Componenti passivi

COMPONENTI OTTICI PASSIVI
Connettori ottici
ferula
codino di cavo
connettore
bussola
Connettori ottici
I connettori ottici sono necessari quando è richiesta elasticità nella
giunzione delle fibre, ad esempio nei telai di centrale o alla borchia
d’utente. Caratteristiche importanti di un buon connettore sono bassa
attenuazione (decimi di dB), elevata attenuazione di riflessione (da 30 dB
sino a 50 dB con connettori tipo PC, 60-70 dB con connettori tipo APC) ,
stabilità nel tempo, ottica e meccanica, elevata affidabilità.
La tecnica più diffusa fa uso di ferule, che contengono le fibre da
connettere e che sono, a loro volta, inserite in una bussola; il tutto con
adeguate tolleranze di lavorazione. In particolare, il diametro del foro
della ferula deve essere uguale al diametro della fibra priva del
rivestimento primario, con tolleranze di frazioni di mm.
Una volta posizionate le fibre, le facce sono lucidate accuratamente. Come
già detto, onde evitare riflessioni fibra-aria, le fibre sono a contatto (PC,
Physical Contact), con superfici lievemente convesse delle facce; migliori
prestazioni si ottengono con facce oblique (APC, Angled Physical
Contact)
Connettori ottici
E2000
Chiave
FC
Ferula
Componenti passivi
I componenti passivi operano direttamente nel dominio ottico per
suddividere (split) e combinare segnali ottici.
Tra essi si ricordano gli accoppiatori N  N, i power splitter, gli star
coupler; tali componenti possono essere realizzati in fibra o tramite guide
ottiche planari (Niobato di Litio - LiNbO3 - o Fosfuro di Indio - InP).
Per lo più, tali componenti sono varianti dello star coupler, che può
svolgere funzioni di splitter e combinatore.
In linea generale, uno star coupler combina i segnali presenti su più
fibre di ingresso e li suddivide tra più fibre di uscita.
Così, ad esempio, ognuna della N uscite può ricevere un N-simo delle
potenze presenti in corrispondenza a ciascuno degli ingressi.
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
L’accoppiatore passivo 2  2 è il più semplice componente della categoria
degli accoppiatori N  M , in generale ad N ingressi ed M uscite.
Comunemente, l’accoppiatore 2  2 è realizzato con la tecnica detta
“fused-fibre”, avvolgendo assieme, portando al rammollimento e
comprimendo due fibre monomodali, cosicchè esse siano fuse per una
lunghezza W.
La potenza di ingresso a ciascuna fibra, P0 , è suddivisa tra la potenza P1
che continua a propagarsi nella stessa fibra, e la potenza P2 che si
propaga nell’altra fibra; la potenza riflessa in ingresso (P4 ) e quella
accoppiata sull’altra fibra di ingresso (crosstalk P3 ), devono essere molto
basse (dell’ordine dei 60 dB sotto P0 ).
La graduale riduzione delle dimensioni (“tapered region”) delle fibre
terminali è necessaria per ridurre le riflessioni.
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
P0
P1
P4
P2
P3
Tapered region L
zona di
Tapered region L
accoppiamento W
L’entità dell’accoppiamento dipende dall’estensione della regione di
accoppiamento, dalla riduzione del raggio della fibre in tale regione, dalla
differenza dei raggi delle fibre, sempre in tale regione.
Indicando con k il coefficiente di accoppiamento, che dipende dalla
lunghezza d’onda, per una lunghezza z, se le fibre hanno identici diametri
del core e se le perdite sono nulle, P2 = P0·sin2(k z), P1 = P0·cos2(k z).
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
La caratteristica di trasmissione degli accoppiatori può ricavarsi a
partire dalla teoria dei modi accoppiati.
Tale teoria esamina le modalità con cui un modo elettromagnetico, di
ampiezza a(z) si accoppia ad un altro modo, di ampiezza b(z), relativo
alla medesima struttura guidante del primo modo, o, più di frequente,
ad una struttura guidante adiacente.
La teoria qui presentata è una semplificazione del problema teorico, di
per sé in generale molto complesso, ed offre una soluzione semplice e,
tuttavia, accettabile in pratica, almeno se i modi in esame sono
debolmente accoppiati, ovvero se le due strutture guidanti sono esse
stesse debolmente accoppiate o reciprocamente “abbastanza” lontane.
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Con riferimento alla figura, i modi sulle due guide d’onda abbiano
ampiezza a(z) e b(z), rispettivamente, all’ascissa z; siano, inoltre, b1 e b2
le costanti di propagazione dei due modi in assenza di accoppiamento.
a(z)
a(z+ z)
b(z)
b(z+ z)
z
z+z
Riguardo al secondo modo, se non vi fosse accoppiamento, l’ampiezza
relativa all’ascissa z+ z sarebbe b(z+z) = b(z)e –jb2z; indicando con k21 il
coefficiente di accoppiamento, si ha, invece, b(z+z) = b(z)e-jb2z + k21a(z)z.
Similmente, per il primo modo, se il coefficiente di accoppiamento è k12 , si
ha, globalmente, a(z+z) = a(z)e-jb1z + k12b(z)z.
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
In forma di sistema differenziale, si ha, quindi ( si noti che si è supposto,
in prima approssimazione, nulla la costante di attenuazione per i due
modi, approssimazione lecita in dispositivi generalmente di dimensioni
limitate),
a(z)

a(z

dz)

a(z)

dz  a(z)  1  jβ1 dz   κ 12  b(z) dz

z

b(z  dz)  b(z)  b(z) dz  b(z)  1  jβ dz   κ  a(z) dz
2
21

z
ovvero
 a(z)
 z   ja(z)  β1  κ 12  b(z)

 b(z)   jb(z)  β  κ  a(z)
2
12
 z
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Nel caso dell’accoppiatore 2  2 si ha, quindi, indicando con V e W le
ampiezze dei due modi elettromagnetici accoppiati,
V
  j β V  κ 12 W
z
W
  j β W  κ 21 V
z
in cui k sono i coefficienti di accoppiamento, indipendenti dall’ascissa
z; tali coefficienti di accoppiamento dipendono dalle costanti di
propagazione nelle due fibre (parametro b ), dal gap geometrico tra le
fibre stesse, dall’esponente di attenuazione tra i core delle due fibre e
dalle configurazioni trasverse del campo e.m..
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Inoltre, per la conservazione dell’energia, si deve avere, trattandosi in
questo caso di propagazione co-direzionale



V z  V  z   W z   W  z   0
z
da cui si ottiene


V  z    j β V  κ 12 W   V z   j β V z   κ 12 W  z  




W  z  - j β W z   κ 21 V z    W z  j β W  z   κ 21 V  z  
 j β V
- j β W
2
2

z V z    j β W z 


 κ 12 V  z   W z   j β V  κ 12 V z   W  z  

2
 κ 21 W 
2

 κ 21 W z V  z   0

Tale condizione è verificata se e solo se k12 = - k21*.
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Posto, quindi, V = X(z) e-jb z, W = Y(z) e-jb z, poiché non vi sono ragioni per
un cambiamento di costante di propagazione, si ottiene
X
 jβ X   j β X  κ Y
z
ovvero,
X
 κY
z
Y
  κ X
z
Y
 jβ Y   j β Y  κ  X
z
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
La risoluzione del sistema di equazioni indicato è particolarmente
semplice; derivando, si ottiene
 2 X z 
 Y z 
2

κ


κ
 X z 
2
z
z
 2Y z 
2
  X z 


κ


κ
 Y z 
2
z
z
Le soluzioni sono, per X(z) o Y(z) del tipo e ± j |k| z. Se la lunghezza della
zona di accoppiamento è L, le condizioni al contorno sono X(0) = 1
(normalizzata), Y(0) = 0 (l’accoppiamento inizia da z = 0).
Posto, allora
X(z) W  e
jk z
 (1  W)  e
jk z
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Si ponga tale soluzione generica nella relazione
 X z 
 κ Y z 
z
e, ricavato Y(z), lo si ponga uguale a 0 per z = 0; si ottiene W = 0.5, col che
X z   cos  κ z 
Y z   
κ
κ
sin κ z 
Riguardo al valore di k, per simmetria i coefficienti di accoppiamento tra
le due guide d’onda devono essere uguali, e dovendo, per la
conservazione dell’energia, essere anche l’uno il negativo del complesso
coniugato dell’altro, allora k = i , con  reale, quindi (notare la
periodicità di accoppiamento tra i due modi)
X z   cosγ z 
Y z   j sinγ z 
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
Da quanto trovato si ottiene,
PX (z)  P0  cos 2 γ z 
1
0.8
0.6
0.4
0.2
PY (z)  P0  sin 2 γ z 
PX /P0
PY /P0
1
z
2
3
4
5
6
Se z = L è tale che  L= p /2 si ha scambio completo di potenza tra i due
modi; se z = L è tale che  L= p /4 si ottiene uno splitter – accoppiatore al
50% (con segnali in quadratura, come già indicato).
Componenti passivi - Accoppiatore 2  2
1
0.8
0.6
0.4
0.2
PY /P0
PX /P0
1300 1350 1400 1450 1500 1550 1600 1650
Lunghezza d’onda nm
L’esempio mette in
evidenza lo sfasamento di
p/2 nell’accoppiamento
della potenza sulla fibra
di ingresso tra le due fibre
di uscita in funzione di l.
Star Coupler
La funzione fondamentale di tutti gli star coupler è quella di
combinare le potenze da N ingressi e dividerle equamente tra le M
uscite.
Tra le tecniche impiegate per realizzare tali accoppiatori, la fused
fibre, le tecnologie micro-ottiche, l’ottica integrata; la tecnica fused
fibre è poco efficace per N > 2 essendo difficile controllare
l’accoppiamento in potenza tra molte fibre durante il
rammollimento e la compressione.
Idealmente, in tale accoppiatore, la potenza ottica da ciascun
ingresso si divide equamente tra tutte le uscite; in un accoppiatore
N  N, il rapporto di potenza in uscita è, quindi, 1/N.
Alternativamente, se N = 2h, gli accoppiatori si possono realizzare
ponendo in cascata più accoppiatori a 3 dB, come mostrato di
seguito.
Star Coupler
l1
l2
l3
l4
l5
l6
l7
l8
l1 , l2 .. l8
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
Accoppiatore
a 3dB
l1 , l2 .. l8
Realizzazione, scalabile, di star coupler 8  8 tramite interconnessione di
accoppiatori da 3 dB. Sono evidenziati, nell’esempio, gli accoppiatori 44.
L’attenuazione, idealmente, è 9 dB per porta. Inconvenienti di tale tecnica:
il numero delle porte N é 2h; grande numero di componenti se N è grande.
Star Coupler
Optical Switch
Le tecnologie in ottica integrata che permettono di realizzare guide ottiche
planari, ad esempio in Niobato di Litio (LiNbO3 ) oppure in Fosfuro di
Indio (InP), consentono la realizzazione di switch elettro-ottici basati
sull’effetto Pockels.
In questo caso i segnali alle uscite del dispositivo, ad esempio in un switch
in LiNbO3 , sono controllati mediante l’applicazione di una opportuna
tensione agli elettrodi, in modo tale da selezionare una sola delle due
uscite, X oppure Y,
PX (L)  P0  cos 2 γ L
PX /P0
1
0.8
0.6
0.4
0.2
PY /P0
p/2
L
PY (L)  P0  sin 2 γ L
Ad esempio, per L=0, ovvero tensione applicata
nulla, si otterrà PY (L)=0 e PX (L)=P0 , ovviamente a
meno di una determinata perdita di inserzione del
dispositivo (tipicamente dell’ordine del dB), mentre,
applicando una tensione esterna tale per cui L=p/2
si otterrà la condizione opposta, ovvero PX (L)=0 e
PY (L)=P0 .
Optical Switch
Esempio di switch elettro-ottico
2x2 in LiNbO3
Filtri ottici
I filtri ottici devono selezionare un prefissato canale ottico in ricezione
(ad esempio, in sistemi WDM).
La banda del filtro deve essere abbastanza larga da permettere di
selezionare tutto lo spettro ottico del canale desiderato, ma abbastanza
stretta da eliminare gli spettri ottici dei canali adiacenti, cause di
interferenza.
I filtri ottici si basano su meccanismi selettivi in lunghezza d’onda,
tipicamente interferenza o diffrazione, ulteriormente articolati secondo il
particolare schema di realizzazione.
Più in dettaglio, un filtro dovrebbe avere: ampio intervallo di
sintonizzabilità, diafonia (crosstalk) da canali adiacenti trascurabile,
buona velocità di sintonizzazione, bassa perdita di inserzione,
insensibilità alla polarizzazione, elevata stabilità verso i parametri
ambientali e le sollecitazioni meccaniche.
Filtri ottici - Filtri Fabry Perot
I filtri Fabry Perot sono filtri interferometrici, composti da una cavità
(con indice di rifrazione ng), terminata da due specchi molto riflettenti; la
lunghezza della cavità, e quindi la frequenza di risonanza, è controllabile
elettronicamente tramite un trasduttore piezoelettrico, come mostrato in
figura.
Le lunghezze d’onda di risonanza,
la differenza frequenziale tra due
Cristallo piezoelettrico
picchi di trasmissione (Free
d
Spectral Range - FSR) ed il
rapporto tra quest’ultima e la
specchi
fibra
banda (finesse) sono date da
Cristallo piezoelettrico
2 π 2 d ng
2 L ng
 2m π  λ
λ
m
R è il coefficiente di riflessione,
c
c
Δf
π R
f



riferito al campo elettrico.
λ 2 L ng
B
1 R
Filtri ottici - Filtri Fabry Perot
Infatti, la funzione di trasferimento in potenza di un sistema con (infinite)
riflessioni successive, di valore R, riferite al campo, a distanza d, con
indice di rifrazione ng , nell’intorno della frequenza di risonanza, dopo
normalizzazione a valore massimo unitario, è data, in approssimazione
quadratica dalla seguente espressione, da cui si ricava la banda (doppia
semibanda attorno al valore di picco)
H f 
 2 d ng 2 π f

1  R

 1  
c 1  R 
 2 d ng 2 π f 
2


1  R  2 R cos
c


2
2
2

0.1 c (1  R)
 R  B f3dB 
d ng R

Tali filtri hanno banda stretta (finesse F dell’ordine di 100, riflettività del
97%) e una capacità di sintonia ampia (ad esempio, range di 100 canali,
ciascuno con una banda di qualche GHz); i trasduttori piezoeletrici
rendono i dispositivi piuttosto lenti (tempi di sintonia di circa 100 ms).
Filtri ottici - Filtri Fabry Perot
A titolo di esempio, si mostra la funzione di trasferimento in potenza di
un sistema con (infinite) riflessioni successive, di valore R, riferite al
campo, a distanza d = 100 mm, con indice di rifrazione 1, nell’intorno
della III finestra, con due valori del coefficiente di riflessione.
f (THz)
dB -5
-10
-15
-20
-25
-30
-35
-40
10.5
11
11.5
R = 97%, 98%
12
12.5
Si noti
l’influenza del
valore di R
sulla finesse
del dispositivo.
Filtri ottici - Filtri Fabry Perot
Filtri sintonizzabili del tipo Fabry Perot possono essere realizzati
impiegando cristalli liquidi all’interno della cavità risonante, posti tra le
due estremità delle fibre; applicando una tensione ai capi del cristallo, è
possibile variare l’indice di rifrazione, con conseguente sintonizzazione.
Impiegando opportuni tipi di cristalli liquidi, è possibile raggiungere tempi
di sintonia dell’ordine dei 10 ms; tali dispositivi hanno, in III finestra, un
tuning range dell’ordine delle decine di nm, con bande dell’ordine dei
decimi di nm.
Esempio di filtro Fabry-Perot
sintonizzabile basato su fibra ottica
singolo-modo (FFP-TF, Filter FabryPerot-Tunable Filter)
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
Il grating è un elemento importante ove si voglia combinare o separare
differenti lunghezze d’onda. Si tratta di una struttura periodica di
perturbazioni in un materiale, che ha la proprietà di trasmettere o
riflettere la luce a secondo della lunghezza d’onda; pertanto, il grating
può essere classificato o come grating trasmittente o riflettente.
La figura definisce i parametri più rilevanti di un grating a riflessione:
i è l’angolo di incidenza del fascio ottico, d è l’angolo di diffrazione,
L il periodo del grating,
d
i
La condizione di somma in fase dei fasci ottici
diffratti è, se i = d , 2L·sin(i ) /(l/ng) = m ;
se i = p/2, la condizione diventa 2L·ng/l= m,
ovvero l= 2L·ng/m.
L
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
L
Accoppiamento (riflessione) per
λ
2  Λ  ng
m
m intero

ng indice di rifrazione del materiale
Il dispositivo è basato sullo scattering di Bragg ( nel caso mostrato in
figura si ha scattering con i = p/2 ); il reticolo, grating, costruito su
una guida ottica, genera, ad ogni discontinuità, una piccola riflessione.
Se la lunghezza d’onda della radiazione é pari a metà (a un quarto, ..)
della distanza tra due consecutive discontinuità del reticolo, tutte le
riflessioni si compongono in fase e la riflessione globale dovuta al
reticolo è alta; altrimenti, la riflessione globale è, di fatto, assente.
Il reticolo, in sintesi, é un filtro a riflessione: la frequenza centrale,
indicata in precedenza, è controllata dal periodo di grating; la banda è
funzione dell’intensità del grating e del chirp del periodo di grating.
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
Il grating può essere ottenuto mediante incisione in fibre ottiche
fotosensibili, impiegando ad es. laser UV. La struttura del grating in fibra
è mostrata schematicamente in figura; L è la lunghezza del grating;
l’incisione del grating causa la variazione spaziale (longitudinale)
dell’indice di rifrazione, del tipo n(z) = n + n cos(kz), con n/n <<1.
La struttura riflette tutte le onde luminose che “soddisfano la condizione
di Bragg”, già indicata; le successive riflessioni si combinano in fase se
2L = l/n, ove L è il periodo del grating e l/n la lunghezza d’onda effettiva
nel mezzo; se lB è la lunghezza d’onda che soddisfa le condizioni di
Bragg, la costante di propagazione a tale lB è bB = 2p / lB = p/L .
L
L
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
Si deve esaminare la propagazione di onde luminose in tali strutture, ove é
presente un’onda diretta, V = V(z)e -jb z, e un’onda riflessa, R = R(z)e jb z.
Si hanno, con ipotesi semplificative, le seguenti equazioni di modi
accoppiati, nelle quali l’entità dell’onda riflessa prodotta all’ ascissa z è
proporzionale alla variazione locale dell’indice di rifrazione (in
particolare, k  n; il coefficiente e ±j(2p/L)z è necessario per tener conto
delle diverse velocità di propagazione delle due onde contro-propaganti).
Ad una variazione dell’onda diretta corrisponde una simile variazione
dell’onda riflessa, come è usuale nelle riflessioni sulle linee trasmissive;
con le solite ipotesi semplificative, le equazioni dei modi accoppiati che
regolano il processo possono essere poste nella forma
V
  j β V  κ R e  j 2 π/Λ  z
z
R
 j β R  κ  V e j 2 π/Λ  z
z
I coefficienti di
accoppiamento sono
l’uno il complesso
coniugato dell’altro
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
Per verificare la correttezza di tali equazioni, si consideri che si ha
propagazione contro-direzionale: l’energia fluisce irreversibilmente
dall’onda che si propaga in avanti all’onda retrodiffusa; pertanto, per la
conservazione dell’energia, si deve avere



V z  V  z   Rz   R  z   0
z
ed infatti, nel caso in esame,




R z   j β Rz   κ V z  e    Rz  - j β R z   κ V z  e   
V  z    j β V  κ R e  j  2 π/Λ z  V z   j β V z   κ  R z  e j  2 π/Λ z 




j 2 π/Λ z

- j 2 π/Λ z
 j β V  κ V z  Rz e   j β V  κ V z  R z e
 j β R  κ R z V z e  - j β Rz   κ Rz V z e

2
2


 j  2 π/Λ z
j  2 π/Λ z

2
2
j  2 π/Λ z



 0
- j  2 π/Λ z
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
Si ponga, allora, V = X(z) e-j(p / L) z, R = Y(z) e jp / L) z, col che la costante di
propagazione cambia a causa dell’accoppiamento tra modi, quindi
X
π
 j X   j β X  κY
z
Λ
Y
π
 j Y  j β Y  κ X
z
Λ
ovvero, ponendo d = b – bB , dissintonia rispetto a bB
X
  j  β  βB  X  κ Y   j δ X  κ Y
z
Y
 j  β  β B Y  κ  X  j δ Y  κ  X
z
Filtri ottici sintonizzabili - Filtri basati sul grating
Da cui, con riferimento a X(z), si ottiene
2 X
X
Y





j
δ

κ


j
δ

j
δ
X

κ
Y

κ
j
δ
Y

κ
X 
2
z
z
z



 2 X z 
2
2

κ

δ
 X z 
2
z
e, similmente, per Y(z)
2 Y
Y
  X


 j δ X  κ Y 

j
δ

κ

j
δ
j
δ
Y

κ
X

κ
2
z
z
z



 2 Y z 
2
2

κ

δ
 Y z 
2
z


Filtri ottici sintonizzabili - Filtri basati sul grating
Le equazioni risolutive sono, quindi,


 2 X z 
2
2

κ

δ
 X z 
2
z


 2 Y z 
2
2

κ

δ
 Y z 
2
z
Per |d | < k, la soluzione è di tipo esponenziale, ovvero K·e-(|k |^2 – d^2)z,
con attenuazione dell’onda che si propaga in avanti, e, al contrario,
incremento dell’onda che si propaga all’indietro per successive
riflessioni (per |d | > k l’onda diretta non si attenua).
In tale intervallo, il dispositivo si comporta, quindi, come un filtro a
riflessione; la banda è d = b – bB = 2 p (1/l – 1/lB) = 2 k.
Filtri ottici - Filtri basati sul grating
A partire dalla soluzione delle equazioni precedenti, è possibile
determinare la funzione di trasferimento del filtro che, nel caso specifico
di grating, è espressa dalla riflettività G 2 in potenza, mostrata in figura in
funzione del rapporto |d/k| .
10 log10 G 2 dB
0.5
-2
-4
1
1.5
k L = 3,2,1
-6
-8
-10
d / k 
2
2.5
3
All’aumentare del
valore di k aumenta la
riflettività ma,
corrispondentemente, la
banda del filtro (d )
diventa più grande: il
filtro è meno selettivo.
Filtro ottico grating: possibili applicazioni
Molte sono le possibili applicazioni di tali filtri a riflessione. Un
esempio, per la realizzazione di un sistema ottico di add&drop
(OA&D, Optical Add & Drop), è mostrato di seguito
l1 , l2 , ….lN
Circolatore
ottico
Circolatore
ottico
l1 , l2 , ….lN
Filtri a riflessione di
tipo grating a li , lj ,
lk
multiplexer
demultiplexer
li , lj , lk
li , lj , lk
Filtri ottici – tecnologie possibili e confronti
tipo
Insertion loss
Fiber Fabry Perot
(FFP)
 2 dB
125 MHz – 800
Banda
GHz (1pm–7 nm) C/L/S/C+L
100 ms
Piezoelectric
Technology
Liquid crystal Fabry
Perot
 3 dB
0.05 nm – 10 nm
100 nm
10 ms
Crystal orientation
< 0.1 nm
~ 4 nm
50 ns/1ms
Electro/Thermo
Optic
Cascaded Mach
LiNbO3 19dB
Zehnder Interferometer Silice 1 dB
Banda (3dB)
Tuning range Tuning speed Tuning mechanism
Fibre Grating Bragg
(FGB)
~ 0.1 dB
< 0.2 nm
< 10 nm
2 ms
Temperature,
stretching
Acousto Optic Tunable
Filter (AOTF)
4 dB
< 0.4 nm
~ 150 nm
10 ms
Acousto-Optic
Electro Optic Tunable
Filter (EOTF)
4 dB
~ 0.6 nm
~ 10 nm
~ ns
Electro-Optic
Arrayed Waveguide
Grating (AWG)
< 5 dB
< 0.2 nm
~ 40 nm
ms
Thermo-Optic
Ring resonator
3 dB
~ 0.2 nm
25 nm
ms
Temperature
Isolatori ottici
La qualità delle trasmissioni ottiche, specie ad alta velocità, è, tra l’altro,
correlata alla stabilità dello spettro ottico dei laser; tale stabilità è
normalmente preclusa in presenza di riflessioni, che possono perturbare il
funzionamento del laser, che è estremamente sensibile alle riflessioni.
Al riguardo, anche minime riflessioni (attenuazioni di riflessione maggiori
di 30 dB) sono in grado di destabilizzare il laser, con allargamento dello
spettro, salti di modo, incrementi del rumore di intensità (RIN), etc.
Le riflessioni lungo le linee ottiche sono, inoltre, in grado di provocare
disturbi di intermodulazione nei sistemi SCM (Sub Carrier Multiplexing),
talché le attenuazioni di riflessione devono essere maggiori di 60 – 70 dB.
Riflessioni ottiche possono, inoltre, degradare le prestazioni degli
amplificatori a fibra attiva.
Per tutte questi, ed altri motivi, si deve disporre di efficaci isolatori ottici.
Isolatori ottici
Un isolatore ottico è un dispositivo non reciproco, a due porte, che,
idealmente, lascia passare inalterato un fascio ottico in una direzione,
bloccandolo nella direzione opposta, come mostrato schematicamente.
Pin
PB
Pout
PR
10  log10
Pin
Pout
PR
10  log10
PB
perdita di inserzione
attenuazione di isolamento
Gli isolatori sono basati sull’effetto Faraday in base al quale è possibile
ruotare il piano di polarizzazione della luce in certi materiali esposti a
campi magnetici; alle lunghezze d’onda di interesse (1300–1550 nm) si
impiegano cristalli YIG (Yttrium Iron Garnet, Y3Fe5O12 ).
La rotazione è non reciproca: avviene sempre nello stesso senso rispetto
ad un riferimento fissato (la rotazione dipende dalla direzione del campo
magnetico e non dalla direzione del fascio ottico).
Isolatori ottici
Si mostra un tipo di isolatore che opera con qualunque stato di polarizzazione.
P1
R
P2
Nella direzione “pass”, dopo la collimazione (prima lente), il fascio ottico
incontra il prisma P1, birifrangente, con asse ottico perpendicolare alla
direzione di propagazione, che scompone il fascio ottico in due fasci
linearmente polarizzati, con piani ortogonali tra loro (raggio ordinario e
straordinario); tali fasci sono rifratti con angoli lievemente differenti.
Il rotatore di Faraday R ruota entrambi tali fasci di 45°; il secondo
prisma, P2 , è identico al primo, ma ruotato di 45°; i due fasci sono quindi
rifratti con angoli complementari rispetto al primo prisma, e riemergono
paralleli tra loro, rifocalizzati sulla fibra di uscita.
Isolatori ottici
P1
R
P2
Nella direzione “di blocco”, i due fasci scomposti dal prisma P2 e ruotati
di 45° in senso opposto al precedente caso, si ritrovano, al prisma P1 , in
posizione scambiata, da ordinario a straordinario e viceversa, e subiscono,
pertanto, una ulteriore diffrazione.