DE2503405B2 - Optischer koppler - Google Patents

Description

wobei Λο die Vakuumwe,len,nge der Lichtschwin- ₄₀ ^

Kren Ende nach einer gegebenen Funktion ₄₅ einemajgjWW^ _{Schnittansicht in einer}

Bei den dargestellten Kopplern erfolgt die Lichtkopplung jeweils mit verlaufenden (»evaneszenten«) elektromagnetischen Feldern des sich im Faseroptik-Die Erfindung betrifft einen optischen Koppler nach Wellenleiter und dem ebenen optischen Wellenleiter

ve—⁵⁵

fase op se Ϊ lenleiter erlauben die Realisierung Kopplung nur dann ein, wenn die Phasengeschw.ndig-

breitbandiger optischer Kommunikationssysteme. Bei keiten der miteinander in Wechselwirkung tretenden

solchen Systemen wird ein Träger aus kohärenter Felder aneinander angepaßt sind. Das Problem besteht

optischer Schwingungs- oder Lichtenergie mit einem ₆o also darin, eine Anordnung anzugeben, be, der die

oder mehreren Informationssignalkanälen moduliert. Phasengeschwindigkeiten der miteinander ,n Wechsel-

Die modulierte Lichtschwingung wird in einem opti- wirkung tretenden, koppelnden Felder aneinander

sehen Kommunikationsnetzwerk nutzbar gemacht, das angepaßt sind.

eine Anzahl getrennter Gruppen optischer Verarbei- Bei der Anordnung gemäß Fig. la und Ib .st auf

tungselemente enthält, die miteinander durch faseropti- ₍,₅ einem Substrat 100 der eigentliche ebene optische

sehe Wellenleiter oder Übertragungsleitungen gekop- Wellenleiter in Form einer ebenen Schicht 102

pelt sind. Die optische Signalverarbeitung, wie Schalten, angeordnet. Die Schicht 102 kann aus Glas, einem

Modulieren und dergleichen wird jedoch gewöhnlich in elektrooptischen Kristall usw. bestehen, wahrend fur

das Substrat 100 irgend ein Dielektrikum, wie Glas oder ein optischer Kristall, verwendet werden kann, das an der Grenzfläche zur ebenen Schicht 102 einen niedrigeren Brechungsindex hat als diese Schicht Wie in pig. la schematisch dargestellt ist, breitet sich im Betrieb ein Lichtbündel 104 in ?iner vorgegebenen Richtung (horizontal von links nach rechts) in einem Bereich der ebenen Schicht 102 durch diese aus. Die Schwingungsenergie des Lichtbündels 104 hat im wesentlichen eine vorgegebene Wellenlänge, und das Uchtbütniel breitet sich mit einem im wesentlichen ebenen Schwingungstyp (Mode) mit einer Geschwindigkeit aus, die für den betrachteten speziellen Schwingungstyp umgekehrt proportional zum effektiven Brechungsindex m der Schicht 102 ist Eine hohe Kohärenz des Lichtes ist wünschenswert; der erforderliche Kohärenzgrad wird durch den Bereich der Frequenzen der gekoppelten speziellen Schwingungsty-■ pen bestimmt licht das dieser Forderung genügt, soll hier als »quasi-kohärent« bezeichnet werden.

Wie Fig. la zeigt verläuft der Abschnitt des Kerns 108, der sich in naher Nachbarschaft der Schicht 102 befindet unter einem Winkel θ bezüglich der (horizontalen) Richtung des Bereiches der ebenen Schicht 102, durch den sich das Lichtbündel 104 ausbreitet. Aus Fig. la ist auch ersichtlich, daß das sich nahe bei der dünnen Schicht 102 befindliche Ende des Kerns 108 Längsabschnitte Li und Li enthalten kann, die sich oberhalb bzw. unterhalb des Bereiches der Schicht 102, durch den sich das Lichtbündel 104 ausbreitet, befinden. Im Kern 108 pflanzt sich Lichtschwingungsenergie des im speziellen betrachteten nichtebenen Schwingungstyps mit einer Geschwindigkeit aus, die umgekehrt proportional zum effektiven Brechungsindex n₂ des Kerns ist

Wie bereits erwähnt tritt eine starke Kopplung durch schwindende oder verlaufende Felder zwischen dem Lichtbündel 104, das sich in der ebenen Wellenleiterschicht 102 ausbreitet, und dem Kern 108 des Faseroptik-, licht- oder Wellenleiters 106 nur dann ein, wenn die jeweiligen Phasengeschwindigkeiten der Lichtschwingungsenergie in der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters und dem Kern 108 des Faseroptik-Wellenleiters 106 aneinander angepaßt sind. Wenn der Ausbreitungsvektor in der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters mit k\ bezeichnet wird und der Ausbreitungsvektor im Kern 108 des Faseroptik-Wellenleiters mit fa bezeichnet wird, ist damit eine starke Kopplung über abklingende Felder stattfinden kann:

dabei sind:

Zc₁ cos θ = A:₂

k_x = 2 .-τ n, //.

k₂ ^ 2.7H₂Zi

(11

wobei A₀ die Vakuumwelleniänge des Lichtr bedeutet.

Setzt man die Gleichungen (2) und in Klammern (3) in die Gleichung (1) ein, so erhält man:

cos <-) — ih

14)

Diese Gleichung läßt sich erfüllen, solange π: £ /ι,. ¹ Damit eine Kopplung eintritt, ist zwar eine Phasenanpassung wesentlich, der Grad oder das Ausmaß der Konnlunc. die stattfindet, sind jedorh außerdem noch von solchen Faktoren wie der Schwingungstyppolarisation, der Länge des Abschnittes U und dem tatsächlichen Abstand zwischen dem Kern 108 und der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters abhängig. In dem häufigsten Falle, bei dem möglichst wenig Lichtschwingungsenergie vom Faseroptik-Wellenleiter 106 zurück in die Schicht 102 des ebenen optischen Wellenleiters gekoppelt werden soll, soll die Länge der Abschnitte Ln und Lz die sich in nächster Nachbarschaft der Schicht ίο 102 des ebenen Wellenleiters (praktisch in direkter Berührung mit dieser) befinden und außerhalb des Bereiches liegen, durch den sich das Lichtbündel 106 ausbreitet so weitgehend wie möglich zu Null gemacht werden.

'5 Um die erforderliche nahe Nachbarschaft zwischen der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters und dem Endteil des Faseroptik-Kerns 108 herzustellen, kann der Faseroptik-Kern 108 mit einer Formklemme gegen die Schicht 102 des ebenen Wellenleiters gedrückt werden, oder diese beiden Elemente können mit den verschiedensten optisch transparenten Klebern, Kitten, Keramik- oder Glasmaterialien verbunden werden. In bestimmten Fällen kann es zweckmäßig sein, Kleber, Kitte u.dgl. mit verschiedenen Opazitätsgraden zu verwenden.

Die Anordnung gemäß Fig. la und Ib, bei der ein direkter Kontakt zwischen der Faseroptik und der ebenen Wellenleiterschicht besteht ermöglicht also an sich eine wirksame Kopplung von kohärenter Licht-Schwingungsenergie durch Überlappung der verlaufenden Felder der Lichtschwingungsenergie in Faseroptik-Wellenleitern und ebenen optischen Wellenleitern, doch werden die eine starke Kopplung von Licht zwischen der Faseroptik und der ebenen Wellenleiterschicht in den Fig. la und Ib ergebenden geometrischen Beziehungen durch die Forderung der Gleichungen (4) beschränkt. Diese Einschränkungen entfallen bei der Anordnung gemäß F i g. 2a und 2b.

Die in F i g. 2a dargestellte Anordnung entspricht der gemäß F i g. la und Ib, doch ist zwischen das freigelegte Ende des Faserkerns 402 eines Faseroptik-Wellenleiters 404 und die Oberfläche eines ebenen optischen Wellenleiters 406 ein Beugungsgitter 400 eingefügt Der Faseroptik-Wellenleiter 404 hat mit Ausnahme seines Endes eine Ummantelung 408.

Das Beugungsgitter 400 kann dadurch hergestellt werden, daß man einen Teil der Oberfläche des ebenen Wellenleiters 406 mit einem Photolack beschichtet, diesen dann holographisch belichtet und den belichteten Photolack entwickelt Wie die vergrößerte Schnittansicht F i g. 2b zeigt hat der ebene Wellenleiter 406 die Form einer auf einem Substrat 408 angeordneten Schicht, und das aus Photolack gebildete Beugungsgitter 400 ist zwischen dem Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters und dem ebenen optischen Wellenleiter angeordnet. Wenn man in dem holographischen Aufzeichnungsinterferometer fokussierte Gaußsche Bündel verwendet, kann man der Strichtiefe des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 einen expo-(X) nentiellen Verlauf geben, wie er in Fig. 2b dargestellt ist. Der Strichabstand des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 wird durch die Wellenlänge des zur Belichtung des Phoiolacks verwendeten Strahlung und die Einstellung des Winkels ^wischen den beiden (> interferierenden Bündeln bestimmt, wie in der Holographie bekannt ist.

Man kann das Beugungsgitter andererseits auch in der Oberfläche des ebenen Wellenleiters 406 durch

Ionen- oder Elektronenstrahl-Fräsen erzeugen, oder man kann es durch holegraphische Interferenz zwischen einem in den ebenen Wellenleiter fokussieren kohärenten Lichtbündel und einem in die Faseroptik fokussierten anderen kohärenten Lichtbündel in einem lichtempfindlichen Kunststoff erzeugen, in dem die Faseroptik und ein Teil des ebenen Wellenleiters enthalten sind.

Die Verwendung eines Beugungsgitters, wie es beispielsweise in den Fig,2a und 2b dargestellt ist, macht eine starke Kopplung durch verlaufende Felder zwischen dem ebenen Wellenleiter 406, der einen vorgegebenen ersten Brechungsindex m hat, und einem Faseroptik-Wellenleiter 404, dessen Kern 402 einen vorgegebenen zweiten Brechungsindex m hat, unabhängig vom Winkel θ zwischen der Längsrichtung des Kopplungsendes des Kerns 402 und der Ausbreitungsrichtung des Lichtes im Bereich 410 des ebenen optischen Wellenleiters 406 möglich. Der Winkel θ ist also bei entsprechender Wahl des Strichabstandes des Beugungsgitters 400 und seiner Orientierung bezüglich des Lichtes, das sich durch den Bereich 410 ausbreitet, unabhängig von den Einschränkungen der für die F i g. 1 a und 1 b gültigen Gleichung (4).

F i g. 3a und 3b zeigen die geometrischen Beziehungen zwischen dem Ende des Kerns 402 des Faseroptik-Wellenleiters und dem Bereich 410 des ebenen optischen Wellenleiters, durch den sich kohärentes Licht ausbreitet Der Bereich 410 hat eine effektive optische Wellenleiterbreite d\ parallel zur Ordinate yi und bildet einen ebenen Wellenleiter für Licht, das sich in einer Richtung parallel zur Abszisse χι ausbreitet Der Wellenausbreitungsvektor des Lichtes im Bereich 410 ist ku In entsprechender Weise hat das Ende des Kerns 402 des Faseroptik-Wellenleiters eine effektive optische Wellenleiterbreite cfe parallel zur Ordinate y₂ für Licht, das sich in einer Richtung parallel zur Abszisse x₂ ausbreitet. Der Wellenausbreitungsvektor des Lichtes im Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters ist Ar₂. Das Ende des Kerns 402 verläuft im Winkel θ bezüglich des Bereiches 410 des ebenen optischen Wellenleiters, so daß die punktierte Fläche in F i g. 3a den Überlappungsbereich des Kerns 402 und des Bereiches 410 darstellt, in dem eine starke Lichtkopplung zwischen der sich im Bereich 410 des ebenen optischen Wellenleiters ausbreitenden Lichtschwingung und dem Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters stattfinden soll. Eine solche starke Kopplung der Lichtschwingungsenergie hängt vom Vorhandensein einer Phasenanpassung ab, welche wiederum eine Funktion der jeweiligen Werte des Brechungsindex n\ des Bereiches 410 des ebenen optischen Wellenleiters und des Brechungsindex n₂ des Kerns 402 des Faseroptikwellenleiters, des Strichabstandes Sdes Beugungsgitters 400 und der Orientierung dieses Beugungsgitters bezüglich des Bereiches 410 und des Kernes 402 ist Wie diese Faktoren miteinander in Beziehung stehen, wird anhand des in Fig.3b dargestellten Vektordiagramms erläutert

Damit eine Phasenanpassung stattfindet, muß gemäß Fig.3b das Beugungsgitter 400 einen effektiven Wellenausbreitungsvektor k_g mit einem solchen Wert ergeben, daß sich bei einer Vektoraddition mit dem Welienausbreitungsvektor Ar₂ ein Wert gleich dem Wellenausbreitungsvektor Jt₁ ergibt. Wenn also die Wellenausbreitungsvektoren k\ und Ar₂, die einen Winkel θ miteinander bilden, die in Fig.3b dargestellten relativen Beträge aufweisen, muß der für eine Phasenanpassung erforderliche Beugungsgitterschwingungs-Ausbreitungsvektor k_g den in F i g. 3b dargestellten relativen Betrag haben und den dargestellten Winkel Φ bezüglich des Vektors k\ haben.

Es läßt sich mathematisch zeigen, daß der richtige Beugungsgitterabstand S und der richtige Orientierungswinkel Φ des Beugungsgitters, die den für die Phasenanpassung erforderlichen Ausbreitungsvektor liefern, durch die folgenden Gleichungen gegeben sind:

S = ?-— sin { arc tan

lu sin H

*

wobei A₀ die Vakuumwellenlänge bedeutet, und

Φ =-- arc tan (--* ⁸^ -) (10)

\n₂ — η, cos θ J

Die Phasenanpassung ist zwar unabhängig von der Tiefe des Beugungsgitters, der Wert des Kopplungskoeffizienten hängt jedoch von dieser Tiefe ab. Unter der Annahme, daß das kohärente Licht sich in dem ebenen Wellenleiter 406 in Fig.2b von links nach rechts ausbreitet, ergibt der exponentielle Verlauf der Tiefe des Beugungsgitters 400 gemäß Fig.2b einen verhältnismäßig kleinen Kopplungskoeffizienten für die Licht-Schwingungsenergie relativ hoher Intensität, die auf der linken Seite des ebenen Wellenleiters 406 herrscht, während der Kopplungskoeffizient für die Lichtschwingungsenergie relativ niedriger Intensität, die sich zum rechten Ende hin ergibt, relativ groß ist Ein Beugungsgitter 400 mit einer sich exponentiell ändernden Tiefe, wie es bei dem bevorzugten Ausführungsbeispiel gemäß Fig.2b dargestellt ist ergibt einen sich exponentiell ändernden Kopplungskoeffizienten; bei den Kopplern gemäß der Erfindung kann man jedoch auch z. B. Beugungsgitter verwenden deren Tiefe und deren daraus resultierender Kopplungs koeffizient sich überhajpt nicht ändern, oder bei dener sich Tiefe und Kopplungskoeffizient von links nacl rechts in irgend einer anderen Weise ändern, z. B. linear.

Die Wahl der Änderung der Kopplung und de; Wertes von d\ werden so gewählt, daß sich im ebenei Wellenleiter ein Lichtbündel der gewünschten Abmes sung in der jvRichtung mit einer gewünschte! Energieverteilung ergibt, wenn Licht von der Faser ii den ebenen Wellenleiter gekoppelt werden soll. Ir umgekehrten Falle werden diese Größen so gewähr daß eine maximale Kopplung von einem vorgegebene ebenen Bündel in die betreffende Faser gewährleiste ist

Hierzu 3 Blatt Zeichnungen

Claims (1)

Wellenleitern durchgeführt, siehe ζ. Β. Man muß in der Praxis daher ei„e ih Shi fS^SSS Man muß in „e Patentansprüche: Ynörlung zur Kopplung optischer Schwingungsener- ^ -hen ebenen oder planaren optischen Wellenlei-

1. Optischer Koppler zur Übertragung zumindest Pfzwis ^lementen vorseheiL

quasi-kohärenter Lichtschwingungsenergie zwi- ⁵ ^r^MBM Technical Disclosure BuUetin«, sehen einem einen Kern aufweisenden Faseroptik- -f^f ^TSehen 2529-2530) in einem optischen Wellenleiter und einem ebenen optischen Wellenlei- ^"'^tfonssystem mit Dünnfilm-Wellenleitern zu ter, der für die Fortpflanzung der Uchtschwingungs- £""3!deoptiecl»e Fasern entweder in Längsrichtung i längs eines vorgegebenen Longitudinal- ^koPP^e"^ J _tifenförmigen ebenen Wellenleiter zu

ter, der für die Fortpflanzung der Uchtschwingug £3!deoptiecl»e Fasern entwede gchtung

energie längs eines vorgegebenen Longitudinal- ^koPP^e"^ J_{e stre}ifenförmigen ebenen Wellenleiter zu

reiches des ebenen Wellenleiters in einer Kopp- ι ο P^^jr. _{& Fasern} als Bündel nut einem kleinen lungsmode einen gegebenen ersten effektiven legj*«¹" _{d ft deS}sen Wert genau gewählt werden Brechungsindex m hat, wohingegen der Kern des ^Ne!f "^ _auf den ebenen Wellenleiter stoßen zu Faseroptik-Wellenleiters für die Fortpflanzung der muD, awu β _{sich zejgen}^ _{daß bei der} letztgenannten optischen Schwingungsenergie in einer Kopplungs- ¹^VL _eine befriedigende Kopplung nur dann

mode einen von Ti₁ verschiedenen zweiten effektiven 15 ^Ano;™"f, _weijn der Neigungswinkel θ einem Brechungsindex n₂ aufweist und einen Längsab- {**"*„_Verhältnis der Brechungsindizes der optischnitt hat, der paraUel zur Wellenkiterebene ^,Τ^π, und des ebenen Wellenleiters entspricht angeordnet und unter einem vorgegebenen schiefen seneorj» _{bekannt (US}._PS 36 74 336), Licht einer Winkel θ bezüglich der Längsrichtung des Longitu- TZ₁ZL_n Lichtquelle in einen optischen Dünnfilm-

dinalbereichs des ebenen Wellenleiters geneigt ist, 20 ^™Γ. „„^ eines »dicken« Beugungsgitters dadurch gekennzeichnet, daß der ^W„ n_raBB.Typ zu koppeln, der sich längs der Längsabschnitt des Kernes (402) mit einer Ober- ™^m, JL_iteroberfläche erstreckt und unerwünschte fläche einen Teil des Longitudinalbereiches (410) des *!^e"" _unterdrücken soll. Eine direkte Kopplung ebenen Wellenleiters (406, 408) so überlappt, daß ^M?^" _einem faseroptischen Wellenleiter und dem

eine gegenseitige Kopplung von phasenangepaßten 25 ^zw*~" vVellenleiter ist hier nicht vorgesehen und auch verlaufenden Feldern der Schwingungsenergie zwi- f?⁶"⁶" _we}_teres möglich.

sehen den Wellenleitern über diesen TeU gewahrlei- ^er Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen

stet ist, und daß ein Beugungsgitter (400) vorgesehen ~"V _anzugeben, der eine bessere Kopplung als

ist, dessen Strichabstand Sund dessen Winkel Φ mit imw verlaufende Felder zwischen faseropti-

der Längsrichtung des Longitudinalbereiches (410) 30 dimic _ebenen Wellenleitern gewährleistet, die

im wesentlichen den folgenden Gleichungen genu- ^sc"_k"_{isch unaD}hängig von dem Winkel θ ist.
gen: ^p _Die Erfindung löst diese Aufgabe durch die

L, I / «2 sin« \1 kennzeichnenden Merkmale des Anspruchs 1.

S = ?—- sin arc tan (—-^rr-z^ä j „ _Die Erfindung hai den Vorteil, daß eine Kopplung in

n₂ sin β 1 U- «2cosOJ\ 35 Ehe brtin^g^ ^^^ _{dem faseroptischen}

■ _n . Wellenleiter und dem ebenen Wellenleiter möglich ist

_{φ =} „cU-Hl™*-) Anhand der Zeichnung wird die Erfindung näher

U₂-H₁COSo; erläutert Es zeigen