книги / Обработка радиосигналов акустоэлектронными и акустоопритческими устройствами

ЛИТЕРАТУРА

1.Е г о р о в 10. В. Акустоонтнческии коррелятор с двумерным линейнофазовых траисиараптом. — В кн.: Акустооптпческие методы обработки информации. — Л. : Наука, 1978, с. 12—22.

2.А. с. 605185 (СССР). Опорный транспарант для акустооптнческих корре­

Наука, 1971. — 616 с.

В. Ю. ПЕТРУНЬКИН, И. А. ВОДОВАТОВ, К. В. ВЕТРОВ

К ВОПРОСУ О ДИФРАКЦИИ СВЕТА НА УЛЬТРАЗВУКЕ

Введение

Явление дифракции электромагнитных волн на ультразвуке известно достаточно давно [1]. Однако только в последнее время появление мощных когерентных источников света, с одной сто­ роны, и мощных источников когерентного звука, с другой, по-

в выражении для е, как параметр. Тогда для пемагпитных (р.= 1 )

то без ограничения общности временную переменную t, рассма­

триваемую как параметр, можно положить равной постоянной, например нулю, а доплеровский сдвиг частоты, обусловленный дифракцией света па бегущей волне ультразвука, учесть в конечном результате.

Таким образом, решение задачи может быть сведено к решению

воспользоваться методикой решения задачи возбуждения волно­ вода слоем эквивалентных токов.

Следуя [11] и заменяя суммирование по волноводным типам волн интегрированием по волноводному вектору к, получим сле­

где ЕА.= Е Ае-,кг— электрическое поле прямой линейно поляризован­

интегралов указывают области интегрирования по источникам слева и справа от сечения у= const соответственно.

В выражении (4) площадь сечения S рассматривается конечной,

но достаточно большой величиной, так что можно пренебречь

влиянием полей, определяемых пптегралом по боковой поверх­ ности, стягивающей сечепия |у |=К0. Кроме того, при выводе (4)

мы пренебрегли эквивалентными поверхностными магнитными и электрическими зарядами.

Из рассмотрения (4) следует, что второе слагаемое характе­ ризует поле, излучаемое токами j0BB в направлении отрицательных значений у. Поскольку ]*экв создаются полем волны, падающей в на­

правлении слева направо (рис. 1), то фазпровка токов такова, что вторым слагае­ мым, характеризующим поле нзлучепия «назад», можно пренебречь вследствие его малости. Непосредственные вычисления показывают, что

Рис. 1. Геометрия акустооитнческого взаимодействия.

Рис. 2. Диаграмма рассеяния.

величина «обратного» поля имеет порядок (Х/Л)2 относительно ноля в правом полупространстве. Тогда, вместо (4) получим

Рассматривая нормировку внутреннего интеграла можно показать, что N K= ^ S , где S — площадь сечения у = const, большая, но

конечная величина.

Тогда, номпруя внутренний интеграл в (5) па величину объема взаимодействия 2Y 0S и используя (2), найдем, что полное поле

с учетом падающей волны может быть представлено в виде

При Этом й выражении (6 ) интегрирование ведется fid всему объему взаимодействия (| у |^ У0), если у ^ У0, и по источникам слева от сечения у = const, если у < У0. Нетрудно заметить, что уравнение (6 ) представляет собой искомое интегральное уравнение.

Решение интегрального уравнении для дифрагированного поля

Решение (6 ) проведемметодом последовательных приближений [12].

Тогда получим

Откуда следует, что E tw) отлично от нуля только при выполнении' условия

Таким образом, общее решение уравнения (6) в рассматриваемом случае имеет вид

(8)— (10).

Из (11) следует, что каждое приближение может рассматри­ ваться как взаимодействие следующего порядка. Нетрудно видеть, n-му порядку взаимодействия соответствует 2” дифракционных порядка. Будем называть их парциальными дифракционными порядками или дифракционными порядками взаимодействия. Следовательно, диаграмма рассеяния может быть представлена аналогично [3] в виде, показанном на рис. 2. Из диаграммы ясно, что каждая дифрагированная с заданным волновым вектором kffl волна складывается из ряда парциальных дифракционных поряд­ ков. Будем называть такую суммарную волну т - м порядком ди­

фракции. Нетрудно показать, что число парциальных дифракци­ онных порядков а (т , п ) , образующих т -й порядок дифракции в результате n-го взаимодействия, определяется следующим об­ разом:

При этом четность т и п одинакова

При достаточно малых углах дифракции, полагая sin Ô,„ = <U cos0И|= 1--- |L, получим следующее выражение для Е:

Из (12) видно, что наибольшую амплитуду будут иметь те диф ракционные порядки взаимодействия, для которых Y0= Y„,=0 ПРИ любых wt. Следовательно, «основной» дифракционный порядок

На рис. 2 этот порядок выделен жирной линией и имеет индекс ОТ В свою очередь наименьшими оказываются порядки, для которых Y,„ =jt= 0 при возможно большем числе значений т . При изменении

угла падения световой волны или с изменением частоты ультра­ звука парциальные порядки будут максимальными при углах О, кратных углу Брэгга. При этом основной дифракционный порядок взаимодействия может быть сравним и даже меньше некоторых других порядков.

Рассмотрим некоторые частные случаи.

Тогда, учитывая общее число парциальных дифракционных порядков, которые в рассматриваемом случае оказываются одина­ ковыми для каждого порядка дифракции, получим следующее вы­ ражение для поля в т-м порядке дифракции (от парциальных

порядков n-го порядка взаимодействия):

1

Е!1, = Е < (т )Пе" '|1”' 7 1

Полагая п — т = 2 р и суммируя по всем порядкам взаимодействия, найдем, что поле в т-м дифракционном порядке выразится сле­

дующим образом:

Дифракция Брэгга

Рассмотрим нулевой и -f-I порядок дифракции и, полагая Q^> 1,

ограничимся в первом приближении основным дифракционным порядком взаимодействия, показанным на рис. 2 жирной линией, т. е. -(-I парциальными порядками дифракции для нечетного по­ рядка взаимодействия и —I парциальными порядками дифракции

для четного порядка взаимодействия. В этом случае имеем cos62m== = cosG0, cos 02m+1 = cos Gr Тогда интеграл, входящий в (И ), мо­

жет быть представлеп в виде

из четных и нечетных порядков взаимодействия соответственно, найдем

Численные расчеты показывают, что с точностью до 5% при индексах модуляции х ^ 1.5 для вычисления дифрагированного поля в I порядке дифракции в (16) достаточно ограничиться учетом взаимодействия до III порядка включительно (п = 0 .1 ) при произ­ вольных значениях параметра дифракции Q. При этом для Q > 3

это приближение сохраняется ц до значений х = 2 ,5 . Для учета

временной зависимости выражений для поля в + 1 порядке ди­ фракции следует дополнить множителем exp [i (w+Й ) t\.

Таким образом, изложенный подход позволяет рассчитать с из­ вестной точностью дифракцию света на ультразвуковых волпых при произвольных значениях параметра дифракции Q в сравни­

тельно большом диапазоне изменения индекса модуляции. Следует отметить достаточно широкие возможности метода для анализа многочастотной дифракции, а также исследования дифракции света на ультразвуке в анизотроппых средах. Применение такого подхода может оказаться удобпым и в случае дифракции света на поверхностных акустических волнах в планарных волноводах.

ЛИ ТЕРА ТУ РА

1.Р ы т о в ' С. М. Дифракция света иа ультразвуковых волнах. — Изв.

4. К 1 о i n W ., С о о к В . Unified approach to ultrasonick light diffraction. —

6.С т а ш к с в и ч А . А. Расчет дифракции света иа акустической волне сложного спектрального состава в акустоонтнчсском процессоре. —

856 с.

9.П р е с т о н К . Когерентные оптические вычислительные машины. — М. : Мир, 1974. — 276 с.

Е . Т . АКСЕНОВ, А , В . К У ХА РЕВ , А . А . ЛИПОВСКИП, А . В . ПАВЛЕНКО

АКУСТООПТИЧЕСКИЕ УСТРОЙСТВА ОБРАБОТКИ СИГНАЛОВ НА ОСНОВЕ ДИФФУЗИОННЫХ ВОЛНОВОДОВ В ИИОБАТЕ ЛИТИЯ

Многие вопросы спектрального и корреляционного анализа радиосигналов с успехом могут быть решены методами аку­ стооптики. Особенно перспективно применение акустооптических методов при параллельной обработке широкополосных сигна­

лов в реальном масштабе времени. Достигнутые успехи по созда­ нию элементов акустооптических устройств (АОУ) обработки сигналов, а также разнообразие разработанных схем процессоров позволяют перейти от лабораторных исследований к промышлен­ ному производству соответствующих устройств. До настоящего времени АОУ строились на основе объемных элементов: акусто­ оптических модуляторов, линз, зеркал и т. д., однако последние достижения в области интегральной оптики открывают возмож­ ность создания интегральных АОУ. Преимущества интегральных АОУ по сравнению с их объемными аналогами состоят в существен­ ном (почти на порядок) уменьшении веса и габаритов, уменьшении мощпостн управляющих сигналов, возможности достижения более широкой полосы рабочих частот, простоте конструкции и меньшей стоимости. Такие устройства могут быть достаточно просто состы­ кованы с промышленно выпускаемыми в настоящее время много­ элементными фотоприемииками, в частности фотопрнемниками на основе приборов 'с зарядовой связью (ПЗС), что позволит создать оптико-цифровые системы обработки информации.

Целью настоящей работы является создание и исследование ла­ бораторных макетов интегральных акустооптических спектроана­ лизатора (ИАОС) и коивольвера (ИАОК), основные элементы кото­ рых сформированы па подложках из ниобата лития, а также оценка достижимых характеристик этих устройств.

Основными элементами интегральных АОУ (ИАОУ) обработки сигналов являются планарный оптический волновод, волновод­ ная линза и система возбуждения поверхностных акустических волн (ПАВ). Характеристики этих элементов в значительной степени определяют параметры всего устройства. К настоящему времени разработано большое число методов создания пере­ численных элементов, однако исследования в этом направлении продолжаются ввиду отсутствия исчерпывающих данных, позво­ ляющих провести однозначный выбор метода создания того или иного элемента при разработке конкретного устройства.

Рассмотрим основные особенности создания и полученные ха­ рактеристики этих элементов.

1. Планарный оптический волновод

Характеристики материала подложки и планарного световода определяют такие параметры ИАОУ, как величина потерь в нем света, эффективность акустооптического взаимодействия, эффектив­ ность возбуждения ПАВ и динамический диапазон. Таким обра­ зом, основными требованиями, предъявляемыми к подложке с оптическим волноводом, являются малое затухание света в вол­ новоде, хорошие пьезоэлектрические и фотоупругие свойства, малое затухание распространяющихся ПАВ.

Этим требованиям в наибольшей степени удовлетворяют диф­ фузионные оптические волноводы на подложках из ниобата лития. К достоинствам этого материала следует также отнести наличие