具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器

摘要

本发明提供了一种具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器，其标准具两反射面之间填充有三种光学介质；其中一种光学介质的热膨胀系数和另一种光学介质的折射率温度系数相抵消，第三种光学介质沿一个轴的热膨胀系数与沿其另一个轴的折射率温度系数相抵消；或者，其中两种光学介质采用相同的材料，采用相同的材料的两种光学介质的热膨胀系数和另一种光学介质的折射率温度系数相抵消；或者，采用相同的材料两种光学介质的折射率温度系数和另一种光学介质的热膨胀系数相抵消。本发明使得单个或者多个波长的传输和反射特性在光元件温度变化范围内都非常稳定。本发明还能用无源的方式来达到标准具消热差的目的。

说明书

技术领域

本发明有关一种具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器，该器件能够把波分复用的信道分成奇偶两组信道，使得信号间隔加倍，也可以将奇偶两组信道复用，减小信号间隔。本发明适用于光学领域，尤其涉及标准具领域。

背景技术

在光通信领域里，经常通过光纤或者自由空间光通道来传输波长间隔小于1nm的光信号，每一种波长都会携带一种数据信息，可以将其看着单路数据流。在光网络的发送和接收端，需要将这些多路数据流分开成单路数据流或者将不同的单路数据流进行组合。

固定间距的法布里-珀罗干涉仪，通常被称作标准具，是通过在平板上的两个表面镀金属膜或者多层电介质反射膜来实现多光束干涉的，利用多光束干涉原理产生十分细锐条纹，可选择特定波长的光束以高透射率通过标准具，而其他波长则基本完全损耗，在实验室里用来分析光谱的精细结构已有100多年历史。一个设计合理的标准具滤波器，对于窄带传输具有优异的性能，非常适合于分离或者复合小间距的光波长信道，因此广泛应用于光通信和光谱分析领域。

标准具的另一个特性是对温度变化的高敏感性，这种高敏感性可以让标准具应用在许多温度传感领域。但是，标准具的温度敏感性在其他领域却是要尽量避免的，如需要在大温度范围内保持稳定的波长传输特性的光通信领域。在美国专利NO:5,375,181和NO:5,384,877中曾对温度不敏感标准具滤波器有过描述，他们是运用热致反应支撑结构改变两个反射面之间的相对间距来补偿腔中间填充物折射率的热效应。当这些支撑结构设计运用在特定波长梳状滤波器中时被证明过长且复杂。还有其他的热稳定技术，包括调节标准具腔中的气压、恒温烘炉、自动电路以控制反射镜间距、光束角度调节器和给标准具腔施加径向或者轴向的力的支撑结构。但是这些应用中的热补偿技术会增加复杂度和器件的尺寸。

前人技术中的标准具器件都不适合在光通信环境下使用，尤其是使用设备的温度会发生变化的领域。这些不足之处会导致光通信使用信道的减少，远远小于其理论最大的信道数。

发明内容

本发明所要解决的技术问题是：提供一种具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器，使其在单个或者多个波长的传输和反射特性在光元件温度变化范围内都非常稳定。本发明的目的还在于用无源的方式来达到标准具消热差的目的。

本发明所采用的技术方案是：具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器，所述两反射面之间填充有三种光学介质；其中一种光学介质的热膨胀系数和另一种光学介质的折射率温度系数相抵消，第三种光学介质沿一个轴的热膨胀系数与沿其另一个轴的折射率温度系数相抵消；或者，其中两种光学介质采用相同的材料，采用相同的材料的两种光学介质的热膨胀系数和另一种光学介质的折射率温度系数相抵消；或者，采用相同的材料两种光学介质的折射率温度系数和另一种光学介质的热膨胀系数相抵消。

本发明的优点：结构简单、器件尺寸小，由于使用了特殊材料，使得热补偿技术复杂度大大降低，适合在光通信环境下使用。

附图说明

图1为在反射镜腔中有填充材料的标准具侧视图。

图2为热稳定标准具作为信号梳状滤波器/复用器使用的光学示意图。

图3为在反射镜腔中填充材料按不同顺序组成的标准具侧视图。

图4为在LiSAF晶体中单位几何长度的光程对温度的导数随光束入射角变化的特性曲线。

图5为光束按不受温度影响的角度入射LiSAF晶体的透视图。

图6为光束进入晶体的角度没有优化时，温度分别为-40℃和60℃时标准具的透射谱。

图7为光束进入晶体的角度经过优化后，温度分别为-40℃和60℃时标准具的透射谱。

图中，1：端面入射光线；1’：端面反射光线；2：两个互相平行的腔镜；3：第一光学介质；4：第二光学介质；5：第三光学介质；6：端面出射光线；7：法布里-珀罗标准具组件；8：信号光；9：准直透镜；10：第一偏振旋转元件；11：第二偏振旋转元件；12：第一输出透镜；13：第一输出信道；14：反射镜；15：第三偏振旋转元件；16：第二输出透镜；17：第二输出信道；18：法布里-珀罗标准具组件的反射面；19：标准具透射组件。

具体实施方式

本发明包含法布里-珀罗标准具，它的尺寸与没有热补偿器件的标准具一样，且能达到消热差的目的。

本发明中的标准具，能够将密间距的光波长通道按梳状一分为二或者更多组的均匀间距光通道，每一通道或者每组通道都是分离等间距的。

本发明中所述标准具，能将多个有间距的光波长通道按梳状插入到一个包含更密间距光波长的单个光通道中。

本发明中所述的标准具，是在法布里-珀罗腔中填充如两个或者多个不同的透明材料，可以依据下文中的说明来选择多个透明材料。由预定义的热敏感度在固定值(一般为0)的材料组成一个不需要调节的标准具。

本发明还公开了一种在玻璃平板中间的光学介质，这种光学介质只有一种材料组成，这种材料的热膨胀系数和折射率温度系数在1个或者1个以上方向上的值符号相反，所以当光线以一特定角度入射到这种材料上时，光程不随温度波动而变化。

下面结合具体实施方式来详述本发明。

具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器，其标准具包括：两个平行的空间分离的反射面；两反射面形成的腔之间的光学介质，所述光学介质的净热膨胀系数和净折射率温度系数是作用相反和相互抵消的，因此所述标准具的折射率不受温度变化影响。热膨胀引起的光程差与折射率的温度系数引起的光程差相互抵消，则标准具滤波器将具有热稳定性，光学介质材料的厚度便因此确定下来。

在优选的实施方式中，具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器的标准具包括：两个平行的空间分离的反射面，两反射面形成的腔之间的光学介质。所述光学介质包括两种光学透明材料，所述两种光学材料之一的折射率温度系数可以抵消所述另一个光学材料的热膨胀系数，折射率温度系数引起的光程差与热膨胀引起的光程差相互抵消，则标准具滤波器将具有热稳定性，两种材料的厚度便因此确定下来。或者，所述两种光学材料之一的热膨胀系数可以抵消所述另一个光学材料的折射率温度系数，热膨胀引起的光程差与折射率的温度系数引起的光程差相互抵消，则标准具滤波器将具有热稳定性，两种材料的厚度便因此确定下来。

在优选的实施方式中，具有热稳定性的梳状滤波器/梳波复用器的标准具包括：两个平行的空间分离的反射面，两反射面之间的光学介质。所述光学介质是单个光学透明介质，所述单个透明介质沿第一个轴的热膨胀系数与沿另一个轴的折射率温度系数相反。光线在进入所述沿第一个轴的热膨胀系数与沿另一个轴的折射率温度系数相反的单个光学介质的入射角度。

在优选的实施方式中，光学介质可以包含三种光学透明材料。其中第一种光学材料的热膨胀系数可以抵消第二种光学材料的折射率温度系数。两种材料的厚度确定下来后，热膨胀引起的光程差与折射率随温度变化引起的光程差相互抵消，则标准具滤波器的透射谱将不随温度变化而变化。除此之外还有第三种光学材料，这种材料的热膨胀系数和折射率温度系数在1个或者1个以上方向上的值符号相反，所以当光线以一特定角度入射到这种材料上时，光程不随温度波动而变化。

在优选的实施方式中，光学介质可以包含三种光学透明材料。其中两种光学介质采用相同的材料，采用相同的材料的两种光学介质的热膨胀系数和另一种光学介质的折射率温度系数相抵消；或者，采用相同的材料两种光学介质的折射率温度系数和另一种光学介质的热膨胀系数相抵消。

为便于对本发明的结构及达到的效果有进一步的了解，现配合附图并举较佳实施例详细说明如下。

一种简单的标准具滤波器的透射峰曲线可由如下方程得到：

$T\left(\lambda \right)={[1+\frac{4·R}{{(1-R)}^2}·\sin {\left(\frac{\delta \left(\lambda \right)}{2}\right)}^2]}^{-1}$

式中T(λ)是标准具在波长λ处的透射率，R是反射镜腔的反射率，δ(λ)是在折射率为n的封闭介质内部反射的相邻两光束的相位差，δ(λ)可由下式得出：

$\delta \left(\lambda \right)=\frac{2\pi }{\lambda }·2·n·d·\cos \left(\theta \right)$

式中θ为光束进入标准具表面时的折射角，d是标准具反射镜表面之间的距离，n为标准具反射镜中间填充物质的折射率，λ是在研究范围内变化的波长。

标准具d的值和折射率n对于标准具的设计相当重要，其结果会影响光程(OPL，OpticalPath Length)。标准具滤波器的透射特性与入射角度的关系由光束在填充介质中的光程决定。当标准具腔中不止一种介质时，沿特定路径通过m种(i取1～m中各整数)不同介质的光程可以由下式得出：

$\mathrm{OPL}=\underset{i=1}{\overset{m}{\Sigma }}{d}_i{n}_i$

式中的d_i光束在每种介质中沿特定路径传输的距离，n_i是每种介质的折射率，总光程OPL便是距离和折射率乘积的总和。

温度对标准具滤波器的影响归因于填充在其中的材料的热膨胀和折射率的温度效应。标准具的温度发生变化那么OPL相应也会变化。在标准具中OPL的改变会改变内部反射光的相位关系，那么由反射或者透射特性观察得到的相关干涉效应在一定温度范围内将会变化。

标准具中的光学介质拥有不同的折射率和热膨胀系数，二者的值要么为正要么为负，一般光学材料的热膨胀系数和折射率的温度系数是10^-6数量级。

下面的例子包括两种材料，考虑温度改变量后，我们可以用下式来表达其δ(λ)：

$\delta \left(\lambda \right)=(\frac{2\pi }{\lambda }·2)·\left(\begin{array}{c}k·[(n_1+d{n}_1/\mathrm{dt}·\mathrm{\Delta T})·d·(1+{\alpha }_1\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]+\\ (1-k)·[(n_2+d{n}_2/\mathrm{dt}·\mathrm{\Delta T})·d·(1+{\alpha }_2\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]\end{array}\right)$

式中的dn₁/dt和dn₂/dt是两种材料的折射率n₁、n₂对温度变化ΔT的求导，α₁和α₂分别是两种材料在温度ΔT变化下的热膨胀系数。材料1的厚度是总厚度d的k倍，而材料2的厚度是总厚度d的(1-k)倍。上式可以延伸到多种材料。如果我们有意识地组合不同材料，可以使光束在其中的光程与温度无关。如果将上式展开，忽略不太重要的高次项，我们能轻松得到δ(λ)对温度ΔT的导数，当只有两种材料时，可得：

$\frac{d}{\mathrm{d\Delta T}}\delta \left(\lambda \right)=4·\pi ·d·\cos \left(\theta \right)·\frac{-k·n_1·{\alpha }_1-k·{\mathrm{dn}}_1-n_2·{\alpha }_2-d{n}_2+k·n_2·{\alpha }_2+k·{\mathrm{dn}}_2}{\lambda }$

如果两种材料选择合适的k值(0＜k＜1)，那么上式的值可以为0。假设我们依据k值来选择材料，使光束在材料中传输的OPL不受温度影响，即具有热稳定性。一个标准具腔由上述材料组合时，也就是说，按特定比例选择的材料，其透射和反射特性在温度变化范围内为一常量。

如果两种材料的dδ(λ)/dΔT在允许的误差范围内等于0，那么材料1的厚度为：

$\frac{-(n_2{\alpha }_2+d{n}_2)}{(n_1{\alpha }_1+d{n}_1-n_2{\alpha }_2-d{n}_2)}$

此时，组合材料的总厚度为1。

当不止两种材料组合时的表达式依然可以按照上述方法得到。

这里我们举一个两种材料组合时的具有热稳定性的例子。我们用最常见的玻璃BK7和晶体盐NaCl的组合。这两种材料的特性如下：

BK7n₁＝1.50094dn₁＝12·10^-6α₁＝7.1·10^-6

NaCln₂＝1.525dn₂＝300·10^-6α₂＝40·10^-6

按照前文分析，当BK7的厚度如下时，dδ(λ)/dΔT等于0：

$\frac{-(n_2{\alpha }_2+d{n}_2)}{(n_1{\alpha }_1+d{n}_1-n_2{\alpha }_2-d{n}_2)}=0.953$

因此NaCl的厚度是0.047(1-0.953＝0.047)。

根据本发明的理论基础，我们还可以选择热膨胀系数和折射率温度系数相抵消的单个材料来制作热稳定标准具滤波器。众所周知，光束在穿过晶体结构的方向上的热膨胀系数和折射率温度系数的值不同。

对于某些晶体，它们的热膨胀系数和折射率温度系数在1个或1个以上方向上的值符号相反，则光束在晶体中某些方向上的光程与温度无关。下面以LiSAF晶体为例，通过具体计算来说明晶体的这一特性。

如图4所示，LiSAF晶体有3个轴，分别为a轴、b轴和c轴。c轴垂直于a轴和b轴。c轴方向的热膨胀系数、折射率和折射率温度系数不同于a轴和b轴方向相应的值，具体数值如下：

a轴和b轴：

室温下的标称折射率：n_ab＝1.45

折射率的温度系数：dn_ab＝-2.5×10^-6

线热膨胀系数：α_ab＝25×10^-6

c轴：

室温下的标称折射率：n_c＝1.4

折射率的温度系数：dn_o＝-4×10^-6

线热膨胀系数：α_o＝-10×10^-6

许多晶体在每个轴上的热膨胀系数、折射率和折射率温度系数均不相同，上面的例子中的LiSAF晶体有两个轴是一样的，这样是为了使本发明的构思阐述得更明白些。在实际情况中，相同的分析原理可以延伸至多个轴，包括那些非正交轴。

因此光束通过材料的热稳定方向便可以确定下来，为了找出光束通过晶体的特定方向，我们需要测量光程方向相对于c轴的角度。然后得出与a轴或者b轴的第二个角度。折射率值是沿特定方向的ΔT的函数，θ是沿着a轴、b轴和c轴的折射率改变量的矢量组合，以LiSAF晶体为例，相应的折射率为：

$n(\theta ,\mathrm{\Delta T})=\sqrt{{[(n_c+d{n}_c·\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[(n_{\mathrm{ab}}+{\mathrm{dn}}_{\mathrm{ab}}·\mathrm{\Delta T})·\sin \left(\theta \right)]}^2}$

上式中θ为光线在晶体中与c轴之间的夹角，ΔT是温度的改变量，其他变量均依照上文中的指定。

与此类似，考虑温度的改变量，光线与晶体c轴之间的夹角为θ时的单位几何路程长度为：

$r(\theta ,\mathrm{\Delta T})=\sqrt{{[(1+{\alpha }_c·\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[(1+{\alpha }_{\mathrm{ab}}·\mathrm{\Delta T})·\sin \left(\theta \right)]}^2}$

上式中其他的变量均按照上文指定。

光程是n(θ，ΔT)和r(θ，ΔT)的乘积。要使标准具具有热稳定性，我们让光程对温度改变量ΔT求导，导数为0时可以得到一个θ，表示按照这个角度θ入射的光程不随温度改变而变化。我们需要画出图表的表达式为：

$\frac{d}{\mathrm{d\Delta }T}\sqrt{{[(n_c+d{n}_c·\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[(n_{\mathrm{ab}}+d{n}_{\mathrm{ab}}·\mathrm{\Delta T})·\sin \left(\theta \right)]}^2}·$

$\sqrt{{[(1+{\alpha }_c·\mathrm{\Delta T})·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[(1+{\alpha }_{\mathrm{ab}}·\mathrm{\Delta T})·\sin \left(\theta \right)]}^2}$

现用d(θ，ΔT)来表示上式中的导数，画出其关于光束入射角度θ的变化曲线，用图表来说明LiSAF晶体对光束入射方向的灵敏度。图5是LiSAF晶体在偏离室温40℃时，不同传输方向上光程的温度响应，θ的单位是弧度。

导数为0的点对应的θ是0.63785rad(36.55°)，这表明：只要光线入射晶体的方向与c轴之间的夹角为36.55°，也就是当光线处在图4中的圆锥面上时，其光程将不随温度改变。

以下是用LiSAF晶体制作实心的标准具的实例说明。LiSAF晶体的折射率是波长λ的函数，更精确的值可以由Sellmeier方程求出，将实验测出的常数代入Sellmeier方程后可得：

$n_{\mathrm{ab}}\left(\lambda \right)=\sqrt{1.97673+\frac{0.00309}{{\lambda }^2-0.00935}-0.00828·{\lambda }^2}$

$n_c\left(\lambda \right)=\sqrt{1.98448+\frac{0.00235}{{\lambda }^2-0.010936}-0.01057·{\lambda }^2}$

上式中的λ是波长，单位是μm。将校正后的折射率代入前面的方程：

$T\left(\lambda \right)={[1+\frac{4·R}{{(1-R)}^2}·\sin {\left(\frac{\delta \left(\lambda \right)}{2}\right)}^2]}^{-1}$$\delta \left(\lambda \right)=\frac{2\pi }{\lambda }·2·n·d·\cos \left(\theta \right)$

和上文得到的θ一起代入可得：

$T(\mathrm{\Delta T},\lambda )={[1+\frac{4·R}{{(1-R)}^2}·\sin {[\frac{2\pi }{\lambda }·\left(D\right)·\cos \left(\theta \right)]}^2]}^{-1}$

上式中$D=\sqrt{{[(n_c\left(\lambda \right)+d{n}_c·T)·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[(n_{\mathrm{ab}}\left(\lambda \right)+d{n}_{\mathrm{ab}}·T)·\sin \left(\theta \right)]}^2}·$

$\sqrt{{[d·(1+{\alpha }_c·T)·\cos \left(\theta \right)]}^2+{[d·(1+{\alpha }_{\mathrm{ab}}·T)·\sin \left(\theta \right)]}^2}$

上式中的d是设计光程。

图1中的7为标准具组件，由一对腔镜2组成，腔镜2能使进入标准具的光束在腔中来回反射。在腔镜2中的光学介质包括光学透明材料3、4和5，3和4均按照公式得出的结果来定制厚度。入射光束1从左面射入，根据标准具的透射特性一部分波段的光会透射(见光束6)，不能透过的光束按光束1’的方向反射。按照上文的阐述，当材料按本发明中的方法选择时，此标准具具有热稳定性。本实用新型的一个实施案例中，如图1所示，3可以为NaCl晶体，厚度0.47mm；4可以为BK7玻璃，厚度9.53mm，5可以是LiSAF晶体，厚度0.5mm。

图2中的标准具组件7由元件2、3、4和5组成，标准具7能接收第一次从准直透镜9中透射的混合波长信号，再通过可选第一偏振旋转元件10，于是得到了一个特定的线偏振或圆偏振光。标准具透射组件19能选择性地透过第二个可选偏振旋转元件11和第一输出透镜12，元件11为元件10提供补充功能。信号光8由标准具7的反射面18反射后，经过反射镜14反射后进入第三个补充偏振旋转元件15和第二输出透镜16。按照这种方式，信道间隔为S的信号光8被分成信道间隔为2S的第一输出信道13和第二输出信道17，如图2所示。

本发明中的光路是可逆的。不同波段的信道13和信道17能够通过本标准具来合成信号光8，信号光8包括了信道13和信道17的所有波长。

更多的，当我们把本发明中的标准具组合起来，那么将得到更多波长组合的信道波段或者更大信道间隔的波段。

图3是与图1类似的本发明的另一个实施案例。考虑到上面例子中的NaCl晶体3是水溶且非常柔软，需要被保护，可以将LiSAF晶体5放在NaCl层3和BK7玻璃4之间。如有必要，可以将材料分成多个部分再进行组合，只要每种材料的总厚度保持不变。

如图3所示，本发明还可以只包含两种材料的光学介质，腔镜2之间依然包含三层。例如，将BK7玻璃分为两个部分(用图中的3和4表示)，NaCl层4夹在更耐用的BK7玻璃之间。

图6是当光束进入标准具的角度没有经过优化时(θ＝0°)，LiSAF晶体的透射谱。此时可以看着是一束光沿着c轴入射。从图6中可以看出，当温度分别是-40℃和60℃时，有非常大的波长漂移。

如果我们把入射光的角度调整到前面得出的角度(θ＝36.55°)，那么-40℃和60℃时透射谱就会重合，便可以制作出具有热稳定特性的标准具滤波器，见图7。此时的透射峰是按一定的间隔分布，不随温度改变而漂移。

本发明的多个实施案例，均是利用温度对标准具的影响归因于材料的热膨胀和折射率的温度效应的原理。在本发明中，不管在法布里-珀罗腔中填充的是单个材料还是多种材料，均具有热稳定性，能将间隔非常紧密的多个光信号进行复用或解复用。

以上所述，仅为本发明的较佳实施例而已，并非用于限定本发明的保护范围。本发明中所举的案例均是为了更好的解释本发明原理和实际应用，也可以应用其他改进方案来达到预期目的。