny produkované bodovým kohe-

Obr. 7.27 Konturování objektů; a) princip, b) dvojex-poziční metoda s pohybem zdroje, c) systém interfe-renčních oblastí dvou blízkých bodových zdrojů, d) záznam při dvou frekvencích.

Page 290: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

290

rentním zdrojem v poloze určené bodem A. Malým posuvem λ210=d se poté přemístí zdroj do bodu A' a dojde ke druhé expozici záznamové desky v jinak nezměněném uspořádání. Při rekonstrukci za-znamenávaných vlnových polí osvitem záznamu paprskem ze zdroje A vzniká složený obraz předmětu zdánlivě osvětleného interferenčním polem dvou koherentních současně pracujících bodových zdrojů A, A'. Pozorujeme tedy průnik plochy povrchu zkoumaného objektu a systému interferenčních hyper-boloidů, viz Obr. 7.27c, které lze ve velké vzdálenosti od zdrojů nahradit úseky paralelních rovin. Při tomto zobrazení však dochází k nepřesnostem při superpozici obou zaznamenaných obrazů způsobené tím, že obraz zaznamenaný zdrojem A' bude při rekonstrukci svazkem ze zdroje A reprodukován zkresleně.

Pro konturování předmětů lze také využít metodu záznamu při dvou frekvencích v uspořádání z Obr. 7.27d. Zde se provádí sou-časná expozice interferenčních polí signálového a referenčního paprsku při dvou blízkých vlno-vých délkách 1λ a 2λ . Při rekonstrukci těchto záznamů zářením s jedinou vlnovou délkou 1λ v nezměněném geometrickém uspořádání do-chází ke stejnému jevu jako v případě dvojí expozice s posuvem zdrojů, neboť záznam to-tožný s hologramem předmětu zapsaného bodo-vým zdrojem signálového a referenčního svazku s vlnovou délkou 2λ lze pořídit i zdrojem s vlnovou délkou 1λ umístěným v jiné poloze. také zde je rekonstrukce obou zaznamenaných vlnových polí zatížena zkreslením jednoho z nich. konturování předmětů s možností změn směru a rozteče systému interferenčních pásků v reálném čase lze uskutečnit tzv. dvojvrstvým záznamem. Hologram předmětu 0 se zde za-znamená současně na dvě planparalelní destičky s fotocitlivými vrstvami Z1 a Z2, viz Obr. 7.28a. Při rekonstrukci pak každá deska generuje vlnu nesoucí zdánlivý obraz zaznamenaného předmě-tu. Bude-li poloha rekonstrukční vlny a záznamu shodná se situací při expozici, budou obě vzni-kající obrazové vlny interferovat v každém mís-tě prostoru ve fázi. Obraz z jednoho záznamu se koherentně sečte s obrazem generovaným dru-

hým záznamem a zvýší rovnoměrně intenzitu obrazové vlny. Pokud při rekonstrukci nakloníme dvoj-vrstvý záznam o malý úhel ϑ vzhledem k poloze při expozici, dojde k malému vzájemnému prostoro-vému posuvu obrazů předmětu od jedné a druhé vrstvy hologramu, a při superpozici obrazových vln vznikne takové interferenční pole, které odpovídá obrazu objektu osvětleného systémem paralelních interferenčních ploch. Zdánlivý obraz předmětu je tedy konturován rovnoběžnými interferenčními proužky, jejichž rozteč je závislá na úhlu naklonění dvojvrstvého hologramu, směr na směru náklonu.

Vizualizace mechanických kmitů

Možnost vizualizovat holografickou cestou mechanické kmity a zvuková vlnění vychází z principu mnohoexpoziční holografie.

Exponujeme-li na nepohyblivou záznamovou desku několik mžikových hologramů kmitajícího předmětu, budou vlny obrazů nepohyblivých bodů povrchu objektu generované jednotlivými elemen-tárními mžikovými záznamy interferovat ve fázi, amplitudy těchto vln se tedy budou sečítat. Oblasti povrchu předmětu složené z nepohyblivých bodů budou v obraze reprodukovány s vysokým jasem. Vlny obrazů pohyblivých bodů budou mít při reprodukci odlišný tvar i fázi. Intenzita záření superpo-

Obr. 7.28 Dvojvrstvý hologram; a) princip záznamu, b) rekonstrukce bez kontur, c) rekonstrukce s konturami v reálném čase.

Page 291: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

291

zice těchto vln tedy bude prostorově mo-dulovaná a značně nízká. Pohybující se bod bude zobrazen jako neostrá prostoro-vá oblast s nízkým jasem. Čím více ele-mentárních mžiko-vých obrazů pohybli-vého předmětu bude hologram zachycovat, tím větší bude rozdíl ve svítivosti zobraze-ných pohyblivých a nepohyblivých oblastí na povrchu předmětu.

Mnohaexpoziční interferometrii je možno rozšířit na takový případ, kdy počet hologramů ele-mentárních obrazů zapsaných na desce jde nade všechny meze. Toho lze dosáhnout nepřetržitou expo-zicí záznamu během zvolených fází pohybu předmětu. Uvedený způsob záznamu pohyblivých objektů je znám jako holografie s časovou integrací. V množině pohyblivých bodů zaznamenávaného objektu se budou při zobrazení oblasti s různou amplitudou kmitů lišit jasem. Intenzita záření oblastí obrazu kmitající membrány zaznamenaného s časovou integrací přes celistvý násobek period kmitů v závislosti na souřadnici x je určena vztahem:

( ) ( )( )

−=

44cos

42 π

λπ

πλ xD

xDxI

(7 - 9)

Situaci při záznamu a zobrazení kmitající membrány ukazuje Obr. 7.29. Rovnice (7 - 9) umožňuje získat z analýzy interferenčního obrazce údaj o poloze maximální

amplitudy vibrací. Podle (7 - 9) amplituda světlých a tmavých pruhů zobrazujících kmitající povrch klesá při zvyšování amplitudy kmitů ( )xD . Toto zmenšování omezuje maximální počet pásků, které mohou být pozorovány. Existuje proto jistá mez intenzity vibrací, pro niž je metoda použitelná.

Obr. 7.29 Kmitající membrána a její obraz vytvořený rekonstrukcí hologramu s časovou integrací.

Tab. 7.2. Srovnání metod holografické interferometrie.

Metoda Pracovní ope-race Přednosti Nedostatky Typické použití

Holografická interferometrie v reálném čase

Expozice, vyvo-lání, zpětné

ustavení, změna v objektu

Úplná informace o změnách po-vrchu objektu

Nejednoznačnost interpretace, nutnost přesného zpětného ustavení systému,

smršťování emulse

Analýza mecha-nických napětí, vizualizace de-

fektů

Dvojexpoziční holografická

interferometrie

Expozice, změna v objektu, druhá expozice, vyvo-

lání

Jednoduchost realizace, není

nutnost zpětného ustavení, nevadí smrštění emulse

Nejednoznačnost interpretace, méně úplná informace

Analýza mecha-nických napětí, vizualizace de-fektů, analýza přechodných

jevů Holografická

interferometrie s časovou inte-

grací

Expozice při změnách

v objektu, vyvo-lání

Jednoduchost realizace a inter-pretace výsledků

Nepoužitelnost pro nehybné povrchy Analýza vibrací

Page 292: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

292

DOPORUČENÁ LITERATURA [7-1] Caulfield, A. J.: Optičeskaja golografija I, II. Moskva, Mir 1982 [7-2] Ready, J. P.: Industrial Applications of Lasers. N. Y., Academics Press 1978. [7-3] Nosov, Ju. R.: Primeněnie optoelektronnych priborov. Moskva, Radio i svjaz 1981. [7-4] Casasent, D. – editor: Optičeskaja obrabotka informacii. Moskva, Mir 1980. [7-5] Ginzburg, V. M. – Stěpanov, B. M.: Golografičeskije izmerenija. Moskva, Radio i svjaz

1981. [7-6] [6] Brunner, W. – Junge, K.: Wissensspeicher Laasertechnik. Leipzig, VEB Fachbuch-

verlag 1982. [7-7] Jaroslavskij, L. P. – Merzjakov, N. S.: Cifrovaja golografija. Moskva, Nauka 1982.

Page 293: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

293

Seznam obrázků Obr. 1.1 Přehled rozsahu elektrooptiky (viz též Tab. 1.1) ................................................................... 7 Obr. 2.1 Přehled kmitočtového spektra elektromagnetického záření; S – blízké, M – střední, L

– vzdálené, IR – infračervené, UV – ultrafialové. ............................................................... 14 Obr. 2.2 Přehled kmitočtového spektra elektromagnetického záření; S – blízké, M – střední, L

– vzdálené, IR – infračervené, UV – ultrafialové ................................................................ 16 Obr. 2.3 Kruhově polarizovaná vlna.................................................................................................. 16 Obr. 2.4 Spektrum amplitudy a energie vlnové dávky....................................................................... 17 Obr. 2.5 Interference záření jednoho a dvou bodových zdrojů.......................................................... 18 Obr. 2.6 Odraz a lom na rovinném rozhraní ...................................................................................... 19 Obr. 2.7 Vlna transverzálně elektrická a transverzálně magnetická. ................................................. 20 Obr. 2.8 Elipsoid indexů lomů. .......................................................................................................... 21 Obr. 2.9 Elektromagnetická vlna v anizotropních dielektrikách; a) přeměna lineární polarizace

v rotační průchodem vlny anizotropním dielektrikem, b) dvojlom v jednoosém krystalu ................................................................................................................................ 22

Obr. 2.10 Paramagnetická rotace indukce Br

...................................................................................... 23 Obr. 2.11 Stáčení roviny polarizace v opticky aktivní látce ................................................................ 24 Obr. 2.12 Energetická spektra souboru mikrosystémů tvořeného a) atomy s jedním elektronem

či molekulami čpavku s inversními kmity, b) volně se pohybujícími elektrony, c) elektrony v potenciálovém poli krystalu.............................................................................. 25

Obr. 2.13 Soubor stejných částic a jeho stavový prostor V s obsazením jednotlivých buněk. ............ 26 Obr. 2.14 Průběhy statistických rozdělovacích funkcí......................................................................... 27 Obr. 2.15 Přirozená šířka čáry s nehomogenním rozšířením. .............................................................. 28 Obr. 2.16 Typy spin-spinové relaxace. ................................................................................................ 30 Obr. 2.17 Energetické spektrum dvojhladinového systému................................................................. 31 Obr. 2.18 Kvantové přechody v tříhladinových systémech. ................................................................ 32 Obr. 2.19 Příklad závislosti zesilovacího činitele na intenzitě buzení. ................................................ 33 Obr. 2.20 Rezonanční obvod; a) se soustředěnými prvky, b) s rozloženými prvky. ........................... 34 Obr. 2.21 Zesilovač se zpětnou vazbou. .............................................................................................. 34 Obr. 2.22 Optický oscilátor s FP rezonátorem..................................................................................... 34 Obr. 2.23 Blokové schéma optického oscilátoru. ................................................................................ 35 Obr. 2.24 Průběh koeficientů odrazu, a) pro napařenou vrstvu Al, b) pro dielektrické zrcadlo

typu Schulzova filtru............................................................................................................ 36 Obr. 2.25 Křivka selektivity S(ω) FP rezonátoru pro různé činitele kvality Q.................................... 36 Obr. 2.26 Spektrum záření laseru; a/ amplitudová podmínka vzniku oscilací, b/ příklad modové

struktury záření kvantového generátoru............................................................................... 37 Obr. 2.27 Příklady struktury příčného pole nejnižších transverzálních modů rezonátoru ................... 37 Obr. 2.28 Typy FP rezonátorů. ............................................................................................................ 37 Obr. 2.29 Kmitočtová distribuce podélných a příčných modů záření laseru. ...................................... 37 Obr. 2.30 Způsoby selekce podélných a příčných modů rezonátoru; a) filtrace příčných modů,

b) vázané rezonátory, c) disperzní rezonátor. ...................................................................... 38 Obr. 2.31 Energetický pásový diagram pro nevlastní polovodič; a) spektrum energií, b)

energetická hustota stavů polovolných nosičů náboje. ........................................................ 39 Obr. 2.32 Zářivé a nezářivé rekombinace v polovodičích; a) mezipásová přímá, b)

mezipásmová nepřímá, c) přímá zóna-term, d) nepřímá zóna-term, e) na pásu donor-akceptor, f) na izoelektronovém centru, g) mezipásová Augerova, h) Azgerova zóna-term, i) nezářivá zóna-centrum. ........................................................................................... 39

Obr. 2.33 Diagram W(p) pro základní polovodičové materiály. ......................................................... 41 Obr. 2.34 Pásové diagramy struktur využívajících lavinovou metodu buzení

elektroluminiscence. ............................................................................................................ 42 Obr. 2.35 Buzení elektroluminiscence; a/ tunelovou metodou, b/ injekční metodou. ......................... 43 Obr. 2.36 Elektroluminiscenční dioda, hustoty obsazených stavů a emisní spektra jednotlivých

oblastí přechodu,.................................................................................................................. 44

Page 294: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

294

Obr. 2.37 Energetický pásový diagram polovodiče; a) nedegerovaného, b) v blízkosti degenerace, b/ v blízkosti degenerace, c)v oblasti hluboké degenerace. ............................. 45

Obr. 2.38 Konstrukce elektronově čerpaných laserů; a) s radiálním čerpáním, b) typu zářící zrcadlo, c) s více prvky, l – chladič, 2 – aktivní látka, 3 – rezonátor................................... 46

Obr. 2.39 Typy čerpacích přechodů a konstrukce opticky čerpaných polovodičových laserů. ........... 47 Obr. 2.40 Homostrukturní laserová dioda. ........................................................................................... 48 Obr. 2.41 Závislost prahové hustoty proudu a spektra záření LD na teplotě. ...................................... 48 Obr. 2.42 a) Podmínka generace koherentního záření v rezonátoru LD, b) závislost optického

výkonu a napětí na proudu LD............................................................................................. 49 Obr. 2.43 Vlastnosti a pásový diagram homostruktury, jednoduché a dvojité heterostruktury

laserové diody. ..................................................................................................................... 49 Obr. 2.44 Mřížkové konstanty a šířky zakázaných pásů některých polovodičů AIII B V. .................... 50 Obr. 2.45 Spektrální rozsah elektroluminiscence polovodičů.............................................................. 51 Obr. 2.46 Struktury kapalných krystalů; a) smektická typu A, b) smektická typu B, c)

smektická typu C, d) nematická, e) cholesterická, f) spirála cholesteriku s délkou kroku. ................................................................................................................................... 51

Obr. 2.47 Vlastnosti kapalných krystalů; a/ kladný dielektrická anizotropie, b/ záporná dielektrická anizotropie, c/ triboelektrické seřazení, d/ homeotropní seřazení. ................... 53

Obr. 2.48 Způsoby využití optických vlastností LC; a/ dynamický rozptyl, b/ deformace vertikálních fází, c/ stočený nematik, d/ termická kolorace CLC, e/ elektrická kolorace nematiku, 1 – transparentní elektroda, 2 – odrazná elektroda, 3 – molekuly, 4 – polarizátor, 5 – nosnáfolie, 6 – molekuly pleochroického barviva. ............................... 54

Obr. 3.1 Vlnoplocha s prostorově namodulovaným plošně diskretizovaným a spojitým obrazovým signálem. ........................................................................................................... 59

Obr. 3.2 Koherentní nosná. ................................................................................................................ 60 Obr. 3.3 Aproximace spektra koherentního zdroje. ........................................................................... 60 Obr. 3.4 Nekoherentní nosná vlna...................................................................................................... 60 Obr. 3.5 Princip optoelektronická generace informace. ..................................................................... 61 Obr. 3.6 Blokové schéma optoelektronického přenosového systému. ............................................... 62 Obr. 3.7 Přenosový řetězec optoelektronické signálové a obrazové soustavy. .................................. 62 Obr. 3.8 Bloková struktura soustav pro optoelektronické zpracování informace. ............................. 63 Obr. 3.9 Soustava pro optický záznam modulovaným optickým paprskem . ―— zápis, -----

čtení...................................................................................................................................... 63 Obr. 3.10 Soustava pro kombinovaný optickoelektrický záznam. ―— zápis, -----čtení. ................... 63 Obr. 3.11 Spektrum atmosférické absorpce. ........................................................................................ 65 Obr. 3.12 Typy atmosférických turbulencí. ......................................................................................... 66 Obr. 3.13 Planární nesymetrická třívrstvá struktura............................................................................. 66 Obr. 3.14 Typy šíření vln v třívrstvé struktuře; a) zářivý prostorový mod, b) mod podložky, c)

vedený mod. ......................................................................................................................... 67 Obr. 3.15 Fázový synchronismus při šíření vedeného modu. .............................................................. 68 Obr. 3.16 Diagram kmitočtové distribuce TE vidů v planárním vlnovodu......................................... 68 Obr. 3.17 Struktura příčného elektrického a magnetického pole tří nejnižších TE a TM vidů; a)

TO0, TM0, b) TE1, TM1 c) TE2, TM2. ................................................................................... 69 Obr. 3.18 Typy páskových vlnovodů; a) pohroužený, b) nanesený, c) skrytý pásek........................... 69 Obr. 3.19 Šíření planárních modů páskovou strukturou. ..................................................................... 69 Obr. 3.20 Závislost zobecněné konstanty šíření na zobecněném kmitočtu, a) pro pohroužený, b)

pro skrytý pásek, při n2-n1<< n2, α→0. ............................................................................... 70 Obr. 3.21 Příčné rozložení elektrické intenzity několika základních HE a EH vidů v páskovém

vlnovodu. ............................................................................................................................. 70 Obr. 3.22 Šíření planárních modů v profilovém vlnovodu. ................................................................. 71 Obr. 3.23 Pásmo jednovidovosti a vláknová konstrukce profilového vlnovodu.................................. 71 Obr. 3.24 Periodický vlnovod. ............................................................................................................. 72 Obr. 3.25 Přenos energie mezi vstřícnými vidy a mezi vedeným a zářivým videm

v periodickém vlnovodu....................................................................................................... 72

Page 295: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

295

Obr. 3.26 Způsoby šíření optického záření dvojvrstvým vláknem; 1) prostorová vlna, 2) vlna obalu,3) vlna jádra, 4) radiální mod, 5) spirálové mody...................................................... 73

Obr. 3.27 Vidový diagram dvouvrstvého vláknového vlnovodu......................................................... 74 Obr. 3.28 Struktura příčného pole elektrické intenzity několika základních vidů. .............................. 74 Obr. 3.29 Průběh skupinového zpoždění jednotlivých vidů stepindexového vlákna........................... 75 Obr. 3.30 Ohyb záření v nehomogenním materiálu............................................................................. 76 Obr. 3.31 Gradientní vlákno; 1) vlny profilu, 2) vlny pláště, 3) prostorová vlna, 4) profil

1/cosh²r, 5) exponenciální profil, 6) parabolický profil indexu lomu.................................. 76 Obr. 3.32 Dráha vyššího radiálního a osového modu v gradientním vláknu. ...................................... 76 Obr. 3.33 Rozšíření impulsu disperzí................................................................................................... 78 Obr. 3.34 Průběh vlnovodové materiálové a vlnové disperze u SiO2 vláken. ..................................... 78 Obr. 3.35 Graf závislosti útlumu barevným rozptylem na vlnové délce záření................................... 78 Obr. 3.36 Útlum absorpcí na nečistotách. ............................................................................................ 79 Obr. 3.37 Křivka závislosti celkového útlumu v základním materiálu na vlnové délce záření. .......... 79 Obr. 3.38 Tažení vláken; a/ metodou dvojitého kelímku, b/ metodou předformy. .............................. 80 Obr. 3.39 Příprava předformy;a/ metodou MCVD, b/ metodou VAD, c/ konsolidace předformy...... 80 Obr. 3.40 Typická spektrální závislost materiálového útlum křemenných vláken. ............................. 81 Obr. 3.41 Typy vláknových vlnovodů. ................................................................................................ 81 Obr. 3.42 Elektroluminiscenční kondenzátor; 1) kovová elektroda, 2) izolační vrstva, 3)

luminofor, 4) transparentní elektroda, 5) skleněná podložka............................................... 83 Obr. 3.43 Spektrum záření luminoforu ZnS v závislosti na aktivátoru, frekvenci a intenzitě

budícího pole, 1) Cu, Cl, 200Hz, 7V, 2) Cu, Cl, 2kHz, 7V, 3) Cu, Cl, 2kHz, 14V, 4) Mn, 1kHz, 25V. ................................................................................................................... 83

Obr. 3.44 Konstrukce homostrukturních elektroluminiscenčních diod, a) difúzně epitaxní, b) hemisférická, c) planárně difúzní......................................................................................... 84

Obr. 3.45 Konstrukce plošně vyzařující elektroluminiscenční DHS diody; a) Burrusova dioda, b) planárně epitaxní dioda.................................................................................................... 85

Obr. 3.46 Konstrukce DHS elektroluminiscenčních diod vyzařujících hranou; a) rotačně symetrická struktura, b) páskové provedení ........................................................................ 85

Obr. 3.47 Směrová charakteristika a provedení LED; a) plošně emitující dioda jako kosinový zářič, b) optické ošetření výstupního svazku LED, c) provedení vazby páskové DHS na vlákno.............................................................................................................................. 86

Obr. 3.48 Wattampérová charakteristika LED..................................................................................... 87 Obr. 3.49 Spektrum elektroluminiscence GaP dotovaného dusíkem a komplexy Zn-O. .................... 87 Obr. 3.50 Epitaxní struktura GaAs1-xPx diody a její elektroluminiscenční spektrum.......................... 88 Obr. 3.51 Přechodové odezvy DHS diod, 1) GaAlAs-GaAs, 2) GaAlAs-GaAlAs. ............................ 88 Obr. 3.52 DHS injekční laser (viz Tab. 3.2). ....................................................................................... 89 Obr. 3.53 W-A charakteristika a emisní spektrum DHS laseru. .......................................................... 90 Obr. 3.54 Vznik vyšších laterálních modů a jejich vliv na vyzařovací charakteristiku páskové

struktury............................................................................................................................... 90 Obr. 3.55 Laserová dioda; a/ s rozloženou zpětnou vazbou, b/ s Braggovým reflektorem. ................ 90 Obr. 3.56 Jednomodové konstrukce LD; a) pásková, b) profilová. ..................................................... 91 Obr. 3.57 LD s vnořenou aktivní vrstvou. ........................................................................................... 91 Obr. 3.58 Konstrukce jednomodové LD.............................................................................................. 91 Obr. 3.59 Přechodová charakteristika jednomodové LD. .................................................................... 92 Obr. 3.60 Konstrukce LD s vnějšími rezonátory; a) s dispersními čočkami 1, b) s mezním

úhlem odrazu, c) s difrakční mřížkou 2, d) s interferenčním zrcadlem 3, e) s vazbou dvou diod. ............................................................................................................................ 92

Obr. 3.61 DHS superluminiscenční dioda. .......................................................................................... 93 Obr. 3.62 Emisní spektrum LED, LD, SLD......................................................................................... 93 Obr. 3.63 Rubínový laser; a) energetické spektrum Cr3+, b) spektrální čára spontánní emise, c)

spektrum záření rtuťové výbojky a absorpční spektrum rubínu. ......................................... 94 Obr. 3.64 Pevnolátkový laser; a) s válcovou čerpací dutinou, b) s elipsoidní čerpací dutinou............ 94 Obr. 3.65 Modulace kvality rezonátoru; a) rotujících klínem, b) elektrooptickým přepínačem,1

– zrcadla, 2 – krystal, 3 – výbojka, 4 – polarizátor, 5 – Kerrova buňka. ............................. 95

Page 296: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

296

Obr. 3.66 YAG laser; a) energetické spektrum Nd3+, b) příklady absorpčního spektra neodymu v různých krystalových mřížích. .......................................................................................... 95

Obr. 3.67 Miniaturní konstrukce laserů z ND: YAG a neodym-pentafosfátu...................................... 96 Obr. 3.68 Vláknový a páskový laser s neodymovým sklem. ............................................................... 97 Obr. 3.69 He-Ne laser, konstrukce a energetické spektrum. ................................................................ 98 Obr. 3.70 Pockelsův jev, a)podélné uspořádání, b) příčné uspořádání, c) způsoby kompenzace

konstantní složky posuvu. .................................................................................................... 99 Obr. 3.71 Využití Kerrova jevu; K-Kerrova buňka, P-polarizátor, 4λ -čtvrtvlná anizotropní

fázová destička................................................................................................................... 100 Obr. 3.72 Faradayův magnetickooptický jev. .................................................................................... 100 Obr. 3.73 Kerrův magnetooptický jev................................................................................................ 100 Obr. 3.74 Akustooptický jev, a) Braggova difrakce, b) optická a mechanická větev disperzní

křivky zvukových kmitů. ................................................................................................... 101 Obr. 3.75 Posuv dlouhovlnné meze tunelováním elektronu při Franz-Keldyšově jevu..................... 101 Obr. 3.76 Elektrooptický páskový fázový modulátor; 1 – pásek, 2 – elektrody, 3 – mřížková

vazba pásku s prostorovou vlnou. ...................................................................................... 102 Obr. 3.77 Deflekční princip fázové modulace; 1 – deflektor, 2 – objektiv, 3 – optický klín............. 102 Obr. 3.78 DMD 128x128 bodů; 1 – zrcadlová fólie, 2 – kovová vrstva, 3 – kontakt zrcadla,3 –

izolace hradla, 4 – kanály pro oddělení systémů, 5 – homogenizační vodivá vrstva......... 102 Obr. 3.79 Vakuový elektrooptický stránkovač; P – polarizátor, X – elektrooptický krystal,1 –

základní elektroda, 2 – vrstva s vysokým činitelem sekundární emise, 3 – záznamový svazek, 4 – mazací svazek.................................................................................................. 103

Obr. 3.80 Fázové stránkovače; a) transmisní rutikon, b) reflexní rutikon, c) PROM, 1 – transparentní elektroda, 2 – fotoodpor, 3) elastomer či elektrooptický krystal, 4 – izolant, 5 – fotorefrakční krystal, 6 – modulační vlna, 7 – modulovaná koherentní vlna..................................................................................................................................... 103

Obr. 3.81 a) Modulační charakteristika amplitudové a intenzitní polarizační modulace, b) elektrooptický a magnetooptický objemový modulátor..................................................... 103

Obr. 3.82 Planární magnetooptický polarizační modulátor................................................................ 104 Obr. 3.83 a) Elektrooptický planární polarizační modulátor, b) akustooptický planární

modulátor. .......................................................................................................................... 105 Obr. 3.84 Principy interferenčních amplitudových modulátorů, a) Michelsonův interferometr,

b) Mach-Zehnderův interferometr...................................................................................... 105 Obr. 3.85 Elektrooptický páskový interferenční modulátor............................................................... 105 Obr. 3.86 Elektrooptický páskový interferenční modulátor............................................................... 106 Obr. 3.87 Planární deflekční amplitudové modulátory; a) elektrooptický, b) akustooptický. ........... 106 Obr. 3.88 Polovodičové absorpční modulátory.................................................................................. 106 Obr. 3.89 Páskový vazební modulátor; 1 – páskové elektrody, 2 – páskové vlnovody. .................... 107 Obr. 3.90 Amplituda modu v buzeném a nebuzeném pásku vázaných vlnovodů.............................. 107 Obr. 3.91 Akustooptický deflektor, a) v ohybovém režimu, b) v Raman-Nathově režimu, c)

v Braggově režimu. ............................................................................................................ 108 Obr. 3.92 Braggovský deflektor; a) se soustavou fázově zpožděných měničů, b) s opticky

anizotropním médiem. ....................................................................................................... 109 Obr. 3.93 Braggova podmínka. .......................................................................................................... 109 Obr. 3.94 Elektrooptické deflektory; a) s děleným hranolem, b) s klínovým hranolem, c)

s kombinovaným hranolem. ............................................................................................... 109 Obr. 3.95 Elektrooptický přepínač a dělič svazku s přirozeným dvojlomem v procházejícím

světle. ................................................................................................................................. 110 Obr. 3.96 Elektrooptický přepínač s dvojlomným krystalem v odraženém světle, 1 – deska

dvojlomná,2 – zrcadlo, 3 – elektrooptický krystal. ............................................................ 110 Obr. 3.97 Vazební elektrooptický přepínač........................................................................................ 110 Obr. 3.98 Interferenční elektrooptický přepínač. ............................................................................... 111 Obr. 3.99 Prvky s optickým dělením výkonu, a) svařovaná vláknová odbočnice, b) odbočnice

s čočkou SELFOC, c) vláknový frekvenční multiplexer, d) planární dělič svazků, e) křížová pásková odbočnice. ............................................................................................... 111

Page 297: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

297

Obr. 3.100 Vnější fotoelektrický jev, fotoemise v materiálu polovodič-kysličník......................... 114 Obr. 3.101 Koncentrační a pohyblivostní fotovodivost.................................................................. 114 Obr. 3.102 Spektrální závislost fotovodivosti a absorpce fotoodporu............................................ 115 Obr. 3.103 Konstrukce fotoodporu; a) příčná, b) podélná.............................................................. 115 Obr. 3.104 Spektrální citlivosti fotoodporových materiálů; 1 – monokrystal CdS, 2 –

napařená vrstva CdS: Cu,Cl, 3 – sintrovaný CdSe, 4 – sublimovaný CdSe: Cu,Cl, 5 – poly Si, 6 – napařený CdTe. .............................................................................................. 116

Obr. 3.105 Rychlé fotoodpory; a) příčný, b) podélný. ................................................................... 116 Obr. 3.106 Voltampérové charakteristiky fotodiody. ..................................................................... 117 Obr. 3.107 Fotodioda PIN. ............................................................................................................. 117 Obr. 3.108 Konstrukce PIN diod. ................................................................................................... 117 Obr. 3.109 Spektrální závislost kvantového výtěžku několika konstrukcí PIN diod. .................... 118 Obr. 3.110 Lavinový přechod a oblasti multiplikace...................................................................... 119 Obr. 3.111 Provedení lavinových fotodiod; a) s ochranným prstencem, b) difúzní, c) mesa......... 120 Obr. 3.112 Heterostrukturní fotodioda. .......................................................................................... 121 Obr. 3.113 Konstrukce integrálních fotodetektoru. ........................................................................ 121 Obr. 3.114 Fototranzistor a) pásové schéma, b,c) konstrukce, d) VA charakteristiky. .................. 122 Obr. 3.115 Konstrukce fotonásobiče, a) klasická, b) koaxiální. ..................................................... 122 Obr. 3.116 Princip funkce pyrodetektoru. ...................................................................................... 123 Obr. 3.117 a) vazba se synchronismem modů, b) směrová vazba s klínovým přechodem, c)

široko-pásmová varianta vazby vlnovodů, d) selektivní vazba s profilovaným vlnovodem. ........................................................................................................................ 123

Obr. 3.118 Úzkopásmový rezonanční filtr. .................................................................................... 124 Obr. 3.119 Planární optické členy; a) jev na rozhraní vrstev s různou tloušťkou, b) planární

hranol, c), d) planární čočka. ............................................................................................. 124 Obr. 3.120 Mřížkové prvky; a) disperzní člen, b) vazební člen. .................................................... 124 Obr. 3.121 Sdružená modulační a detekční soustava; 1 – buzení laseru, 2 – páskový laser,

3 – hranol,4 – magnetooptický modulátor, 5 – polarizátor, 6 – čočka, 7 – klínová vazba plenárního vlnovodu na pásek, 8 – filtr, 9 – selektivní vazba, 10 – páskový vlnovod detektoru, 11 – vazební prvek.............................................................................. 125

Obr. 3.122 Monolitické optické integrované obvody; a) modulovaný injekční laser se stabilizačním detektorem, b) univerzální modul optické vláknové trasy, 1 – vazba vlákno-pásek, 2 – řízená směrová odbočnice, 3 – injekční selektivní koherentní zesilovač (LD bez zpětné vazby), 4 – integrovaný detektor, 5 – LD, 6 – modulátor. ....... 125

Obr. 3.123 Hybridní opakovač pro vláknový přenos s barevným multiplexerem; 1 – filtr, 2 – detektor, 3 – regenerátor, 4 – injekční laser.................................................................... 126

Obr. 3.124 Typy vazby páskového vlnovodu s prostorovou vlnou; a) hranolová vazba, b) klínová vazba, c) mřížková vazba...................................................................................... 128

Obr. 3.125 Principy vazby páskových a planárních optických vlnovodů, a) vazba souběžných pásků s fázovým synchronismem exponenciálních vln, b) boční klín pásek-vrstva, c) čelní klín pásek-pásek.............................................................................. 129

Obr. 3.126 Vazba vlákno-pásek; a) zářivým modem, b) vlnou podložky, c) zánikovým polem s fázovou mřížkou, d) ozářením apertury. .............................................................. 130

Obr. 3.127 Vliv geometrických nepřesností čelního styku vláken na vložný útlum vláknové spojky; a) radiální vychýlení čel, b) axiální vzdálenost čel, c) úhlová odchylka os. ....................................................................................................................... 130

Obr. 3.128 Ztráty částečným odrazem............................................................................................ 131 Obr. 3.129 Konstrukce přímých a nepřímých vláknových spojek. ................................................ 132 Obr. 3.130 Příklady konstrukcí vláknových konektorů; a/ s kamenem X, b/ s rozšířením

svazku taperem, c/ se spojnou čočkou, d/ s čelním ozářením fy H –P. ............................. 133 Obr. 3.131 Vazba prostorové vlny s vláknem; a) přímé ozáření opracovaného čela, b)

s mikroobjektivem, c) se sférickou čočkou, d) s čočkovým rastrem. ................................ 133 Obr. 4.1 Typy optického příjmu; a) přímý, b) heterodynní. ............................................................ 135 Obr. 4.2 Kolineárnost signálů při heterodynním příjmu. ................................................................. 135 Obr. 4.3 Blokové schéma modelu přenosové trasy a útlumový profil trasy. ................................... 136

Page 298: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

298

Obr. 4.4 Graf závislosti prahového optického příkonu detektorů na přenosové rychlosti. .............. 136 Obr. 4.5 a) Elektromagnetická vlna ve tvaru Gaussova svazku, b) Optoelektronický spoj

volným prostředím. ............................................................................................................ 137 Obr. 4.6 Blokové schéma funkčního vzoru družicového spoje l Gbit/s. .......................................... 140 Obr. 4.7 Typy optrony...................................................................................................................... 141 Obr. 4.8 Typické průběhy útlumu moderních vláknových vlnovodů. SI – stepindexový

vlnovod, GI – gradientní vlnovod, SM – jednomodový vlnovod. ..................................... 143 Obr. 4.9 Numerická apertura a chod paprsků vedených modů pro a) gradientní vláknový

vlnovod, b) stepindexový vlnovod..................................................................................... 144 Obr. 4.10 Mocninný profil indexu lomu – a) a výkon navázaný do jádra vlnovodu se skokovým

profilem, b) a s parabolickým profilem, c) indexu lomu. .................................................. 146 Obr. 4.11 Jednomodový vlnovod typu W. ......................................................................................... 146 Obr. 4.12 Gaussovský impuls a), modul jeho F – obrazu – b ). ......................................................... 148 Obr. 4.13 Hierarchie v disperzi –a), projevy disperze při rozšíření přenášených gaussovských

impulsů -b). ........................................................................................................................ 149 Obr. 4.14 Průběhy materiálové, vlnovodové a vlnové disperze DM, DW, DV na vlnové délce........... 152 Obr. 4.15 Průběh normovaného grupového zpoždění τgN modů v mocninných indexových

profilech pro různé profilové parametry CP........................................................................ 152 Obr. 4.16 Vlnová závislost šířky pásma gradientních vlnovodů........................................................ 153 Obr. 4.17 Šířka pásma gradientních a jednomodových vlnovodů délky L. ....................................... 153 Obr. 4.18 Optoelektronický přenosový řetězec.................................................................................. 154 Obr. 4.19 Závislost BER binárního signálu na poměru výkonů signál-šum. ..................................... 154 Obr. 4.20 a) závislost přijímaného výkonu na přenosové rychlosti b) závislost překlenutelného

útlumu trasy na šířce pásma řetězce................................................................................... 155 Obr. 4.21 Příklad konstrukce mezní křivky použitelnosti optické trasy (LD-850 nm, Si-

APD,vlnovod GI - 20 =α dB/km; 400850 =−LB MHz.km). ............................................... 156 Obr. 4.22 Spektrum amplitudově (intenzitně) – a)frekvenčně ( fázově) – b) modulovaného

signálu. ............................................................................................................................... 158 Obr. 4.23 Transportní optické kódy. Pozn.: u EF3 je udržovací interval Tu pro demonstraci

volen jako trojnásobek bitového intervalu T: Tu - 3T, jinak obyčejně Tu - mµ3 asynchronně. ...................................................................................................................... 159

Obr. 4.24 Spektra některých transportních kódů................................................................................ 160 Obr. 4.25 Přírůstek výstřelového šumu s injekčním laseru. ............................................................... 161 Obr. 4.26 Optický izolátor zpětné vazby............................................................................................ 161 Obr. 4.27 Skvrnkový obrazec na čele vlákna..................................................................................... 161 Obr. 4.28 Šumové a signálové poměry na trase. ................................................................................ 163 Obr. 4.29 SNR na vstupu zesilovače: I – převládá šum přijímače, II – šumí trasa. ........................... 164 Obr. 4.30 Šumová náhradní schémata a) rezistoru, b) fotodiody, c) zesilovače ( R – bezšumový

odpor; RkTBi NR 42 = ; 22 rMPI = ; ( )212 2 rMPIMeBi D

xNS += ∗+ ; Ri – bezšumový

vstupní odpor; G – zisk bezšumového zesilovače). ........................................................... 164 Obr. 4.31 Typická zapojení detektoru v přijímači, a) nízkoimpedanční zapojení, b)

vysokoimpedanční zapojení, c) transimpedanční zapojení, d) napěťový přenos equalizeru. .......................................................................................................................... 165

Obr. 4.32 Charakteristiky DHS LED; a) srovnání převodních charakteristik, b) doby odezvy DHS diod ........................................................................................................................... 167

Obr. 4.33 Změny vlastností optických zdrojů; a) se změnou teploty, b) stárnutím............................ 167 Obr. 4.34 Obvody optických vysílačů; a) principiální schéma obvodů monitorování optického

výkonu zdroje a stabilizace špičkového impulsního výkonu vysílače; b) blokové schéma řešení hybridního optického vysílače se stabilizací teploty a chlazením. ............. 168

Obr. 4.35 Metody sdružování signálů v optických přenosových trasách; a) vláknový multiplex, b) elektrický časový a frekvenční multiplex, c) vlnový multiplex, d) vlnový směrový multiplexu. ......................................................................................................................... 169

Obr. 4.36 a) struktura segmentu Cambridge Ring, b) síť s vkládáním registrů. ................................ 171 Obr. 4.37 Pasivní sběrnicová síť; a) obousměrná sběrnice, b) jednosměrná smyčka. ....................... 172

Page 299: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

299

Obr. 4.38 Síť s hvězdicovou topologií, a) jednosměrná, b) obousměrná........................................... 174 Obr. 4.39 Kruhová topologie, a) aktivní, b) s pasivním přemostěním............................................... 175 Obr. 4.40 Vláknové vazební členy; a) struktura T, b) lepený X, c) bikónický X, d) X s čelním

stykem, e) lepený Y, f) nesymetrický Y, g) lepený H ....................................................... 176 Obr. 4.41 Struktura přijímacích obvodů širokopásmových systémů. ................................................ 177 Obr. 4.42 Sdružené signály podle CCITT.......................................................................................... 178 Obr. 4.43 Kmitočtový plán signálu sítě BIGFON.............................................................................. 179 Obr. 4.44 Schéma, průběhy vstupních a výstupních veličin datového spoje. .................................... 179 Obr. 4.45 Blokové schéma telekomunikačního spoje. ....................................................................... 180 Obr. 4.46 Základní uspořádání vláknového optického systému s PCM. ........................................... 180 Obr. 4.47 a) Základní uspořádání opakovače b) Základní uspořádání koncové stanice. ................... 181 Obr. 4.48 Příčný řez světlovodnými kabely s různým umístěním takových prvků. .......................... 183 Obr. 4.49 Vláknový svazek pro přenos obrazu. ................................................................................. 183 Obr. 4.50 Kuželový vláknový svazek a vláknová obrazovka. ........................................................... 183 Obr. 5.1 Základní typy optronových logických členů...................................................................... 186 Obr. 5.2 Úplné zapojení a) optronového logického součinu, b) optronového logického součtu. .... 186 Obr. 5.3 Struktura, konstrukce a náhradní schéma optického posuvného registru. ......................... 186 Obr. 5.4 Costerův jev v uspořádání s injekčními lasery, princip funkce. ........................................ 187 Obr. 5.5 Půlsčítačka se zhášenými lasery; a) struktura, b) pravdivostní tabulka, A, B – vstupní

data, X – přenos z nižšího řádu, S – součet, C – přenos do vyššího řádu. ......................... 188 Obr. 5.6 Bistabilní klopný obvod..................................................................................................... 188 Obr. 5.7 Základní logické operace realizované technikou zhášených laserů................................... 188 Obr. 5.8 Laserové logické prvky s nasycovanými pohlcovači......................................................... 189 Obr. 5.9 Princip vláknových prvků s nasycovanými pohlcovači..................................................... 189 Obr. 5.10 Příklady základního uspořádání prvků OPAL. .................................................................. 190 Obr. 5.11 Heterostrukturní součinový detektor. ................................................................................ 191 Obr. 5.12 Příklady logických členů s řízenou vazbou mezi vlnovody............................................... 191 Obr. 5.13 Logické členy na bázi Mach-Zehnderova interferometru; a) logický komparátor, b)

logický součin, c) sledovač, invertor, d) binární součet, e) složený obvod a jeho funkce. ............................................................................................................................... 192

Obr. 5.14 Logické členy s řízením polohy mezního kmitočtu vlnovodu, konstrukce jednoduchých logických procesorů. .................................................................................. 192

Obr. 5.15 Příklady integrovaných optických signálových procesorů. ............................................... 193 Obr. 5.16 Smithův transfázor; a) konstrukce a převodní charakteristika, b) s reaktivní kladnou

zpětou vazbou, c) s reaktivní zápornou zpětnou vazbou, d) transfázor jako omezovač a hradlo. ............................................................................................................................. 194

Obr. 5.17 Aplikace struktur MQW; a) princip činnosti struktury MQW, b) realizace hradla NOR pomocí Q-WEST...................................................................................................... 195

Obr. 5.18 Volné prostředí jako LTI optický systém. ......................................................................... 200 Obr. 5.19 Příklad složeného lineárního optického systému. .............................................................. 201 Obr. 5.20 Ohyb na štěrbině. ............................................................................................................... 201 Obr. 5.21 Difrakce záření bodového zdroje. ...................................................................................... 201 Obr. 5.22 Kirchhoffovo řešení vlnové rovnice. ................................................................................. 202 Obr. 5.23 Uspořádání optických členů v případě Frauenhofferovy difrakce s kvadratickým

fázovým členem................................................................................................................. 203 Obr. 5.24 Zobrazení částečně koherentního bodového zdroje čočkou. ............................................. 206 Obr. 5.25 Zobrazení bodu spojnou čočkou. ....................................................................................... 207 Obr. 5.26 Zobrazení bodu rozptylnou čočkou. .................................................................................. 208 Obr. 5.27 Reflexní Fresnelův hologram bodového zdroje; a) záznam s osovým uspořádáním

referenčního svazku, b) řez interferenčním polem v rovině záznamu Z, c) rekonstrukce obrazu objektu v osovém uspořádání, d) záznam s prostorovou nosnou, e), f) způsoby rekonstrukce záznamu s prostorovou nosnou ............................................. 209

Obr. 5.28 a) holografický záznam, b) holografická reprodukce informace. ...................................... 210 Obr. 5.29 Typy holografického záznamu; a) Fresnelův hologram, b) Fourierův hologram,c)

Frauenhofferův hologram .................................................................................................. 211

Page 300: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

300

Obr. 5.30 Typy uspořádání holografických systémů. 1 – zdroj záření, 2 – dělič svazku, 3 – objektiv, 4 – zrcadlo, 5 – zkoumaný objekt, 6 – záznamová deska, 7 – referenční svazek, 8 – zdánlivý obraz, 9 – reálný obraz, 10 – pozorovatel......................................... 212

Obr. 5.31 Podélné a příčné zvětšení v obrazu soustavy čtyř bodových zdrojů 1, 2, 3, 4. a) záznam souboru, b) rekonstrukce obrazu........................................................................... 212

Obr. 5.32 Zobrazení objektu při rozčlenění plochy záznamu. ........................................................... 213 Obr. 5.33 Záznam a reprodukce v prostorovém svazkovém multiplexu............................................ 214 Obr. 5.34 Záznam a reprodukce ve frekvenčním svazkovém multiplexu. ......................................... 214 Obr. 5.35 Koherentní optická výpočetní soustava. L – laser, K – kolimátor, T – vstupní řízený

transparent, KOP – koherentní optický procesor, SO – snímač obrazu.. ........................... 216 Obr. 5.36 Princip konstrukce tříčočkového KOP............................................................................... 217 Obr. 5.37 a) konstrukce dvoučočkového KOP, b) konstrukce jednočočkového KOP....................... 217 Obr. 5.38 Princip fourierovské syntézy transparentů komplexních souhlasných prostorových

filtrů.................................................................................................................................... 219 Obr. 5.39 Difrakční obrazec výstupního signálu při komplexní prostorové korelační analýze

dvojrozměrného signálu pomocí KOP. .............................................................................. 220 Obr. 5.40 Principy holografických systémů pro rozpoznávání obrazců. ........................................... 220 Obr. 5.41 Princip rozpoznávacího zařízení s násobením spekter. ...................................................... 221 Obr. 5.42 Princip rozpoznávacího zařízení s využitím heterodynní korelace. ................................... 221 Obr. 5.43 Princip korelátoru se současnou Fourierovou transformací. .............................................. 222 Obr. 5.44 Systémy založené na využití jednorozměrné koherentní optické Fourierovy

transformace....................................................................................................................... 222 Obr. 5.45 Hybridní systém KOP pro adaptivní filtraci digitalizovaného televizního obrazu. ........... 223 Obr. 5.46 Princip theta modulace....................................................................................................... 224 Obr. 5.47 KOP s optickou zpětnou vazbou. Písmena P, P΄ s lichými indexy, označují obrazové

signálové roviny, sudá P, P΄ označují roviny prostorových kmitočtů................................ 224 Obr. 5.48 Principy nekoherentního zpracování obrazů; a) základní schéma procesoru pro

korelaci, b) integrace plošného signálu, c) jednorozměrná integrace. ............................... 225 Obr. 5.49 Konstrukce nekoherentních optických procesorů pro zpracování obrazů; a) korelační

soustava, b) soustava pro zpracování jednorozměrných signálů, c) soustava pro dvojrozměrné zpracování s plošnou separací..................................................................... 226

Obr. 5.50 Nekoherentní optická soustava pro násobení tří matic; a) nárys konstrukce, b) půdorys konstrukce.. .......................................................................................................... 226

Obr. 5.51 Optickomechanická nekoherentní soustava pro násobení matice sloupcovým vektorem. ........................................................................................................................... 227

Obr. 5.52 Nekoherentní procesor pro výpočet DFT; a) konstrukce soustavy, b) půdorys, c) nárys chodu paprsků........................................................................................................... 227

Obr. 5.53 Tabulkový procesor s maticí multiplexních hologramů..................................................... 229 Obr. 5.54 Tabulková soustava pro výpočet s operačními moduly; 1 – deflektor, 3 – operační

moduly, 2,4 – optika. ......................................................................................................... 229 Obr. 5.55 Konstrukce pasivních operačních modulů; a) vláknová, b) zrcadlová, c) hranolová......... 229 Obr. 5.56 Princip realizace logických operací s transparenty; a) logický součin, b) logický

součet. ................................................................................................................................ 230 Obr. 5.57 Struktury binární sčítačky s dělícími vláknovými moduly. ............................................... 230 Obr. 5.58 Adaptabilní procesor s transparentem LCLV; a) princip konstrukce, b) struktura

prvku LCLV....................................................................................................................... 231 Obr. 6.1 Hierarchie v paměťových systémech současných velkých počítačů.................................. 233 Obr. 6.2 Členění optického záznamu. .............................................................................................. 234 Obr. 6.3 Rozlišovací schopnost a citlivost některých tradičních optických záznamových

materiálů. ........................................................................................................................... 234 Obr. 6.4 Fyzikální pochody při vzniku latentního fotografického obrazu. ...................................... 235 Obr. 6.5 Barevná centra v krystalu KCL; a) F-centrum, b) M-centrum........................................... 235 Obr. 6.6 Segnetoelektrický záznamový materiál.............................................................................. 236 Obr. 6.7 Záznam v keramickém ferroelektriku. ............................................................................... 236 Obr. 6.8 Termoplastický záznam. 1-termoplast, 2-fotoodpor, 3- základní kovová elektroda.......... 237

Page 301: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

301

Obr. 6.9 Závislost propustnosti vrstvy CBOA na přiloženém napětí před a po působení elektrického pole................................................................................................................ 238

Obr. 6.10 Paměťová buňka se směsí cholesterického a nematického LC; a) klidový stav, b) po přiložení stejnosměrného záznamového napětí, c) při působení střídavého mazacího pole (dochází k vyrovnávání os spirál cholesteriku).......................................................... 238

Obr. 6.11 Diskrétní paralelní magnetooptická paměť; a) principiální schéma uspořádání paměti, b) organizace záznamové destičky, c) řez záznamovým polem. ....................................... 239

Obr. 6.12 Konstrukce archivní bubnové permanentní optické paměti............................................... 240 Obr. 6.13 Povrch číslicové zvukové desky. ....................................................................................... 240 Obr. 6.14 Snímací hlavice CDDA. .................................................................................................... 240 Obr. 6.15 Záznam WORM a RWM s technikou DRDW korekce chyb; a) blokové schéma

záznamového zařízení, b) konstrukce optické hlavy, 1 – aktivní médium, 2 – stopa čtení, 3 – stopa zápis/mazání, 4 – objektiv, 5- deska 4λ , 6 – dělící hranol, 7 – asférická optika pro kontrolu ostření, 8 – kvadrantová dioda, 9 – difrakční mřížka pro kontrolu polohy stopy v drážce, 10 – čtecí laser, 11 – záznamový laser ........................... 244

Obr. 6.16 a) Optická hlava magnetooptické RWM; 1 – elektromagnet, 2 – médium, 3 – objektiv, 4 – zrcadlo, 5 – detektor, 6 – asférická optika, 7 – analyzátor, 8 – dělící hranol, 9 – polarizátor, 10 – kolimátor, 11 – laser, 12 – difrakční mřížka; b) integrované provedení optické hlavy RWM, 1 – laser, A,B,C,D – detektory, 2 – dělící planární mřížka, 3 – holografická planární mřížka, 4 – záznamová stopa......................... 245

Obr. 6.17 Srovnání ceny zařízení vztažené k jednomu bitu zaznamenané informace a doby přístupu k záznamu u různých typů pamětí. ...................................................................... 247

Obr. 6.18 Hypotetické uspořádání holografického zápisu a reprodukce pro výpočet difrakční účinnosti............................................................................................................................. 248

Obr. 6.19 Holografická paměť s jednorozměrným zápisem; a) záznam, mazání, b) čtení. ............... 249 Obr. 6.20 Princip holografické paměti s dvojrozměrnými informačnímu bloky, 1- laser, 2-

elektrooptický spínač, 3- elektrooptický rotátor, 4- deflektor, 5- kolimátor, 6- polarizační polopropustné zrcadlo, 7- rastrová matice čoček, 8- objektiv, 9- stránkovač, 0 – obrazy zdroje, R- referenční svazek, H- hologram, MD- matice detektorů. ........................................................................................................................... 251

Obr. 6.21 Operativní holografická paměť fy RCA, a) princip funkce, b) náhradní schema, c) struktura prvku LATRIX, L§ laser, P- polarizační rotátor, D- deflektor, MHC – matice holografických čoček, Z- zrcadlo, SZ – střechové zrcadlo, X – polarizátor, O – objektiv, H – matice hologramů, IE – integrovaná elektronika buňky, II – iontově implantovaný izolační kanál.. ............................................................................................ 252

Obr. 6.22 Paměť s pseudo-trojrozměrným záznamem; 1 – laser, 2 – elektrooptický spínač, 3 – polarizační rotátor, 4 –deflektor, 5 – kolimátor, 6 – systémy objektivů, 7 – úhlový deflektor, 8 – řízený transparent, 9 – půlvlnná deska, 10 – maticový čočkový rastr, 11 – matice objemových hologramů na záznamové desce, 12 – matice fotodetektorů, 13 – difrakční mřížka, 14 – rovina koincidence souhlasných záznamů, 15 – objektiv s proměnným ohniskem 16 –polarizačně selektivní dělič svazku, 17 – zrcadla............... 253

Obr. 6.23 Holografická rekonstrukce obrazové vlny z fragmentu signálového svazku. ................... 255 Obr. 6.24 Sestava a princip funkce asociativní holografické paměti. ................................................ 255 Obr. 6.25 Soustavy pro zobrazení a zápis informace......................................................................... 256 Obr. 6.26 Spektrální závislost poměrné světelné účinnosti. .............................................................. 258 Obr. 6.27 Barevný obrazec MKO a trojúhelník barev RGB.............................................................. 259 Obr. 6.28 Některé typy znakových indikátorů. .................................................................................. 259 Obr. 6.29 Žhavený segmentový indikátor.......................................................................................... 259 Obr. 6.30 Výbojové indikátory; a) digitron, b) planitron, c) plazmový panel ................................... 260 Obr. 6.31 Konstrukce elektroluminiscenční signální součástky; 1 – termoplast, 2 – pouzdro, 3 –

skleněná deska, 4 – transparentní elektroda, 5 – luminofor, 6 – kovová elektroda. .......... 260 Obr. 6.32 Polovodičové znakové indikátory; a) bodový maticový a segmentový indikátor, b)

možnosti vytváření segmentů, c) struktura a princip funkce vícebarevné indikační součástky............................................................................................................................ 261

Page 302: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

302

Obr. 6.33 Prvky zvyšující kontrast indikátorů ozařovaných vnějším světlem; a) princip činnosti prostorového filtru, b) struktura a funkce antireflexních polarizačních vrstev. ................. 261

Obr. 6.34 Multiplexní buzení sdruženého displeje............................................................................. 262 Obr. 6.35 Vakuový luminiscenční displej, a) struktura a princip funkce, b) konstrukce

sdruženého displeje. ........................................................................................................... 262 Obr. 6.36 Transparentní indikáter s LC, 1 - dichroické polarizátory, 2 - nosné skleněné

destičky, 3 - fixační vložka, 4 - transparentní elektrody, 5 - kapalný krystal. ................... 262 Obr. 6.37 Typy buzení segmentu LCD obvody CMOS; a) obvodem EXCLUSIVE-OR, b)

přenosovým hradlem.......................................................................................................... 263 Obr. 6.38 Buňka elektrochromního indikátoru; 1- skleněná podložka, 2 - transparentní

elektroda, 3 - WO3, 4 - dielektrikum, 5 - kovová elektroda. .............................................. 263 Obr. 6.39 Konstrukce elektroluminiscenčního zobrazovacího panelu a plošné LCD obrazovky

s nematikem v modu DAP; 1 – základní odrazná vrstva, 2 – transparentní elektrody, 3 - NLC DAP, 4 – skleněná destička, 5 – polarizační vrstva (jen u LCD prvku), 6 - luminofor............................................................................................................................ 265

Obr. 6.40 Konstrukce elektroluminiscenčního mozaikového panelu, 1 - skleněná podložka, 2 - soustava podélných průhledných elektrodových sběrnic, 3 - dělená základní luminiscenční vrstva, 4 - vrstva fotoodporu, 5 - nedělená polopropustná elektroda, 6 - pomocná elektroluminiscenční vrstva, 7 - soustava příčných elektrodových sběrnic, 8 - příčně vodivá vrstva nepropustná pro světlo. .................................................................. 266

Obr. 6.41 Blokové schéma laserové projekční soustavy, s(t) – modulační jasový signál, d(t) – rozkladový signál. .............................................................................................................. 266

Obr. 6.42 Princip konstrukce barevné televizní laserové projekční soustavy; L – laser, M – elektrooptický modulátor, X – selektivní polopropustné zrcadlo, Z – zrcadlo, ZX – selektivní zrcadlo, SR – rotující zrcadlo pro snímkový rozklad, RR – rotující polygonální hranol pro řádkový rozklad, P – projekční plocha. ........................................ 266

Obr. 6.43 Optická sestavy tiskárny Fujitsu; 1 – rotující polygon zrcadel, 2 – toroidální čočka, 3 – parabolické zrcadlo, 4 – rovinné zrcadlo, 5 – buben s fotocitlivým záznamovým médiem, 6 – laser, 7 – modulátor....................................................................................... 267

Obr. 6.44 Sestava elektrografické kontinuální tiskárny; L – laser, M – modulátor, P – polygonální hranol, X – pec pro tvrzení barviva, Z – světelný zdroj pro projekci kopírovaného obrazu, F – kopírovaný obraz, 1 – elektrody koronového výboje, 2 – vlna promítající reprodukovaný obraz, 3 – zásobník s barvivem, 4 – unášecí mechanismus papíru, 5 – světelný zdroj pro odstranění zbytkového náboje, 6 – čistící kartáč. ................................................................................................................................. 268

Obr. 7.1 Laterální dioda, struktura a převodní charakteristika......................................................... 270 Obr. 7.2 Bezpřechodový plošný snímač polohy............................................................................... 270 Obr. 7.3 Sestava rastrového snímače obrazu.................................................................................... 271 Obr. 7.4 Scanistor s dělenou bázovou vrstvou; 1 – dělící sběrnice, 2 - obecná sběrnice, 3 –

diskrétní prvky dělené báze, 4 – oblasti s velkým odporem. ............................................. 271 Obr. 7.5 Snímač obrazu využívající Suhlova jevu ........................................................................... 271 Obr. 7.6 Řádkový obrazový analyzátor využívající drift nevykompenzovaných nosičů náboje;

1,2 – ohmické kontakty, 3 – snímací přechod p – n........................................................... 272 Obr. 7.7 Pohyb domény silného pole v GaAs a konstrukce řádkového snímače s rozkladem

běžící doménou, 1 – substrát, 2 – polovodivá vrstva, 3, 4 – budící elektrody, 5 – vrstva fotoodporu, 6 – izolační vrstva................................................................................ 273

Obr. 7.8 Obrazový měnič s optickým snímáním; 1 – aktivní fotoelektrická vrstva intrizického polovodiče, 2 – vrstva fotoodporu, 3,4 – transparentní elektrody, 5 – příčně vodivá vrstva, 6 – snímací paprsek. ............................................................................................... 273

Obr. 7.9 Struktura maticového analyzátoru obrazu; 1 – generátor rozkladového signálu, 2 – obvody sběru obrazového signálu, 3 – výstup obrazového signálu, 4 – struktura elementárního detektoru..................................................................................................... 274

Obr. 7.10 Struktura fotoodporového maticového obrazového snímače. ............................................ 274 Obr. 7.11 Náhradní schéma prvků fotoodporového maticového snímače; a) schéma, b) průběh

vybavovacích impulsů a výstupního signálu při různém osvětlení.................................... 275

Page 303: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

Optoelektronické soustavy v technice snímání neelektrických veličin

303

Obr. 7.12 Principy struktur polovodičových snímačů obrazu; a) náhradní schéma maticového prvku diodového snímače, b) náhradní schéma prvku matice fototranzistorů, c) struktura fototranzistorové matice, d) tranzistor MIS jako fotodetektor s integrací, e) struktura velkoplošného prvku snímací matice MOS, f), g) struktura řádku snímače CCD, h) řez sloupcem snímače CCD, trojtaktní přenos náboje, i) matice CCD s řádkovým rozkladem....................................................................................................... 276

Obr. 7.13 Struktura prvku s injekcím náboje, a) hromadění náboje, b) přenos náboje pod elektrodu, c) injekce nábojů do položky při čtení.............................................................. 277

Obr. 7.14 Blokové schéma interferenčního laserového dálkoměru; 1,2 – pevné a proměnné rameno Mach-Zehnderova interferometru......................................................................... 278

Obr. 7.15 Blokové schéma modulačního fázového dálkoměru. ........................................................ 279 Obr. 7.16 Blokové schéma fázového dálkoměru s mulovou indikací a fázovou kompenzací........... 280 Obr. 7.17 Princip impulsního dálkoměru........................................................................................... 282 Obr. 7.18 Princip stranového dopplerovského radiolokátoru se syntetizovanou aperturou............... 282 Obr. 7.19 Průběhy signálů stranového lokátoru využívajícího KOP; a) film exponovaný

vstupním signálem při odrazu od bodového objektu, b) průběh frekvence vysílaného signálu................................................................................................................................ 283

Obr. 7.20 Vyhodnocení záznamu fázového signálu stranového lokátoru; a) fokusační vlastnosti záznamu bodového objektu, b) korekce a vyhodnocení záznamu pomocí KOP. .............. 284

Obr. 7.21 Optická sledovací soustava s rotujícím listem; a) blokové schéma a průběhy fázové a kmitočtové modulace vysílaného záření, b) kruhový pohyb osy rotujícího listového svazku a směrové úhly ϕ svazku protínajícího sledovaný objekt, c) translační pohyb středu cyklického pohybu osy listu zmenšující absolutní hodnotu polohového vektoru rr ........................................................................................................................................ 284

Obr. 7.22 Nekoherentní optické sledovací soustavy pro noční vidění; a) aktivní, b) poloaktivní. .... 285 Obr. 7.23 Obrazové převaděče; a) elektroluminiscenční, b) vakuový. .............................................. 286 Obr. 7.24 Kanálkový zesilovač obrazu; 1 – polovodičová fotoodporová vrstva, 2 –

transparentní elektrody, 3 – kanálková deska, 4 – elektrochromní vrstva.. ....................... 286 Obr. 7.25 Interferenční oblasti generované dvěma kolimovanými koherentními svazky a dvěma

rozbíhavými kulovými vlnoplochami.. .............................................................................. 287 Obr. 7.26 Holografická sestava pro sledování deformací interferometrií v reálném čase a

dvojexpoziční metodou...................................................................................................... 288 Obr. 7.27 Konturování objektů; a) princip, b) dvojexpoziční metoda s pohybem zdroje, c)

systém interferenčních oblastí dvou blízkých bodových zdrojů, d) záznam při dvou frekvencích. ....................................................................................................................... 289

Obr. 7.28 Dvojvrstvý hologram; a) princip záznamu, b) rekonstrukce bez kontur, c) rekonstrukce s konturami v reálném čase. ......................................................................... 290

Obr. 7.29 Kmitající membrána a její obraz vytvořený rekonstrukcí hologramu s časovou integrací. ............................................................................................................................ 291

Page 304: OPTOELEKTRONIKA - umel.feec.vutbr.cz · Již mnoho desítek let stojí elektronika, jako prostředek řešení většiny rozhodujících úloh vědecké a technické praxe,

OPTOELEKTRONIKA

304

Seznam tabulek Tab. 1.1. Přehled rozsahu elektrooptiky ................................................................................................. 8 Tab. 2.1. Dělení oboru optického záření .............................................................................................. 15 Tab. 3.1. Charakteristické hodnoty minima útlumu a disperze pro perspektivní druhy skel. .............. 79 Tab. 3.2. DHS injekční laser. ............................................................................................................... 89 Tab. 3.3. Vlastnosti laboratorních vzorků PIN diod, pozn. H - hranově ozařovaná.......................... 118 Tab. 3.4. Vlastnosti laboratorních vzorků lavinových diod................................................................ 120 Tab. 4.1. Přehled přenášených signálů. .............................................................................................. 157 Tab. 4.2. Transportní optické kódy..................................................................................................... 158 Tab. 4.3. Vlastnosti laserových diod. ................................................................................................. 167 Tab. 4.4. Konstrukční charakteristiky telekomunikačních přenosových systémů pro 8, 34, 140 a

565 Mbit/s fy Siemens. ...................................................................................................... 178 Tab. 4.5. Perspektivy vláknových spojů............................................................................................. 181 Tab. 4.6. Číslicové přenosové systémy se světlovodnými kabely...................................................... 182 Tab. 5.1. Možnosti realizace spínačů jednotlivými technologiemi. ................................................... 196 Tab. 5.2. Základní vztahy ve dvojrozměrné Fourierově transformaci. .............................................. 198 Tab. 6.1. Některé typy optických diskových pamětí. ......................................................................... 246 Tab. 6.2. Srovnání vlastností a charakteristik nejrozšířenějších typů indikátorů (dosahovaných

v letech 1980 – 1985)......................................................................................................... 264 Tab. 6.3. Srovnání některých fyzikálních principů z hlediska vhodnosti pro konstrukci ploché

obrazovky; označení: + lehce dosažitelné, - obtížně dosažitelné....................................... 265 Tab. 7.1. Některé charakteristiky maticových rozkladových elektrod pro barevné televizní

kamery................................................................................................................................ 277 Tab. 7.2. Srovnání metod holografické interferometrie. .................................................................... 291