Оптоэлектроника - Карих Е.Д.
Скачать (прямая ссылка):
knp sin в0 = kny sin в. (12.3)
Так как np > Пу, данное условие может быть выполнено путем подбора такого угла падения в 0 возбуждающего пучка, при котором угол луча в
внутри волноводного слоя будет равен углу распространения одной из волноводных мод. Индекс моды можно изменять, задавая новый угол падения излучения на призму таким, чтобы он соответствовал углу распространения той моды, которую необходимо возбудить.
По мере накопления энергии в моде при ее распространении под призмой увеличивается обратный выход излучения в призму. Поэтому существует некоторая оптимальная длина основания l, при которой происходит передача максимальной части энергии падающей волны в волновод. Правый край пучка должен попадать строго в угол призмы (рис. 12.1). Если он будет сдвинут правее, то часть энергии падающего пучка не попадет в волновод, если левее - то часть энергии волноводной моды вследствие путем оптического туннелирования возвратится в призму. Из этих же соображений следует, что призменный элемент связи может быть использован и для вывода излучения из волновода.
Несмотря на высокую эффективность рассмотренного метода, его практическая реализация противоречит основной идее интегральной оптики, согласно которой все оптические элементы должны быть не объ-
74
PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com
емными, а тонкопленочными. Концепции планарности удовлетворяет дифракционный способ ввода-вывода излучения в плоский волновод.
Дифракционный элемент связи представляет собой систему близкорасположенных штрихов (гофров) на поверхности волновода, образующих фазовую дифракционную решетку (рис. 12.2). Световая волна, падающая на решетку под углом в0, за счет дифракции дает начало нескольким волнам в слое с постоянными распространения
в = k
V
- ¦ а ^
nc sin в0 + m —
Л у
m = ±1, ± 2,
(12.4)
Изменяя в0 , можно добиться равенства угла дифракции волны первого порядка (m = ±1) углу распространения одной из волноводных мод:
k
nc sin в0 ± — c 0 Л у
V
= knj sin в.
(12.5)
Плюс в этой формуле соответствует возбуждению волны, в направлении тангенциальной составляющей вектора k, а знак минус - волны, распространяющейся в противоположном направлении. Длина гофрированного участка должна быть примерно такой же, как ширина падающего пучка, причем правые края пучка и решетки должны совпадать.
Рис. 12.2. Возбуждение плоского волновода с помощью дифракционного элемента связи
Такой же элемент связи можно использовать и для вывода излучения из волновода. Как и метод туннельного возбуждения, дифракционный метод может обеспечить почти стопроцентную эффективность ввода излучения в плоские волноводы (экспериментально достигнутая эффективность туннельного возбуждения составляет около 90 %).
Связь между волноводами. Не менее важное значение, чем способы возбуждения волноводов, имеет проблема передачи излучения из одного волновода в другой. Рассмотрим один из наиболее широко используемых методов, основанный на эффекте оптического туннелирования.
Предположим, что на одной подложке сформированы два одинаковых полосковых волновода, отделенных друг от друга расстоянием d, меньшим чем длина волны излучения (рис. 12.3). В этом случае поле одного волновода будет проникать в другой за счет туннелирования. Если оба волновода по отдельности одномодовые, то число мод в структуре
75
PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com
из двух связанных волноводов будет равно числу волноводов в системе, в данном случае двум. Как в любой связанной системе, постоянные распространения этих двух мод (обозначим их вA и вB) отличаются от постоянной распространения в в уединенном волноводе. При этом постоянная распространения для симметричной моды A больше, чем для антисимметричной моды B (в a > в B) (рис. 12.3 а).
б
z
= 0 Pin 0
\
y
2
h.
z = lc
P
out
Рис.12.3. Модовая структура поля (а), схема передачи энергии (б) и конфигурация направленного ответвителя на основе двух связанных полосковых волноводов (б)
1
Если в плоскости z = 0 поля мод распределены так, как показано на рис. 12.3 а сплошными кривыми, то эти поля в волноводе 1 будут складываться, а в волноводе 2 вычитаться. Поэтому при z = 0 все излучение будет сконцентрировано в волноводе 1. По мере распространения света вдоль оси z между модами A и B возникает фазовый сдвиг, равный
Дф = ( в A - вв) l, (12.6)
где l - расстояние, пройденное светом в волноводе. Когда сдвиг фаз станет равным п, в волноводе 1 поля двух мод окажутся в противофазе, а в волноводе 2 - в фазе (сплошная кривая для моды A и пунктирная для моды B). Обозначая соответствующее расстояние lc, из (12.6) получаем:
lc =---П----- . (12.7)
c вл - вв
Таким образом, при z = lc поля мод будут вычитаться в волноводе 1 и складываться в волноводе 2. Это означает, что на расстоянии lc излучение полностью перейдет из волновода 1 в волновод 2 (рис. 12.3 б). Для того чтобы не произошла обратная передача энергии из волновода 2 в
76
PDF created with FinePrint pdfFactory Pro trial version http://www.fineprint.com
