DE2503405C3 - Optischer Koppler - Google Patents

Description

S = -—-?--- sin

(I₁ sin (-)

f η-, sin (-)

arc tan I

V n, - H₂ cos

cos (-)

35

/ /1. sin (-) \

Φ - arc tan! I

\n₂ — /ι, cos HJ

wobei Ao die Vakuumwellenlänge der Lichtschwingungsenergie bedeutet.

2. Optischer Koppler nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß sich die Strichtiefe des Beugungsgitters (400) von dessen einem Ende zu seinem anderen Ende nach einer gegebenen Funktion ändert.

3. Optischer Koppler nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß sich die Strichtiefe nach einer exponentiellen Funktion ändert.

5°

Die Erfindung betrifft einen optischen Koppler nach em Oberbegriff des Anspruchs 1. ^₅

Die in jüngerer Zeit entwickelten verlustarmen iseroptischen Wellenleiter erlauben die Realisierung reitbandiger optischer Kommunikationssysteme. Bei olchen Systemen wird ein Träger aus kohärenter iptischer Schwingungs- oder Lichtenergie mit einem f,₀ ider mehreren Informationssignalkanälen moduliert. )ie modulierte Lichtsohwingung wird in einem optichen Kommunikationsnetzwerk nutzbar gemacht, das :ine Anzahl getrennter Gruppen optischer Verarbeiungselemente enthält, die miteinander durch faseropti- (,_, ehe Wellenleiter oder Übertragungsleitungen gekop- >elt sind. Die optische Signalverarbeitung, wie Schalten, vlodulieren und dergleichen wird jedoch gewöhnlich in ebenen optischen Wellenleitern durchgeführt, siehe z. B. US-PS 37 95 433· Man muß in der Praxis daher eine Anordnung zur Kopplung optischer Schwingungsenergie zwischen ebenen oder planaren optischen Wellenleitern und Faseroptikelementen vorsehen.

Es ist bekannt (»IBM Technical Disclosure Bulletin«, Bd. 13, No. 9, Seiten 2529-2530), in einem optischen Komm'unikationssystem mit Dünnfilm-Wellenleitern zu koppelnde optische Fasern entweder in Längsrichtung parallel auf die streif enförmigen ebenen Wellenleiter zu legen oder die Fasern als Bündel mit einem kleinen Neigungswinkel Θ, dessen Wert genau gewählt werden muß, schräg auf den ebenen Wellenleiter stoßen zu lassen. Es läßt sich zeigen, daß bei der letztgenannten Anordnung eine befriedigende Kopplung nur dann möglich ist, wenn der Neigungswinkel θ einem bestimmten Verhältnis der Brechungsindizes der optischen Fasern und des ebenen Wellenleiters entspricht.

Es ist ferner bekannt (US-PS 36 74 336), Licht einer entfernten Lichtquelle in einen optischen Dünnfilm-Wellenleiter mittels eines »dicken« Beugungsgitters vom Bragg-Typ zu koppeln, der sich längs der Wellenleiteroberfläche erstreckt und unerwünschte Moden unterdrücken soll. Eine direkte Kopplung zwischen einem faseroptischen Wellenleiter und dem ebenen Wellenleiter ist hier nicht vorgesehen und auch nicht ohne weiteres möglich.

Der Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, einen Koppler anzugeben, der eine bessere Kopplung als bisher durch verlaufende Felder zwischen faseroptischen und ebenen Wellenleitern gewährleistet, die praktisch unabhängig von dem Winkel θ ist.

Die Erfindung löst diese Aufgabe durch die kennzeichnenden Merkmale des Anspruchs 1.

Die Erfindung hat den Vorteil, daß eine Kopplung in beliebiger Richtung zwischen dem faseroptischen Wellenleiter und dem ebenen Wellenleiter möglich ist.

Anhand der Zeichnung wird die Erfindung näher erläutert. Es zeigen

Fig. la und Ib eine Draufsicht bzw. eine Seitenansicht einer Anordnung zur direkten Kopplung eines ebenen Wellenleiters mit einem Faseroptikelement, bei der die Erfindung jedoch nicht realisiert ist,

F i g. 2a eine Ausführungsform eines Kopplers mit einem Beugungsgitter,

F i g. 2b eine vergrößerte Schnittansicht in einer Ebene A '-A der F i g. 2a und

F i g. 3a und 3b graphische Darstellungen, auf die bei der Erläuterung des in Fig.2a und 2b dargestellten Kopplers Bezug genommen wird.

Bei den dargestellten Kopplern erfolgt die Lichtkopplung jeweils mit verlaufenden (»evaneszenten«) elektromagnetischen Feldern des sich im Faseroptik-Wellenleiter und dem ebenen optischen Wellenleiter ausbreitenden Lichtes. Wie bei allen Fällen einet Kopplung mittels verlaufender Felder tritt eine starke Kopplung nur dann ein, wenn die Phasengeschwindig keiten der miteinander in Wechselwirkung tretender Felder aneinander angepaßt sind. Das Problem besteh also darin, eine Anordnung anzugeben, bei der die Phasengeschwindigkeiten der miteinander in Wechsel wirkung tretenden, koppelnden Felder aneinandei angepaßt sind.

Bei der Anordnung gemäß Fig. la und Ib ist au einem Substrat 100 der eigentliche ebene optisch) Wellenleiter in Form einer ebenen Schicht 10: angeordnet. Die Schicht 102 kann aus Glas, einen elektro-optischen Kristall usw. bestehen, während fü

das Substrat 100 irgend ein Dielektrikum, wie Glas oder ein optischer Kristall, verwendet wtiden kann, das an der Grenzfläche zur ebenen Schicht 102 einen niedrigeren Brechungsindex hat als diese Schicht Wie in Fig. la schematisch dargestellt ist, breitet sich im Betrieb ein Lichtbündel 104 in einer 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 Lichtbündel breitet sich mit einem im wesentlichen ebenen Schwingungstyp (Mode) mit einer Geschwindigkeit aus, die für den betrachteten speziellen Schwingungstyp umgekehrt proportional zum effektiven Brechungsindex /i| der Schicht 102 Kt Eine hohe Kohärenz des Lichtes ist wünschenswert; der erforderliche Kohärenzgrad wird durch den Bereich der Frequenzen der gekoppelten speziellen Schwingungstypen 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 hei der dünnen Schicht 102 befindliche Ende des Kerns 108 Längsabschnitte L₂ und L₃ 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 A:i bezeichnet wird und der Ausbreitungsvektor im Kern 108 des Faseroptik-Wellenleiters mit ki bezeichnet wird, ist, damit eine starke Kopplung über abklingende Felder stattfinden kann:

	ic, cos Θ = k2	(D
dabei sind:
	/c, = 2 π /1,/A0 ;	(2)
	k2 = 2 .-r /h/A,,;	(3)

wobei Ao die Vakuumwellenlänge des Lichts bedeutet.

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

cos (■) = /i₂//i,.

Diese Gleichung läßt sich erfüllen, solange H₂ S m.
' Damit eine Kopplung eintritt, ist zwar eine Phasenanpassung wesentlich, der Grad oder das Ausmaß der Kopplung, die stattfindet, sind jedoch außerdem noch von solchen Faktoren wie der Schwingungstyppolarisation, der Länge des Abschnittes Li und dem tatsächlichen Abstand zwischen dem Kern 108 und der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters abhängig. In dem häufigsten Falle, bei dem möglichst 'venig Lichtschwingungsenergie vom Faseroptik-Wellenleiter 106 zurück in die Schicht 102 des ebenen optischen Wellenleiters gekoppelt werden soll, soll die Länge der Abschnitte Li und Ls 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.

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 406 angeordnet. Wenn man in dem holographischen Aufzeichnungsinterferometer fokussierte Gaußsche Bündel verwendet, kann man der Strichtiefe des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 einen exponentiellen Verlauf geben, wie er in F i g. 2b dargestellt ist. Der Strichabstand des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 wird durch die Wellenlänge des zur Belichtung des Photolacks verwendeten Strahlung und die Einstellung des Winkels zwischen 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 holographische Interferenz zwischen einem in den ebenen Wellenleiter fokussierten 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 Th 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 y\ und bildet einen ebenen Wellenleiter für Licht, das sich in einer Richtung parallel zur Abszisse x\ ausbreitet Der Wellenausbreitungsvektor des Lichtes im Bereich 410 ist Jt|. In entsprechender Weise hat das Ende des Kerns 402 des Faseroptik-Wellenleiters eine effektive optische Wellenleiterbreite d₂ 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 k₂. 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 5des 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 F i g. 3b das Beugungsgitter 400 einen effektiven Wellenausbreitungsvektor k_g mit einem solchen Wert ergeben, daß sich bei einer Vektoraddition mit dem Wellenausbreitungsvektor k₂ ein Wert gleich dem Wellenausbreitungsvektor k\ ergibt Wenn also die Wellenausbreitungsvektoren Jti und k₂, die einen Winkel θ miteinander bilden, die in Fig.21b 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 Jti 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= ^Λ°

sin Θ

sin < arc

(π, sin (-) \ 77 /I₁ - /I₂ COS«/

wobei A₀ die Vakuumwellenlänge bedeutet, und

/ /i, sin θ \ .,„,

Φ = arc tan ί ^! -1 (10)

2S \ 2 1 /

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 exponentiell Verlauf der Tiefe des Beugungsgitters 400 gemäß F i g. 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 bevorzugter Ausführungsbeispiel gemäß Fig.2b dargestellt ist ergibt einen sich exponentiell ändernden Kopplungsko effizienten; bei den Kopplern gemäß der Erfindung

4s kann man jedoch auch z. B. Beugungsgitter verwenden deren Tiefe und deren daraus resultierender Kopplungs koeffizient sich überhaupt nicht ändern, oder bei denei sich Tiefe und Kopplungskoeffizient von links nacl rechts in irgend einer anderen Weise ändern, z. B. linear

so 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 .^-Richtung mit einer gewünschte: Energieverteilung ergibt, wenn Licht von der Faser ii den ebenen Wellenleiter gekoppelt werden soll. In umgekehrten Falle werden diese Größen so gewähl daß eine maximale Kopplung von einem vorgegebene ebenen Bündel in die betreffende Faser gewährleiste ist.

Hierzu 3 Blatt Zcichnuimcn

Claims (1)

ι w» Patentansprüche:

1. Optischer Koppler zur Übertragung zumindest quasi-kohärenter Lichtschwingungsenergie zwisehen einem einen Kern aufweisenden Faseroptik-Wellenleiter und einem ebenen optischen Wellenleiter, der für die Fortpflanzung der Lichtschwingungsenergie längs eines vorgegebenen Longitudinalbereiches des ebenen Wellenleiters in einer Kopp- ι ο lungsmode einen gegebenen ersten effektiven Brechungsindex n\ hat, wohingegen der Kern des Faseroptik-Wellenleiters für die Fortpflanzung der optischen Schwingungsenergie in einer Kopplungsmode einer, von n\ verschiedenen zweiten effektiven ι s Brechungsindex Π2 aufweist und einen Längsabschnitt hat, der parallel zur Wellenleiterebene angeordnet und unter einem vorgegebenen schiefen Winkel θ bezüglich der Längsrichtung des Longitudinalbereichs des ebenen Wellenleiters geneigt ist, dadurch gekennzeichnet, daß der Längsabschnitt des Kernes (402) mit einer Oberfläche einen Teil des Longitudinalbereiches (410) des ebenen Wellenleiters (406, 408) so überlappt, daß eine gegenseitige Kopplung von phasenangepaßten verlaufenden Feldern der Schwingungsenergie zwischen den Wellenleitern über diesen Teil gewährleistet ist, und daß ein Beugungsgitter (400) vorgesehen ist, dessen Strichabstand 5 und dessen Winkel Φ mit der Längsrichtung des Longitudinalbereiches (410) im wesentlichen den folgenden Gleichungen genügen: