C4-Guias de onda

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4. GUÍAS DE ONDA
Debido a efectos difractivos, los haces de luz van incrementando su sección transversal a
medida que viajan en el espacio libre. Estos efectos pueden corregirse mediante lentes, y de
hecho, los primeros sistemas de comunicaciones a través del espacio libre se basaron en el
uso de estos dispositivos para lograr transmitir el haz a distancias muy grandes. La
alternativa a esto es el empleo de conductos dieléctricos que confinan la luz y permiten que
viaje por grandes distancias con pérdidas mínimas. La óptica de ondas guiadas se encarga de
describir los fenómenos relacionados con estos conductos dieléctricos conocidos como guías
de onda. Las aplicaciones de este tipo de elementos van desde el desarrollo de sistemas que
permitan llevar la luz a lugares de difícil acceso, hasta el desarrollo de dispositivos ópticos
miniaturizados y opto electrónicos que requieran confinar un haz de luz para realizar su
función.
Las guías de onda se basan en el confinamiento de la luz, efecto que se logra mediante el
uso de dos medios con índice de refracción diferente. El medio con índice de refracción
menor (núcleo) se embebe en el medio con índice de refracción mayor (revestimiento o
cubierta); la luz queda confinada en el medio el núcleo debido a reflexión total interna. La
geometría de las guías de onda puede ser plana (slab, strip) o cilindrica, siendo esta última la
más utilizada (fibras ópticas).
4.1 Guías de onda planas
Las guías de onda plana con geometría rectangular son las más utilizadas en dispositivos de
óptica integrada. Para el análisis de la propagación de una onda en este tipo de dispositivos,
es conveniente iniciar considerando una guía de onda formada con dos espejos planos.
4.1.1 guías de onda planas con espejos.
Para el análisis de propagación en estas
guías
se
hacen
las
siguientes
consideraciones:
y
x
•
•
d
z
Espejos ideales (reflejan la luz sin
perdidas)
θ
Un haz de luz incide a un ángulo θ
en el espejo y la luz rebota
múltiples veces en los espejos sin perdidas de energía (la luz es guiada entonces en la
dirección z).
Modos en la guía de onda.
Muchos efectos importantes en esta guía de onda no son explicados por la óptica de rayos.
Para considerar estos efectos podemos asociar a cada rayo una onda electromagnética
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plana transversal (TEM). El campo electromagnético total será entonces la suma de
todas estas ondas.
Parámetros de la onda plana TEM:
•
Longitud de onda λ =
λ0
n
Numero de onda k = nk 0
c
• Velocidad de fase c = 0
n
Se considera además que la onda está polarizada en la dirección x y que su vector de onda
esta en el plano yz haciendo un ángulo θ con el eje z. Al igual que el rayo, la onda se refleja
en el espejo superior viajando a un ángulo - θ, luego es reflejada por el espejo inferior para
repetir el viaje inicial. La polarizacion de la onda no cambia en cada reflexión, además,
cada vez que se refleja, la onda sufre un cambio de fase de π. Esto asegura la condición de
frontera de que la suma de cada onda y su propia reflexión sea cero para que el campo total
en el espejo sea nulo.
•
Para obtener los modos de propagación en la guía de onda se utiliza la condición de auto
consistencia. Esta establece que después de reflejarse dos veces, la onda debe
reproducirse a si misma. Así, los modos pueden definirse como campos que mantienen la
misma distribución transversal y polarizacion a lo largo de todo el eje de la guía de
onda. Utilizando la óptica geométrica puede demostrarse que la relación de fase para la
condición de auto consistencia está dada por:
2π
λ
(2d sin θ ) = 2π (q + 1) = 2πm ,
m = 1,2,Κ
Los ángulos de rebote que satisfacen esta condición son entonces:
sin θ m = m
λ
2d
, m = 1,2,Κ
El campo asociado a cada uno de estos ángulos se conoce como el modo de orden m. De
aquí podemos ver que el modo con m=1 tiene el menor ángulo de rebote, mientras que para
valores de m mas grandes los ángulos son mas oblicuos.
La componente en y del vector de propagación esta limitada (cuantizada) a los valores
dados por:
k ym = nk 0 sin θ m =
2π
λ
sin θ m = m
π
d
, m = 1,2,Κ
Una onda guiada tendrá vectores de propagación con componentes (0, ky, kz) y (0, - ky, kz) y
la variación en la dirección z tendra entonces la forma exp(- j kz z). Las constantes de
propagación son entonces:
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β = k z = k cos θ ⇒ β m = k cosθ m ⇒ β m 2 = k 2 cos 2 θ m = k 2 (1 − sin 2 θ m )
Utilizando la condición de auto consistencia obtenemos entonces los valores de las
constantes de propagación de los modos:
βm2 = k 2 −
m 2π 2
d2
De aquí notamos que los modos de alto orden viajan con constantes de propagación menores.
Distribuciones de campo.
La amplitud compleja del campo total en la guía de onda es la superposición de dos ondas
planas TEM que rebotan en los espejos. Utilizando la condición de auto consistencia,
podemos escribir la amplitud compleja del campo como:
E x ( y, z ) = am u m ( y ) exp(− jβ m z ) ,
La distribución de campo para cada modo se ve en la figura. Podemos ver que los modos de
alto orden tienen mayores oscilaciones en la dirección y. Además, para todos los modos, el
campo es cero en los espejos y por lo tanto se satisfacen las condiciones de frontera.
Numero de modos en la guía de onda.
Utilizando los ángulos de rebote que satisfacen la condición de auto consistencia podemos
determinar el número de modos permitido en la guía de onda:
M=
•
2d
λ
(entero menor más cercano)
Este es el numero máximo de modos en que la onda puede viajar en la guía. Nótese que
esto depende de la fuente de excitación. A partir de aquí podemos establecer las siguientes
condiciones de operación:
•
2d
•
1<
λ
≤1
2d
λ
⇒ M = 0 , la guía no soporta ningún modo.
≤2
⇒ M = 1 , la guía soporta un solo modo (monomodal).
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•
λmax = 2d
⇒ υ min =
c
, longitud de onda (frecuencia) de corte de la guía de onda.
2d
Podemos ver que el número de modos aumenta con la frecuencia, o equivalentemente,
aumenta al reducirse la longitud de onda de la fuente de excitación.
Velocidad de grupo.
Un pulso de luz con frecuencia angular centrada en ω y constante de propagación β viaja a
una velocidad de grupo dada por:
v=
dω
dβ
Evidentemente, en estas guías de onda cada modo tendrá una velocidad de grupo distinta.
Considerando la constante de propagación y evaluando la derivada obtenemos:
vm = c cos θ m
Nótese que los modos de alto orden viajan a una velocidad menor dado que se retrasan
porque la trayectoria de zig-zag que siguen es más larga.
Campos multimodales.
Debe notarse que cualquier distribución de campo que satisfaga las condiciones de borde
será confinado en la guía de onda. La potencia óptica está distribuida entre todos los
modos de propagación. Además, durante la propagación, hay redistribución de energía
entre modos debido a que cada uno de estos viaja con distintas constantes de propagación
y a distintas velocidades de grupo. La potencia óptica a la salida de la guía será entonces
una combinación lineal de los modos soportados entre los cuales se distribuye la energía;
evidentemente, la potencia total será la suma de cada uno de estos modos.
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4.1.2 Guías de onda planas dieléctricas.
Una manera práctica para implementar una guía de onda plana es utilizando materiales
dieléctricos. La guía se forma utilizando materiales con índices de refracción diferentes, y la
luz se queda confinada por reflexión total interna. El principio de funcionamiento de estos
dispositivos
puede
explicarse
analizando una guía de onda con las
siguientes características:
•
•
•
Guía de onda simétrica
Materiales sin pérdidas
Núcleo rectangular de ancho d
con índice de refracción n1
rodeado por un revestimiento
con índice de refracción
menor n2.
Con referencia a la figura, podemos considerar que los rayos que hacen ángulos θ con el
eje z en el plano yz sufren reflexiones internas múltiples en la interfaz núcleo-revestimiento.
Esto se cumple siempre y cuando se satisfaga la condición:
θ < θc =
π
n 
n 
− sin −1  2  = cos −1  2 
2
 n1 
 n1 
Los rayos que cumplen con esta condición se propagan sin pérdidas en la dirección z. Los
rayos que inciden en la interfaz con ángulos mayores se refractan y eventualmente se pierden.
Análisis formal: solución del problema de valores en la frontera (ecuaciones de Maxwell).
Alternativamente: asociar a cada rayo una onda TEM e imponer la condición de auto
consistencia para obtener los ángulos de rebote, las constantes de propagación y las
distribuciones de campo.
Modos en la guía de onda.
Los parámetros de la onda en la región del núcleo son:
λ=
λ0
n1
, c1 =
c0
, k = ( 0, n1k0 sin θ , n1k0 cos θ )
n1
De igual manera que para las guías de onda con espejos, la condición de auto consistencia
se obtiene considerando de nuevo la diferencia de fases entre las ondas que debe ser cero o
múltiplos de 2π. A diferencia de las guías con espejos, el cambio de fase introducido por
cada reflexión interna (φr) depende ahora de la polarización de la onda y del ángulo de
incidencia. Puede demostrarse que para ondas TEM, la condición de auto consistencia está
dada por:
π   sin 2 θ c 
πd
tan 
sin θ − m  = 
− 1
2   sin 2 θ
 λ

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2
CONDICIÓN DE AUTOCONSISTENCIA
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Esta es una ecuación trascendental en una variable (sinθ), cuya solución proporciona los
ángulos de rebote θm de los modos de propagación. La solución gráfica de esta ecuación
muestra en las intersecciones estos ángulos (ver la siguiente figura). Para comparar, los
ángulos de rebote para guías de onda con espejos (φr=π) se muestran como círculos abiertos.
Podemos ver también que los ángulos de rebote se encuentran entre 0 y el complemento
del ángulo crítico, como se esperaba.
Constantes de propagación para cada modo:
β m = n1k0 cos θ m
Los rangos para los ángulos de rebote dan el rango de valores para las constantes de
propagación:
cos θ c =
n2
≤ cos θ m ≤ 1⇒ n2 k0 ≤ β m ≤ n1k0
n1
Número de modos.
El número de modos que soporta la guía de onda puede inferirse de la solución gráfica de la
ecuación trascendental de auto consistencia. Podemos ver que el valor máximo del ángulo
es el complemento del ángulo crítico, i.e.:
sin θ ≤ sin θ c
Nótese que el espaciamiento entre las curvas que son solución es λ/2d. El número de modos
(TE) es entonces:
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sin θ c
(entero mayor próximo)
M =&
λ
2d
Puede demostrarse además que:
g
M =2
d
λ0
NA (aumentar al entero mayor más cercano)
donde NA = ( n12 − n2 2 ) , es la apertura numérica de la guía de onda.
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2
Distribuciones de campo.
Para las guías de onda dieléctricas, existe una distribución de campo en la región del núcleo y
otra distribución para la región del revestimiento. Esto es debido a que las condiciones de
frontera son diferentes al caso de guías de onda de espejo; esencialmente se requiere que:
• El campo sea finito dentro en el núcleo
• El campo se atenúe en el revestimiento (campo evanescente)
El campo en el núcleo es entonces:
E x ( y, z ) = am u m ( y ) exp(− jβ m z ) , con β m = n1k0 cos θ m
La amplitud compleja es:
  2π sin θ m
cos 
λ
 
um ( y ) ∝ 

2π sin θ m
 sin 
λ



y  , m = 0, 2, 4,K

−

y  , m = 1,3,5,K

d
d
≤ y≤
2
2
Puede verse que el campo es armónico, pero no se anula en la frontera (i.e., en la interfaz
núcleo-revestimiento). Nótese también que los modos de orden superior oscilan a mayor
frecuencia.
En la región del revestimiento el campo debe igualarse con el del núcleo en la interfaz, y
debe atenuarse en el infinito (i.e., dentro de la región del revestimiento). Para encontrar la
distribución de campo que cumple con estas condiciones se utiliza la ecuación de Helmholtz.
Puede demostrarse que la solución es:
d

exp(−γ m y ) , y > 2
um ( y ) ∝ 
exp(γ y ) , y < − d
m

2
El coeficiente de extinción γm puede expresarse como:
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 cos 2 θ m 
− 1
γ m = n2 k0 
2
 cos θ c

1
2
Nótese que para los modos de alto orden (m mayor) el coeficiente de extinción disminuye,
por lo tanto, estos modos penetran más al revestimiento de la guía de onda. Finalmente, las
constantes de proporcionalidad para las distribuciones de campo se obtienen igualando los
campos en y=d/2. Con esto obtenemos una expresión válida para toda y. Algunas de estas
funciones se muestran en la siguiente figura.
Nótese que las funciones son ortogonales y un campo arbitrario TE puede entonces
representarse con la superposición de los modos, i.e.:
Ex ( y, z ) = ∑ amum ( y ) exp(− j β m z ) ,
m
donde am es la amplitud del modo m.
Velocidad de grupo.
La velocidad de grupo en este tipo de guías de onda se complica por lo elaborado de la
condición de autoconsistencia. Al igual que en el caso anterior, cada modo tiene una
velocidad de grupo que depende del ángulo de rebote. En este tipo de guías el rayo penetra a
la zona del revestimiento y vuelve a ingresar al núcleo (efecto Goos-Hanchen). Esto indica
que los rayos viajan una distancia adicional ∆z, que requiere además de un tiempo ∆τ. Puede
demostrarse que:
∆z ω
c
= = 1
∆τ β cos θ
lo cual implica que los modos más oblicuos recorren esta distancia a una velocidad mayor.
4.1.3 Acoplamiento entre guías de onda.
Un dispositivo que es de gran utilidad en muchas aplicaciones son los acopladores de guías de
onda. Con estos pueden construirse divisores de haz, moduladores y otros dispositivos, tanto
en óptica integrada como en fibra óptica. El principio de operación es el acoplamiento
entre guías de onda.
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•
•
Idea básica: aproximar dos
guías de onda lo suficiente
como
para
que
exista
transferencia
de
potencia
óptica entre ambas.
Análisis: formalmente hay
que resolver las ecuaciones de
Maxwell con las condiciones
de borde adecuadas. Esto se
simplifica si utilizamos la
teoría de modos acoplados
(acoplamiento débil).
Ecuaciones de modos acoplados:
da1
= − jC21 exp( j ∆β z )a2 ( z )
dz
,
da2
= − jC12 exp(− j ∆β z )a1 ( z )
dz
donde: a1, a2 son las amplitudes de los modos de cada una de las guías de onda, ∆β=β1−β2
es la diferencia de fase por unidad de longitud y Cij son los coeficientes de acoplamiento
definidos como:
k2
1
C21 = (n2 2 − n 2 ) 0
2
β1
a+d
k2
1 2
(n1 − n 2 ) 0
2
β2
−a
C12 =
∫ u ( y)u ( y)dy
1
2
a
∫
u2 ( y )u1 ( y )dy
− a −d
Nótese que la razón de variación de a1 es proporcional a a2 (y viceversa). El coeficiente
de proporcionalidad es el coeficiente de acoplamiento y el factor de diferencia de fase.
Una forma de obtener una solución simple si consideramos que las amplitudes de entrada
son: a1(0)=a1(0), a2(0)=0. La solución de las ecuaciones es armónica:

∆β
 j ∆β z  
a1 ( z ) = a1 (0) exp 
sin γ z 
 cos γ z − j
2γ
 2 

a2 ( z ) = a1 (0)
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C12
 j ∆β z 
exp  −
 sin γ z
jγ
2 

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1
 ∆β 
2
2
donde: γ = 
 + C , C = ( C12C21 ) .
 2 
2
2
Las potencias ópticas en cada guía de onda se obtienen sabiendo que:
P1 ( z ) ∝ a1 ( z ) , P2 ( z ) ∝ a2 ( z )
2
2
Explícitamente:
2
 2

 ∆β 
2
P1 ( z ) = P1 (0)  cos γ z + 
sin
γ
z




 2γ 


P2 ( z ) = P1 (0)
C12
γ
2
2
sin 2 γ z
De esta forma, podemos ver que la potencia se intercambia de manera periódica entre las
guías de onda. El período es 2π/γ, además, por conservación de energía se requiere que
C21=C12=C.
Un caso particular que se usa mucho para propósitos prácticos es cuando las guías de onda
son idénticas, i.e., n1=n2, β1=β2 y ∆β=0. En este caso, las dos ondas guiadas están
igualadas en fase y las soluciones se simplifican a:
P1 ( z ) = P1 (0) cos 2 Cz
P2 ( z ) = P1 (0)sin 2 Cz
Nótese que en esta caso la transferencia de potencia puede ser total, i.e., toda la potencia
óptica guiada en uno de los núcleos puede transferirse a la otra guía de onda. El resultado de
esto es que podemos hacer un dispositivo para acoplar una cantidad de potencia
cualquiera de una guía de onda a otra, por ejemplo, para:
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z = L0 =
π
2C
→ DISTANCIA DE TRANSFERENCIA (Transferencia completa de una guía a otra)
Similarmente, a una distancia z=L0/2 la transferencia es del 50% (acoplador de 3 dB).
4.1.4 Aplicaciones: interferometría.
El acoplamiento entre guías de onda tiene muchas aplicaciones en dispositivos de óptica
integrada. Generalmente, las funciones que realizan estos dispositivos están basadas en
principios interferométricos. Como veremos más adelante, estos dispositivos pueden
fabricarse utilizando materiales electro-ópticos para realizar funciones de modulación en
diversas aplicaciones.
4.2 Fibras ópticas
De acuerdo a los conceptos cubiertos en las secciones anteriores, podemos definir a las fibras
ópticas como guías de onda con geometría cilíndrica. Al igual que en los casos anteriores,
podemos utilizar un análisis de óptica de rayos que permite obtener las condiciones bajo las
cuales se propaga un haz de luz dentro de una fibra óptica. Como en las guías de onda
dieléctricas, la condición de propagación se establece mediante la reflexión total interna.
Materiales, conceptos básicos y clasificación.
Una fibra óptica está compuesta por dos cilindros concéntricos de materiales diferentes; la
condición fundamental para que la fibra confine la luz es que el índice del material del
cilindro interior (llamado núcleo) tenga un índice de refracción mayor al del cilindro
exterior (llamado revestimiento).
Materiales: SiO2 (más utilizadas), plástico (iluminación, aparatos electrónicos).
Pueden clasificarse de acuerdo a:
a) Modo de operación.
i) Monomodales: permiten un solo modo de propagación gracias al tamaño pequeño del
núcleo (diámetro de núcleo de hasta 8 micras).
ii) Multimodales: la luz puede propagarse en distintos modos (diferentes trayectorias)
debido al tamaño del núcleo (diámetros estándar de 50 y 62.6 micras para fibras de
silicio).
b) Perfil del índice de refracción del núcleo.
i) Índice escalonado: el valor del índice de refracción es uniforme en la sección
transversal del núcleo (monomodales, multimodales).
ii) Índice gradual: el índice varía radialmente dentro del núcleo de la fibra (casos
especiales de monomodales, multimodales).
Al igual que en guías de onda planas dieléctricas, podemos llegar a establecer la apertura
numérica de la fibra óptica:
NA = n12 − n2 2 APERTURA NUMÉRICA
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Este parámetro determina el cono de aceptación de luz de la fibra, y equivalentemente, el
cono de divergencia que sufre el haz de luz cuando este sale de la fibra. Explícitamente, a
partir de aplicar la ley de Snell podemos estableces que:
sin θ a = NA = n12 − n2 2
Fibras con índice escalonado.
La diferencia en índice de refracción entre los materiales del núcleo y el revestimiento es
pequeña. Generalmente, el cambio fraccional de índice dado por:
∆=
n1 − n2
n1
es pequeño (mucho menor a uno).
Los rayos guiados en este tipo de fibra tienen que satisfacer las condiciones para que se
presente la reflexión total interna. Específicamente, los rayos se propagan si inciden en la
interfaz núcleo-revestimiento a un ángulo mayor al ángulo crítico. Utilizando la
descripción de la óptica de rayos, pueden identificarse dos tipos de rayos que pueden ser
guiados por la fibra: rayos meridionales y rayos angulados (siguen trayectorias
helicoidales).
La descripción de la óptica geométrica funciona adecuadamente para fibras multimodales
pero no describe correctamente la propagación en fibras monomodales. El análisis más
formal se lleva a cabo mediante la óptica de ondas, en donde, al igual que en guías de onda
dieléctricas, pueden encontrarse las soluciones que representarán los modos de propagación
en la fibra óptica.
Análisis para ondas guiadas: resolver la ecuación de Helmholtz en coordenadas
cilíndricas. La solución por separación de variables proporciona una solución en términos
de modos de propagación.
 n = n1 , r < a
∇ 2U + n 2 k0 2U = 0, 
 n = n2 , r > a
Se asume que el revestimiento se extiende hasta el infinito dado que es mucho más grande
que el núcleo. La solución por separación de variables proporciona una solución de la forma:
U (r , φ , z ) = u (r ) exp(− jlφ ) exp(− j β z ) , l = 0, ±1, ±2,K
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Para la dirección r se obtiene la ecuación de Bessel, cuya solución está dada por las funciones
de Bessel:
J l (kT r ) , r < a → Funcion de Bessel, 1er tipo, orden l.

u (r ) ∝ 
 K l (kT r ) , r > a → Funcion de Bessel modificada, 2o tipo, orden l.
Al igual que con guías de onda planas dieléctricas, ambas soluciones deben igualarse en r=a
para obtener las constantes de proporcionalidad. Similarmente, podemos reconocer la
existencia de una onda evanescente asociada a cada modo, y que varía de acuerdo a la
función de Bessel correspondiente. Las componentes de campo se encuentran utilizando
las ecuaciones de Maxwell.
El análisis permite encontrar los modos HE (campos eléctricos y magnéticos), aunque para
propósitos prácticos se definen los modos LPlm, que son combinaciones lineales de los
modos HE. Los modos LP representan modos linealmente polarizados que describen la
distribución de intensidad óptica en el núcleo de la fibra.
Número V (frecuencia normalizada).
Un parámetro práctico importante es la frecuencia normalizada, conocida también como
número V. Esta está definida de cómo:
V=
2π a
λ0
NA ,
donde a es el radio del núcleo. El uso principal de la frecuencia normalizada es para
determinar el número de modos que pueden propagarse en la fibra. Puede demostrarse, por
ejemplo, que para que la fibra soporte un solo modo debe cumplirse que V<2.405 (ver la
siguiente figura).
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Si V es muy grande: M ≈
4
π
2
V 2 NÚMERO DE MODOS (V >>1).
Constantes de propagación.
De acuerdo a la solución del problema formal, puede verse que cada modo tendrá una
constante de propagación diferente. Al igual que en guías de onda planas, los modos de alto
orden tendrán una velocidad menor, generando efectos dispersivos.
Fibras con índice gradual.
La motivación de utilizar un índice gradual es aumentar la velocidad de los modos de orden
superior y disminuir los efectos dispersivos. En estas fibras se utilizan índices de refracción
en el núcleo cuya variación está dada generalmente por la ecuación:
p

n −n
r 
n (r ) = n 1 − 2   ∆  , r < a , ∆ ≈ 1 2
n1
 a  

2
2
1
En esta expresión, p es conocido como el parámetro del grado del perfil. Para p=1 se
obtiene un perfil lineal, mientras que para p=2 se obtiene un perfil cuadrático. Cuando p
tiende a infinito se obtiene un perfil escalonado.
Modos de propagación.
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Al igual que con las fibras de índice escalonado, existen rayos meridionales y rayos
angulados. En este caso, ambos tipos de rayos quedan confinados dentro de un cilindro
imaginario contenido en el núcleo de la fibra.
Análisis de modos de propagación: formalmente hay que resolver la ecuación de Helmholtz,
con la gran diferencia de que en la región del núcleo n=n(r). Esto dificulta el análisis y por
lo general se utilizan otros métodos aproximados (e.g., WKB). Con estos métodos pueden
obtenerse aproximaciones prácticas para realizar estimaciones sobre:
Número de modos: M ≈
p V2
p+2 2
Puede demostrarse que para obtener una reducción máxima en diferencia de velocidades entre
modos, el valor del parámetro p es 2 (p=2).
Atenuación y dispersión en fibras ópticas.
La dispersión limita las velocidades de transmisión que pueden utilizarse en las fibras ópticas.
Esta puede presentarse por las características de la guía de onda (geometría, diferentes
velocidades para cada modo) o bien por el material.
La atenuación limita la magnitud de potencia óptica que puede transmitirse y determina las
distancias máximas de transmisión en un solo tramo de fibra. Esta está caracterizada por el
coeficiente de atenuación, expresado como:
−α z
P( z )
= 10 10 ≈ exp(−0.23α z ) , α en dB/km
P ( 0)
El coeficiente de atenuación en las fibras ópticas depende de la longitud de onda. Las
principales contribuciones son por absorción, dispersión (esparcimiento) de Rayleigh, así
como también por efectos extrínsecos que se dan durante los procesos de fabricación
(absorción de agua, por ejemplo).
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Efectos de polarización.
En muchas aplicaciones la polarización del haz de luz es importante. Durante su propagación
a lo largo de una fibra, un haz de luz polarizado sufre generalmente cambios en su estado de
polarización. Debido a imperfecciones en la fibra, el estado de polarización del haz va
evolucionando hasta que regresa a su estado inicial. La distancia a la cual se repite el estado
de polarización inicial se le conoce como longitud de abatimiento (beat length) y es un
parámetro que puede utilizarse para definir la habilidad de una fibra para mantener la
polarización. Existen fibras especialmente diseñadas para mantener la polarización, y la idea
básica de estas es minimizar la longitud de abatimiento.
4.3 Dispositivos de óptica integrada
Los dispositivos de óptica integrada incorporan elementos que permiten realizar una función
óptica en particular.
Podemos pensar, por ejemplo, en implementar dispositivos
interferométricos utilizando guías de onda planas para obtener instrumentos compactos de
medición. En general, se busca combinar el funcionamiento de los dispositivos con las
propiedades de los materiales utilizados para realizar diferentes funciones.
Los materiales que se usan más comúnmente son aquellos que presentan efectos electrópticos o acusto-ópticos. Existen dos efectos electro-ópticos que son los más utilizados: el
efecto Kerr (dependencia cuadrática con el campo eléctrico aplicado) y el efecto Pockels
(dependencia lineal con el campo). El material más utilizado es el LiNbO3, sobre todo porque
responde a voltajes y corrientes relativamente bajos, además de que presenta pérdidas bajas a
las longitudes de onda de interés.
Utilizando configuraciones interferométricas de óptica integrada en materiales electro-ópticos
es posible fabricar moduladores de fase, moduladores en amplitud, o acopladores con
coeficiente de acoplamiento variable.
4.4 Dispositivos de fibra óptica
Algunos de los dispositivos más utilizados son:
Acopladores de fibra óptica.
Rejillas de Bragg.
Aplicaciones de Optoelectrónica en Medicina
Semestre 2010-II