JPH0465362B2 - - Google Patents

Description

【発明の詳細な説明】 (ア) 技術分野 この発明は、波長の異なるふたつの光を分離す
ることのできる分波素子に関する。

光通信は光を信号に用いる。通信容量を増大す
るために、波長の異なる２以上の光信号が、同一
の光フアイバの中を伝送するようにする。これが
光多重通信である。波長の異なる光信号が光フア
イバの中で干渉しあつたりすることはない。独立
の光信号として伝送される。

この場合、１本の光フアイバ又は媒質の中か
ら、波長の異なるふたつの光を分離するための素
子が出射端に於て必要である。これが分波素子で
ある。

(イ) 従来技術 光多重通信に於て用いられる分波素子には、 (a) 回折格子やプラズムなどの角度分散素子を用
いたもの、 (b) 誘電体多層膜の干渉フイルタなどの波長選択
性反射／透過膜を用いたもの、 などがある。

(a)のカテゴリーに属するものの例を第８図に示
す。１本の入力側光フアイバ３０と、複数の出力
側光フアイバ３１とが並列に設けられる。端面は
面一になつており、集束性ロツドレンズ３２の一
端に固着されている。集束性ロツドレンズの他端
には、回折格子３３が設けられる。入射側光フア
イバ３０から集束性ロツドレンズ３２に入射した
光は、回折格子３３に当たる。

光は回折するが、回折角は、光の波長によつて
異なる。その光の波長λに対応する回折角の方向
にある出射側光フアイバ３１へと回折される事に
なる。

回折格子としては、シリコン単結晶の選択エツ
チングを利用した高回折効率のブレーズ回折格子
がよく用いられる。

この分波素子は、回折格子を使用するので、多
数の波長の光信号を一度に分波することができ
る、という長所である。たとえば20チヤンネルの
光信号を分波、或は多重変換することができる。

しかしながら、光フアイバの位置ぎめが難しく
製作が困難である。また挿入損失が大きいという
欠点もある。

第９図には波長選択性反射／透過膜を用いた分
波素子を示している。４つの集束性ロツドレンズ
３５を用いる。２つのロツドレンズの間には、干
渉フイルタ膜３６，３７が設けてある。これは誘
電体多層膜によつて作られた干渉フイルタであ
る。ある特定の波長の光を透過し、他の波長の光
を反射する。

干渉フイルタ膜３６，３７を挾んだ２組のロツ
ドレンズ３５は、軸と直角な方向に少しずれた位
置に於て貼り合わされている。

ロツドレンズの前後端面には、４つの光フアイ
バＡ，Ｂ，Ｃ，Ｄが固着されている。

波長ｂ，ｃ，ｄの３種類の光が、光フアイバＡ
から入するとする。干渉フイルタ３６は、波長ｂ
の光のみ透過し、ｃ，ｄの光を反射する。ｃ，ｄ
の光は２番目の干渉フイルタ膜３７に当たる。こ
のフイルタ膜３７はｃを反射し、ｄを透過させ
る。従つて、光フアイバＢ，Ｃ，Ｄから波長ｂ，
ｃ，ｄの光が出射される。

この分波素子は２つ又は３つ程度の光信号を分
波できるだけである。しかし、挿入損失は少い、
とされている。

(ウ) 従来技術の問題点 いずれの分波素子も、光の波長の違いを直接に
利用して、波長の異なる光を分波するものであ
る。従つて、次のような問題点があつた。

(1) 素子の製作には非常な高精度が要求され、高
価になる。

第８図、第９図の例で、出射側光フアイバの
位置は極めて厳格に決定されなければならな
い。レンズの端面から出射する光の位置は波長
によつて決まつているからである。正規の位置
から、光フアイバのコア径分だけずれると、出
射光が出てこない、という事になる。

(2) 入射角の依存性が大きく調整が困難である。
レンズの中の光路は一義的に定まる。もし入射
角が正規の角度からずれると、出射端に於ける
出射点の位置がズレてしまう。

(3) 空間伝搬光を分波するため、フアイバとの結
合には基本的に適さない。

(エ) 目的 量産することができ、しかも低価格にできる分
波素子を与える事が本発明の目的である。

使用時に於て調整精度のゆるやかな分波素子を
与える事が本発明の第２の目的である。

光フアイバとの結合容易な分波素子を与える事
が本発明の第３の目的である。

(オ) 導波形光ビームスプリツタ 導波形光ビームスプリツタは、榎原、井筒、末
田“導波形光ビームスプリツタ”輻射科学研究会
1982RS−82−11によつて初めて提案されたもの
である。

第３図に導波形光ビームスプリツタの平面図を
示す。

これは対称Ｙ分岐と非対称Ｙ分岐とを組合わせ
たＸ型の分岐をもつ素子である。

４つの単一モード光導波が一点で結合している
ような形状をもつている。

分岐を構成する光導波路のそれぞれを、単に、
分枝と呼ぶ。左半分の分枝と分枝は同一幅の
単一モードで光導波路である。つまり、，は
上下方向に対称である。結合部Ｑに於て、，
は角θ₁をなす。

結合部より右半分の分枝Ｗ，Ｎは非対称であ
る。角θ₂をなす。分枝Ｗの方がＮより太い。分岐
角θ₁，θ₂は分りやすくするため大きく書いている
が、実に十分に小さい角度である。

光の進行方向をｚ軸とする。つまり分枝，
の二等分線の方向がｚ軸である。

紙面に対して垂直上向きにｘ軸をとる。光の進
行はｚ軸方向に沿つているが、ｙ軸方向成分も少
し含まれる。

光導波路，，Ｗ，Ｎは同じ屈折率の媒質で
ある。周辺のクラツドは、より低い屈折率の媒質
である。

問題を単純化するために、ｘ軸方向には、無限
に拡がつており、ｘ軸方向に屈折率は変らないと
仮定する。

つまり、，，Ｗ，Ｎは無限に広い板状の導
波路であると仮定するのである。そうするとｘ方
向に関する微係数が０になり、マツクスウエル方
程式が単純化される。

さらに、分岐角θ₁，θ₂は十分小さいので、ｙ方
向に見て、分枝，、分枝Ｗ，Ｎのそれぞれの
部分は五層光導波路とみなすことができる。

五層光導波路とここでいうのは、クラツド・コ
ア・クラツド・コア・クラツドの五層である。真
中のクラツドが厚ければ、コア・コア間にはなん
の相互作用も存在しない。

しかし、真中のクラツドが薄いと、コア・コア
間に相互作用が存在する。

これらの光導波路は単一モードである。つま
り、幅は十分狭くて、単一モード、最低次モード
の光しか通さないのである。光エネルギーに関し
て、ノードのないモードである。

真中のクラツドが十分厚いときは、各コアは独
立の媒質と考えられるから、三層構造（クラツ
ド・コア・クラツド）のスラブ導波路にほぼ等し
い。最低次モードはエルミート函数H₀（ｙ）で表
現できる。

これは、コアの幅が異なつていても同じことで
ある。ただし、コアの幅は単一モード伝搬の条件
からある値より小さい事が要求される。

中間のクラツドが薄いと、コア・コアの間に相
互作用が生ずる。この場は五層構造のスラブ線路
と考えられる。２つのコアを伝搬する光の波動函
数はH₀で表現される。しかし、位相に関して、
２つのコアで同一位相の場合と、逆位相の場合が
ある。

同一位相の場合、これを偶モードという。分枝
、分枝の最低次ヨード波動函数を，とす
ると、偶モードは＋と書くことができる。

逆位相の場合、つまり位相が180°違う場合、こ
れを奇モードという。奇モードは−と簡単に
書くことができる。

単に、中間のクラツドが薄いというだけの五層
構造であれば、波動函数，の位相差φは０と
180°に限定されない。連続的ランダムの値を取り
うる。

しかし、分枝，が結合部Ｑに於て合一する
から、より厳しい条件が位相差について課される
ことになる。

結合部Ｑの導波路の幅はとの幅とを加えた
ものであるから、最低次モードと、２番目のモー
ドとを通す。エルミート函数でいえば、H₀とH₁
が結合部に於て存在しうる。

第４図に偶モード、奇モードの波動函数の変化
を図式的に示す。

分枝と分枝に於て、いずれも最低次のモー
ドが励起されているとする。この光が僅かな分岐
角θ₁により、少しずつ接近し、やがて結合部で合
体する。

結合部では、０次モードH₀と１次モードH₁が
存在する。H₀、H₁以外のものは存在しない。

θ₁は小さいので、波動函数の変化は、連続的に
起る。つまり断熱的に変化する。結合部でH₀モ
ードになるためには、分枝，に於て波動函数
が対称でなければならない。つまり、＋で示
されるような（位相差０）波動函数が、，に
於て存在しなければならない。

第４図に於て、，に関し対称なものを偶モ
ードというが、これは結合部に於けるH₀モード
に接続されるからである。

これに反して、結合部に於ける１次モードH₁
になめらかに接続される波動函数は分枝，に
関して−で表現されるものである。これは
H₁に接続されるから奇モードと呼ぶものである。

このように、分枝，に関し単一モード函数
が存在し、その位相差は、結合部がなければラン
ダムである。しかし結合部があつて、ここにふた
つのモードしか存在しないので、位相差は０か
180°かなのである。

さて、位相定数βは、モードを記述する固有値
である。これは光と伝搬方向に関する波数という
物理的意味をもつている。

位相定数は、ひとつのモードについては定数で
ある。低次モードほど大きくなる。これが実数で
ないものは放射モードであつて伝搬しないから、
考慮しない。

位相定数は、コア、クラツド屈折率、導波路幅
の関数である。

さきほどの波動函数の和＋、差−とい
うのは簡単化した言い方である。中間のクラツド
が狭い時は五層導波路として、ひとつの統一的な
波動函数を考えなければならない。

分枝，は対称であるから、結合から十分遠
い点で、偶モードで奇モードも、同じ位相定数を
もつ。分岐が単独に存在する場合と同じだから
である。

第５図に第４図の光導波路に於ける位相定数の
変化を示す。横軸は、光の伝搬方向ｚである。真
中が結合部分で、左半分が対称分岐，側、右
半分が非対称分岐側Ｗ，Ｎ側である。

分枝の幅の和は保存されているとする。＋
＝Ｗ＋Ｎという式で示される。ここで、は分枝
の幅という事であり、波動函数を意味している
のではない。

位相定数は、コア、クラツド、屈折率が同じ、
モード数である時、導波路の幅が広いほど大き
い。分枝Ｗの幅が最も広いとすると分枝Ｗに於け
る位相定数Ｔが最も大きい。次いで、分枝，
に於ける共通の位相定数Ｕ、もつとも小さいのが
分枝Ｎに於ける位相定数Ｒである。こうしてｚ＝
−∞と＋∞の位相定数βの値が確定する。ｚ＝±
∞に於て、θ₁，θ₂がいかに小さくても有限角であ
る限り、分枝，間、或はＷ，Ｎ間の相関は存
在しない。したがつて、ｚ＝−∞でＵとなり、＋
∞でＴとＲになる。

結合部分Ｑについて考える。

位相定数は、モード次数が高いほど小さく、導
波路幅が小さい程小さい。

結合部分において０次モードの位相定数は、ど
の分枝の位相定数より大きい、幅が広いからであ
る。これをＶで表現する。

１次モードの位相定数は、０次モードの位相定
数Ｖよりかなり小さい。これをＳとする。

偶モードの波動函数は＋によつて象徴的に
表現できるが、分枝の間隙が狭くなるに従つて、
位相定数がＶに近づく。

波動函数＋が、結合部分Ｑに於ける０次モ
ード函数H₀に連続してゆくからである。

奇モードの波動函数−は、間隙が狭くなる
に従い、位相定数がＳに近づいてゆく。

こうして、偶モードと、奇モードの縮退がとけ
てゆく。位相定数に関しては、偶モードがUV、
奇モードがUSの曲線を描くことになる。

このような位相定数の変化は可逆的である。

反対に、結合部Ｑから、分枝，の方向へ
H₀、H₁モードの光を伝搬させることもできる。
この場合、偶モードの光は、＋として、同一
位相の分枝，に於ける０次モードになつてゆ
く。奇モードの光は、−として反対位相の０
次モードになつてゆく。位相定数は接近してゆき
ｚ→−∞に於て縮退する。

縮退するのが一般的なのではない。分枝の幅が
同一であるから縮退するのである。

位相定数が縮退するから、０から出発した０次
モード光のエネルギーは半分づつ、分枝とに
分配される。Ｑから出発した１次モードの光のエ
ネルギーも半分づつ、分枝とに分配される。

このように等分配則が成立するが、これは２つ
の分枝，に於て位相定数が縮退しているから
こうなるのである。位相定数が縮退するのは、導
波路幅が等しいからである。

さて、接合部Ｑより右側にある非対称分岐側に
ついて説明する。分枝Ｗの幅の方が分枝Ｎの幅よ
り広いものとする。

必要なものは幅の不等性Ｗ＞Ｎだけである。ど
ちらが何倍大きくなければならないという事はな
い。条件は厳しくない。これが重要な点である。

位相定数は、同じモードの光であれば幅が広い
方が大きくなる。分枝Ｗ，Ｎは単一モード導波路
であるから、０次モード光しか伝搬しない。

０次モード光であつても、Ｗの方が広いので、
Ｗの位相定数の方が大きく、Ｔとなる。ＴはＵよ
り大きい。

Ｎの方が狭いから、Ｎの位相定数Ｒは小さい。

線路幅の広さは、Ｗ→、→Ｎの順であるか
ら、位相定数については、 Ｔ＞Ｕ＞Ｒ (1) という関係がある。

結合部分の位相定数Ｖは、最も広い線路に於け
る０次モードのものであるから、Ｔより大きい。
位相定数Ｓは、Ｒより小さい。これは線路幅の和
が一定であることによる。

偶モードの光がＱ点から、分枝Ｗ，Ｎへと進行
するとする。第４図に於て、それぞれの地点に於
て、偶モード波動函数を右に、奇モード波動函数
を左に図示してある。

Ｑ点に於ける、右方の波動函数が偶モードの波
動函数である。これは結合部が無限に長いと仮定
した時のH₀モードである。ピークがひとつあり、
ノード（零点）はない。

偶モード位相定数はＶである。これが分枝Ｗ，
Ｎに入ると、偶函数であるので、位相差が０の０
次モードになつてゆく。しかし、等分配されるわ
けではない。偶モードのエネルギーは次第に分枝
Ｎから抜けだして、分枝Ｗに移行してゆく。Ｚ→
∞では、全てエネルギーが分枝Ｗに集中する。

このような変化を第５図で見ると、ＶからＴに
至る曲線に対応する。ＶからＲに至る変化が起ら
ない。

偶モード波動函数が、勾配の変化がゆるやかで
ある。このため、狭い方の分枝Ｎにおける、コ
ア、クラツド境界に於ける電場、磁場の連続条件
を満たすことができず、広い分枝Ｗの方へ局在し
てしまうのである。

θ₂が小さければ、このような変化は断熱的に起
こるから、Ｖ→Ｔへの変換ロスは殆ど０になる。

奇モードの光が結合部Ｑから右方へ伝搬する事
を考える。Ｑに於て（第４図）左側に図示した波
動函数である。ピークが正負２つあり、ノード
（零点）がひとつある。これは結合部Ｑがこの幅
で無限に長いとしたときの１次モードH₁に対応
する。位相定数はＳである。

分枝Ｗ，Ｎに入ると、180°位相の異なる０次モ
ード光へと変換してゆく。分枝Ｎでは正、Ｗでは
負の０次モード光として図示してある。もちろん
逆でもよい。

１次モード光であつたから、Ｑに於て、コア、
クラツド間境界に於ける勾配が大きい。この勾配
は、狭い方の分枝Ｎに於けるコア、クラツド境界
に於ける勾配に近い。

そこで、奇モード光は、狭い分枝Ｎに適合し、
分枝Ｎへとエネルギーを集中してゆく。

広い方の分枝Ｗは、幅が広いので、コア、クラ
ツドの境界条件を課すと、波動函数の勾配が小さ
くなり、本来、勾配のきつい奇モードの波動函数
は、分枝Ｗに入りこみにくい。負の０次モード波
動函数が少しずつ消えてゆく。

結局ｚ→＋∞の極限で、奇モードの光は、全
て、分枝Ｎに局在するという事になる。位相定数
でいえばＳからＲへの変化が起こるという事にな
る。

以上の話は、全てθ₂が小さく、断熱近似が成立
すると仮定している。

実際に独立の波動函数が定義できるのは、Ｚ→
±∞の極限に於てだけである。結合部に於ても、
これに近い領域に於ても独立な波動函数が存在す
るというわけではない。

結合部に於ては、三層構造の幅の一様なスラブ
線路の近似がなされており、これに対応する０次
モードH₀、１次モードH₁が存在するとしてい
る。

これ以外の領域では、平行なクラツドが無限に
連続する五層構造スラブ線路の近似がなされてい
る。それぞれのコアに対して、これを隔てる幅が
一定のクラツドが介在するという近似である。こ
の場合、奇モード、偶モードの位相定数は計算で
きるし、波動函数も計算できる。

第５図の位相定数は、中間のクラツド幅の函数
として、各モードの位相定数を求め、ｚ軸方向の
距離とクラツド幅ｄの関係（ｄ＝2ztanθ₂／２）
を使つて、変数をｚに書き換えたものにすぎな
い。

従つて、Ｖ，Ｓを含む、中間の位相定数は明確
に定義される量である。

しかしながら、θ₁，θ₂が十分小さければ、平行
スラブ線路の仮定が十分成り立ち、断熱的に位相
定数が変化してゆくことになる。

このような断熱近似の仮定は、θ₁，θ₂が小さい
限り妥当である。

非対称分枝に於ける変化も可逆的である。分枝
Ｎから結合部Ｑへ向けて伝搬する光は、分枝Ｎが
狭いので、コア、クラツドの境界で勾配が大きく
なる。このため、分枝Ｗが接近してくると、分枝
Ｗのコアの中へ負の波動函数を要求する。位相差
180°の０次モードが分枝Ｗに於て成長してゆく。
結合部に至ると、これは１次モード、つまり奇モ
ードの光になる。

これだけであれば、単なるビームスプリツタと
かわらない。

分枝から入つた光は、結合部に於いて、０次
モード、１次モード光の両方を励起する。したが
つて、これらの光エネルギーは、分枝ＷへもＮへ
もほぼ等量入つてゆく。

分枝から入つた光も同様で、分枝ＷとＮの両
方へ入る。

いずれの分枝，から入つた光も２分されて
出射される。

反対に、分枝Ｗから入つた光は、結合部の０次
モードへ変化する。０次モード光は２等分されて
分枝，に出射される。２分されることには変
わりない。

分枝Ｎから入つた光は、結合部に於て１次モー
ドに変化する。１次モード光は２等分されて分枝
，に入り、ここから出射される。

このように、ひとつの分枝から光を入射する
と、対向分枝から２分された光が出射されるだけ
で、単純なビームスプリツタと変わるところがな
い。

しかし、対称分岐側のふたつの分枝，へ、
同時に、位相差が０、又は180°の光を入射するこ
とができれば、結合部Ｑでは、０次モードか１次
モードかいずれかのモードしか存在しないように
することことができる。

入射光は２本必要で、しかも同時でなければな
らずさらに位相差が０か180°でなければならな
い。

第６図は同位相の光を分枝，へ同時に入射
したものを示す。波動函数は＋で示すことが
できる。結合部の０次モードになり、以後偶モー
ドになるから、広い方の分枝Ｗへと集中する。

第７図は逆位相の光を分枝，へ同時に入射
したものを示す。波動函数は−で示すことが
できる。結合部の１次モードになる。奇モードに
なるので、狭い方の分枝Ｎへと集中する。

第６図と第７図とを比較すると、これが選択性
をもつ分波素子になつていることが分る。

選択性といつても波長選択性ではなく位相の選
択性である。第６図では同位相で分枝Ｗへ、第７
図では逆位相で分枝Ｎへと光が分離される。

(カ) 発明の構成 以上の説明に於ては、光の波長は一定だとして
きた。

分枝に課される条件は、 (1) 分枝，，Ｗ，Ｎは単一モード導波路であ
る。１次モード以上のモードは存在しない。

(2) 結合部Ｑに於て、０次モード、１次モードの
２モードが存在しうること。

である。従つて、この２条件を満足できる波長の
光に対しては、同じ作用があるわけである。

本発明者は、このような導波形光ビームスプリ
ツタを用いて、分波素子を作ることができるとい
う事に気付いた。

ある波長λ₁の光Σに対しては分枝，に入力
する位相が同相になるようにし、ある波長λ₂の光
にΠに対しては分枝，に入力する位相が逆相
になるようにする。

こうすれば、光Σは分枝Ｗへ、光Πは分枝Ｎへ
と分割される。

それでは同相の光を２つ作り出すにはどうすれ
ばよいかという事である。位相差が変化してはな
らないから、ひとつの光源を使わなければならな
い。

波長が一定でなければならないから、レーザが
光源となる。そうするとレーザ光を２つに分け、
後に分枝，を通し結合点で合体する、という
事になる。２つのパスについて光路差が一定であ
るという事と、光路差が波長の整数倍であるとい
う事が要求される。

逆相の光を２つ作り出すにはどうすればよいか
という事もある。位相差が、波長が一定でなけれ
ばならないから、レーザを光源とし、これを２つ
に分けた後に分枝，を通す、という事も同じ
である。結合部で合体するが２つのパスについて
光路差があり、光路差が波長の（整数＋１／２）倍 でなければならない。

合計４つのパスが必要だという事になる。しか
し４つのパスを通すということ自体が難しいし、
位相差の変などが起こりやすいので望ましくな
い。

そこでパスを共通にし、２つのパスだけを使う
ようにする。

このパスをＫとＬとする。Ｋ，Ｌが、波長λ₁の
光Σに対しては同位相で、波長λ₂の光Πに対して
は逆位相で、光を出力するようにする。Ｋ，Ｌの
光路差が、光Σに対しては波長の整数倍で、光Π
に対しては波長の半整数倍であるようにすればよ
い。

図面によつて説明する。

第１図は本発明の分波素子の構成を示す平面図
である。

スラブ線路の仮定であるから、ｘ方向に屈折率
は変らないものとする。

分波素子は、分枝，、結合部Ｑ、分枝Ｗ，
Ｎを一部に含む光導波路群よりなつている。

分枝，の前段に、同一の光を入射させ、分
割するための、入射路１０、分岐路１１，１２、
分岐路１３，１４などが形成されている。入射路
１０と分岐路１１，１３とはＹ分岐を構成してい
る。交角θ₃は十分小さい角度である。Ｙ分岐１
１，１３の終端には平行分岐路１２，１４が続い
ている。平行分岐路１２，１４につづいて、前述
の分枝、分枝が存在する。

分枝，は小さい交角θ₂で、結合部Ｑに於で
交わる。

結合部Ｑから狭い角θ₂をなすように、広い分枝
Ｗと、狭い分枝Ｎとが形成されている。

分枝Ｗ、分枝Ｎには出射路１５，１６が連続し
ている。

Ｙ分岐１０，１１，１３の分岐点をＰとする。
ＰからＱへ至るパスが２つ存在する。ひとつは分
岐路１１，１２、分枝よりなるパスである。こ
れを光路Ｋと呼ぶ。

もうひとつは、分岐路１３，１４分枝よりな
るパスである。これを光路Ｌと呼ぶ。

コアの屈折率をｎ、光路Ｋと光路Ｌの長さの差
をΔlとする。光路の差はnΔlである。波長λの光
が光路Ｋと光路Ｌとを通つてＰ点からＱ点に至る
場合、位相差Δφは Δφ＝1π／λnΔl (2) によつて表わされる。

波長λ₁の光Σに対し、位相差は2πの整数倍と
する。波長λ₂の光Πに対し、位相差は2πの半整
数倍とする。すなわち、ｍ、ｓを整数として、 nΔl＝λ₁m (3) nΔl＝λ₂（ｓ＋１／２） (4) となるようにすればよい。ここで、λ₁，λ₂に対す
る屈折率ｎが同一としているが、λ₁とλ₂の差があ
まり大きくない場合はほぼ同一である。また屈折
率n₁，n₂を区別してあまり困難はない。

(3)、(4)の条件が成立したとすると、光Σは、結
合部Ｑの直前で分枝，に対して同相の光にな
る。これは、結合部で偶モードを励起する。従つ
て、非対称分岐の内、分枝Ｗへと進行し、出射端
１５から出射する。

光Πは、結合部の直前で、分枝，に於て反
対位相の光になる。これは結合部で奇モードを励
起する。従つて、非対称分枝Ｎへと進行し、出射
端１６から出射する。

λ₁，λ₂の地がまず決まつたとすると、(3)、(4)に
於て、自由に決定できる値は、屈折率ｎと光路長
の差Δlである。これは、波長のオーダーの精度
で正確に与えなければならない。

より簡単にΔlを制御することができる。

光路Ｋ，Ｌのいずれか一方、又は両方に電気光
学効果を有する位相遅延素子を設ける。第２図は
そのものの例を示す。

光路の一部又は全部が電気光学効果をもつ結晶
で作られているとする。ここへ長さl₁の電極を貼
りつけて、電極間に電圧Ｖを印加する。電極１
７，１８，１９，２０を図示している。以下は、
位相遅延素子がひとつである場合の説明である。
ふたつあつても同じことである。

これにより、この部分の屈折率を変化させるこ
とができる。光路長の増分は、屈折率の増分Δn
として、l₁Δnによつて表わすことができる。

(3)、(4)式のかわりに、 nΔl＋l₁Δn＝λ₁m (5) nΔl＋l₁Δn＝λ₂（ｓ＋１／２） (6) となる。

Δnは、印加電圧Ｖに比例するから制御可能な
変数である。(5)、(6)式はより一層満足されやすい
ことになる。

(3)、(4)式に於て、まず波長λ₁，λ₂が決まる。こ
の比λ₁／λ₂の値が精度よく定まる。これを、整数
ｍと半整数（ｓ＋１／２）の比、あるいは偶数2mと 奇数（2n＋１）の比になるようにする。こうし
て、ｍとｓとを同時に決定する。コア屈折率は、
不純物ドープ量によつて決まることもあり、変数
であることもある。しかし、多くの場合ｎは定数
と考えられ、結局、ｍ、ｓに対して、適当な光路
差Δlを決定する。

(3)、(4)からnΔlの誤差は波長の1/4以下でなけ
ればならないことは明らかである。

l₁Δnによる制御可能量はΔnの最大値とl₁の積
で示される。Δnの最大値がたとえ小さくても、
l₁が長ければ、制御可能量は大きくなる。l₁Δnの
変域をδ（l₁Δn）で示すとする。これは最大値と
いつてもよい。

δ（l₁Δn）λ₁λ₂／２（λ₁−λ₂） (7) 程度であれば、Δlの誤差があつても(5)、(6)式を
満足するようにΔnを与えることができる。

注意すべき事がある。

第３図〜第７図、第１図は全てｘ方向にはコ
ア、クラツドが同一断面で連続するというスラブ
線路の仮定を置いている。

しかし、第２図はｘ方向に無限に続くのではな
く、ｘ方向には薄い薄膜誘電体線路になつてい
る。

実際には、ｘ方向に変化がないという仮定は非
現実的である。そうではなく、ｘ方向には浅い誘
電体分枝とするのである。スラブ線路仮定は計算
を単純化するためのものである。

実際にｘ方向への拡がりがなくyz平面上に２
次元的な誘電体分岐線路を作る。

このようにすると、位相定数が少し小さくなる
が、これまで説明したものと同じように、分枝
，、分枝Ｗ，Ｎに於て、偶モード、奇モード
を励起するようにできる。

平面上に形成したＹ分岐内の波動函数を、ｘ軸
（紙面に直角）方法には同一の媒質が存在すると
仮定してこれを求める事はしばしばなされる。

第１図に従つて、紙面直角に同一媒質が連続し
ているものと考えても、yz平面だけに拡がる薄
いものと考えてもよい。

第２図は電極を設ける必要があり、当然、薄い
平面的な、素子となる。

(キ) 作用 波長λ₁の光Σと、波長λ₂の光Πとが入射路１０
から入射したとする。いずれの光も分岐点Ｐで半
分に分かれる。パワーはいずれも２等分される。

光Σは、光路Ｋ，Ｌの位相差が2πの整数倍で
あるから、分枝，に於て同位相の最低次モー
ド光であつてかつ位相の等しい光になる。

これは結合部で０次モード光になる。非対称分
枝W₁Nへ進むと偶モード光となり、太い分枝Ｗ
へと進行する。

光Πは、光路Ｋ，Ｌの位相差が2πの半整数倍
であるから、分枝，に於ては、逆位相の組合
わせににる。これは結合部で１次モード光にな
る。非対称分枝Ｗ，Ｎへ進むと、奇モード光とな
り、細い分枝Ｎへと進行する。

結局、光Σは、分枝Ｗへ、光Πは分枝ｎへと分
波されたことになる。

(ク) 効果 (1) 精度の要求が激しくないので、大量生産が容
易で、低価格となりうる。

波長の相違す光を分離するため角度分散素子
などを用いないから、幾何学的な配置について
厳しい条件はない。

(2) 使用時の調整精度がゆるやかである。

(3) 光フアイバとの結合が容易である。コアとク
ラツドとよりなる誘導体線路を用いているから
である。

(4) 光波長多重通信の分波素子として用いる事が
できる。

(ケ) 数値例 電気光学効果を有する位相遅延素子として、
LiNbO₃結晶を用いるとする。

電極間隔をｄ、電圧をＶとすると、屈折率変化
Δnは Δn＝１／２n³γＶ／ｄ (8) によつて与えられる。γは電気光学係数である。

ｎ＝2.26 γ＝32.2×10^-12 であるから Δn＝1.86×10^-10Ｖ／ｄ (9) 電極の長さl₁と、間隔ｄを、それぞれ l₁＝５×10^-3m ｄ＝10×10^-6m と仮定すると、 l₁Δn＝9.3×10^-8V (10) となる。λ₁＝1.3ｍ（Σ光）、λ₂＝1.55μｍ（Π光）
と仮定する。これは光通信に於て、よく用いられ
る波長である。

Σ，Πに対して、 Σl₁Δn／λ₁＝Ｖ／13.98 （11） Πl₁Δn／λ₂＝Ｖ／16.67 （12） となり、(5)、(6)式でΔl＝０とした場合Ｖ＝42（ボ
ルト）として、 l₁Δn／λ₁＝3.00 （13） l₁Δn／λ₂＝2.51 （14） を得る。ｍ＝３、ｓ＝２に当たる。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明の分波素子の基本形を示す平面
図。第２図は電気光学素子を用いた本発明の分波
素子の平面図。第３図は井筒らによつて輻射科学
研究会1982、RS−82−11“導波形ビームスプリツ
タ”に於て提案された導波形ビームスプリツタの
平面図。第４図は導波形ビームスプリツタに於け
る偶モード、奇モードの分枝，，Ｗ，Ｎに伝
わる波動函数の変化を示す図。第５図は位相定数
の変化を導波形光ビームスプリツタの全体にわた
つて図示したグラフ。第６図は同位相の光を分枝
，に導くことにより、分枝Ｗへ光を分離でき
ることを示す図。第７図は逆位相の光を分枝，
に導くことにより、分枝Ｎへ光を分離できるこ
とを示す図。第８図は回折格子を用いた公知の分
波素子の側面図。第９図は干渉フイルタを用いた
公知の分波素子の側面図。 ……対称分枝のひとつ、……対称分枝のひ
とつ、Ｗ……非対称分枝の広い方の分枝、Ｎ……
非対称分枝の狭い方の分枝、Ｑ……結合部、Ｐ…
…分岐点、Σ……波長λ₁の光、Π……波長λ₂の
光、１７〜２０……電極。

Claims (1)

1. 【特許請求の範囲】 １ 波長λ₁の光Σと、波長λ₂の光Πとを入射する
   入射路と、入射路の終端の分岐点Ｐに於て対称に
   分岐し、結合部Ｑに於て対称に結合する光路長の
   異なる単一モード光路Ｋ、単一モード光路Ｌと、
   ０次モードと１次モードが存在しうる結合部Ｑか
   ら分岐し、幅の広い単一モード分枝Ｗと幅の狭い
   単一モード分枝Ｎとよりなる非対称分岐路とより
   なり、光Σに対する光路Ｋ，Ｌの光路差が波長λ₁
   の整数倍であり、光Πに対する光路Ｋ，Ｌの光路
   差が波長λ₂の半整数倍であるようにした事を特徴
   とする分波素子。 ２ 光路Ｋ，Ｌの光路差が、分岐光路Ｋ，Ｌの導
   波路の実際の長さの相違Δlによつて生ずること
   とした特許請求の範囲第１項記載の分波素子。 ３ 光路Ｋ，Ｌの光路差が分岐光路Ｋ，Ｌの導波
   路の屈折率の、ある長さl₁に於ける差Δnによつ
   て生ずる事とした特許請求の範囲第１項記載の分
   波素子。 ４ 光路Ｋ，Ｌの全部又は一部を電気光学効果を
   有する結晶によつて作り、電圧を印加する事によ
   つて、屈折率の差Δnを変化させるようにした特
   許請求の範囲第３項記載の分波素子。