NO844793L - Fiberoptisk moduskobler - Google Patents

Description

Foreliggende oppfinnelse angår generelt fiberoptiske retningskoplere og mere spesielt innretninger som selektivt kopler lysenergi mellom forplantningsmodiene til en optisk fiber. Overføringen kan være mellom grunnmodusen og andre ordens modus til en ikke-dobbeltbrytende fiber eller mellom polarisasjonsmodiene til en dobbelbrytende optisk fiber.

Fiberoptiske retningskoplere sørger for overføring av optisk energi som forplanter seg i en fiberoptisk bølge-leder til en annen. Slike kopiere er nyttige for flere anvendelser, f.eks. i fiberoptiske sensorer.

Som det er vel kjent på området, kan en enkelt optisk fiber utgjøre to eller flere bølgeledere under bestemte vilkår. Disse bølgeledere er vanligvis referert til som normalmodiene til en fiber, som kan betraktes som uavhengige optiske baner gjennom fiberen. Normalmodiene har egne elektriske feltfordelingsmønstre som forblir uendret, unntatt når det gjelder amplituden, ettersom lyset forplanter seg gjennom fiberen. I tillegg vil hver normalmo-dus forplante seg gjennom fiberen med en egen forplantningshastighet .

Antallet modi som kan mates av en bestemt optisk fiber er bestemt av bølgelengden til lyset som forplanter seg gjennom fiberen. Fiberen har to forplantningsmodi som hver har forskjellig brytningsindeks slik at lys som forplanter seg i en modus har en forplantningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre modusen. Dersom bølgelengden er større enn "avbrudd"-bølgelengden, så vil fiberen bare mate en grunnmodus. Dersom bølgelengden er mindre enn avbruddbølgeleng-den, vil fiberen begynne å mate høyere ordens modi. For bølgelengder som er mindre enn, men nær avbruddsbølgeleng-den, vil fiberen bare mate grunnmodusen, eller første ordens modus, og den neste eller andre ordens modus. Ettersom bølgelengden blir minket vil fiberen mate til-leggsmodi, f.eks. tredje ordens, fjerde ordens etc.

Normalmodiene er ortogonale; dvs. at det ikke er noen kopling mellom lyset i disse modi. I tillegg innbefatter hver av normalmodiene forklart ovenfor (dvs. grunnmodusen, andre ordens modus etc.) to forplantningsmodi kalt ortogonale polarisasjonsmodi, som også er normalmodi. Disse polarisasjonsmodi kan defineres f.eks. som den lineære vertikale polarisasjonsmodus og den lineære horisontale polarisasjonsmodus. Orienteringen av de elektriske feltvektorene til modiene definerer polarisasjonen av lyset i modusen, f.eks. lineær vertikal eller lineær horisontal. En mer fullstendig forklaring av disse modi og deres kor-responderende elektriske feltmønstre vil bli gitt neden-for .

Den foreliggende oppfinnelse omfatter en helfibermoduskop-ler for å overføre optisk energi mellom forplantningsmodiene til en optisk fiber. Den optiske energien blir over-ført fra en grunnmodus eller første ordens modus, til andre ordens modus til en ikke-dobbeltbrytende optisk fiber på en styrt måte, eller mellom de to ortogonale polarisasjonsmodi til en høydobbeltbrytende monomodus optisk fiber.

Kopleren er på fordelaktig måte ganske enkel i sin oppbyg-ning og innbefatter en optisk fiber som har en kjerne om-gitt av en kappe og en lyskilde for å innmate en lysbølge inn i den optiske fiberen slik at denne bølge forplanter seg gjennom fiberen. Fiberen har to forplantningsmodi som hver har forskjellig brytningsindeks slik at lys som forplanter seg i en modus har en forskjellig forplantningshastighet fra lys som forplanter seg i den andre modusen. Dersom en ikke-dobbeltbrytende fiber blir brukt, har lys-bølgen frembrakt av lyskilden er bølgelengde som ligger under avbruddsbølgelengden slik at lysbølgen forplanter seg gjennom fiberen i både første og andre ordens modi. Dersom en dobbeltbrytende fiber blir brukt, bør bølgeleng-den til lysbølgen frembrakt av lyskilden fortrinnsvis være over avbruddsbølgelengden slik at bare grunn- eller første ordens modus forplanter seg. De to modi er de ortogonale polarisasjonsmodi til grunnmodusen.

Oppfinnelsen innebefatter også en innretning for å påføre mekanisk spenning på den optiske fiberen ved adskilte intervaller langs fiberen for å frembringe en rekke regio-ner med mekanisk spenning, hvilket forårsaker kopling av lysenergi mellom fibermodiene. I tilfellet med ikke-dobbeltbrytende fiber skjer overføringen mellom den første ordens modus (dvs. grunnmodusen) og den andre ordens modus. For fibere med høy dobbeltbrytning skjer overførin-gen mellom de ortogonale polarisasjonsmodi til grunnmodusen.

Innretningen som påfører mekanisk spenning innbefatter en opplagringsstruktur som har en overflate for å avstøtte en side av den optiske fiberen og en struktur som har flere overflater adskilt langs den optiske fiberen slik at de trykker mot en side av fiberen slik at fiberen klemmes mellom opplagringsstrukturen og overflaten for å frembringe en rekke med mekanisk påkjente og ikke-påkjente områder langs fiberen. I den foretrukne utførelsen innbefatter den spenningspåførende innretningen en plate som har en serie med spor utskåret i en av sine overflater for å frembringe en serie med åser eller rygger som hver har en overflate. Disse åser er orientert pr. pendikulært på den langsgående aksen til fiberen og en kraft blir påtrykt disse. Kraften er tilstrekkelig til å deformere fiberen asymmetrisk ved de mekanisk påkjente områdene slik at det frembringes en relativt brå endring i fibergeometrien ved grensene mellom hver av de påkjente områdene og de tilliggende ikke-påk jente områdene. Denne brå endring i fibergeometrien forårsaker kopling mellom modiene til fiberen.

I en foretrukket utførelse er den optiske fiberen monomodus dobbeltbrytende fiber og de to forplantningsmodi er første og andre ortogonale polarisasjonsmodi. Bølgelengden til lyskilden ligger under avbrudd slik at bare grunnmodusen forplanter seg. Retningskopleren innbefatter fortrinnsvis også en orienteringsinnretning for å holde fiberen på den faste overflaten i en valgbar vinkelorientering i forhold til den faste overflaten slik at aksene til dobbeltbrytningen ligger på 45° i forhold til retningen til påført trykk.

I en annen foretrukket utførelse er de to forplantningsmodiene første og andre ordens modus til fiberen og lyskilden innmater i fiberen en lysbølge som har en bølge-lengde som er kortere enn avbruddbølgelengden til fiberen slik at lysbølgen forplanter seg gjennom fibren i både første og andre ordens modus.

I en foretrukket utførelse er starten til et mekanisk påkjent område adskilt en støtlengde (beat length) fra begynnelsen til det neste tilliggende påkjente området. Målt i en retning langs fiberaksen er videre hvert påkjent område fortrinnsvis en halv støtlengde slik at hvert av de ikke-påkjente områdene også vil være en halv støtlengde. De påkjente og ikke-påkjente områdene kan også være ulike multipler av halve støtlengder. Uttrykket "støtlengde" som det er brukt her, er matematisk definert som bølgelengden til lysbølgen som forplanter seg gjennom fiberen dividert med forskjellen i brytningsindeksen til de to modi, enten den første og andre ordens modus til en ikke-dobbeltbrytende fiber, eller de to polarisasjonsmodi til en dobbeltbrytende fiber. Sagt på en annen måte er støtlengden avstanden som er nødvendig for lysbølgene i forskjellige modi å skille seg 360° i fase på grunn av de ulike for-plantningshastighetene til modiene.

Oppfinnelsen er nærmere definert i etterfølgende patentkrav.

I ovenstående og andre egenskaper med den foreliggende oppfinnelse vil forståes bedre med referanse til tegninge-ne, hvor: Fig. 1 viser skjematisk de elektriske feltmønstrene til den første og andre ordens modus, hhv. LPq-^ og LP11'til en ikke-dobbeltbrytende fiber; Fig. 2 viser i adskilt perspektiv moduskopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse; Fig. 3 er et tverrsnitt tatt etter linjene 3-3 på fig. 2, og viser formen til åsene til en moduskopler; Fig. 4 viser et par åser presset mot en høydobbeltbry-tende fiber for å danne påkjente og ikke-påk jente områder; Fig. 5 viser virkningen på polarisasjonsaksene til en dobbeltbrytende fiber når mekanisk påkjenning blir påtrykt fiberen; Fig. 6(a)-6(f) viser mengden av energi i de forskjellige polarisasjonsmodi ved forskjellige punkter langs en periodisk mekanisk påkjent dobbeltbrytende fiber; Fig. 7 viser skjematisk et par åser presset mot en ikke-dobbeltbrytende optisk fiber for å deformere fiberen og forårsake brå endringer i fibergeometrien ved starten og slutten av hver ås; Fig. 8(a)-8(f) viser den elektriske feltfordelingen i forhold til fiberaksen ved forskjellige punkter langs en mekanisk påkjent ikke-dobbeltbrytende optisk fiber; Fig. 9 viser skjematisk et system som anvender moduskopleren i henhold til oppfinnelsen med en dobbeltbrytende fiber; Fig. 10 er en kurve over eksperimentelt bestemt modus-kopling som funksjon av bølgelengden samt det teoretisk bestemte resultatet for en høydobbelt-brytende fiber; Fig. 11 er en kurve over koplet energi som funksjon av bølgelengden og illustrerer polarisasjonsavhen-gigheten og bølgelengdeuavhengighet til kopleren anvendt med ikke-dobbeltbrytende fiber i motset-ning til konvensjonell koplet modusteori; Fig. 12 viser skjematisk kretsarrangementet som ble anvendt for å utprøve ytelsen til kopleren i henhold til foreliggende oppfinnelse slik den ble brukt med ikke-dobbeltbrytende fiber, og for å få frem datapunktene for de virkelige koplingskurvene vist på fig. 10; Fig. 13 viser skjematisk en fiberoptisk polarisator som anvender moduskopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse med ikke-dobbeltbrytende fiber; og Fig. 14 viser skjematisk et enkelt fiber Mach-Zehnder interferometer som anvender et par moduskoplere utformet i samsvar med den foreliggende oppfinnelse med ikke-dobbeltbrytende fiber.

Kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse anvender en enkel tråd av optisk fiber som kan være enten ikke-dobbeltbrytende enkelmodus optisk fiber som anvendes ved en bølgelengde som ligger under avbruddsbølgelengden slik at fiberen mater både grunn og andre ordens styrte modi, eller høydobbeltbrytende monomodus optisk fiber som har to ortogonale polarisasjonsmodi, som fortrinnsvis arbeider ved en bølgelengde som ligger under avbruddsbølgelengden slik at bare grunnmodusen forplanter seg. Koherent kopling mellom ortogonale modi til fiberen oppnås ved å utsette fiberen for mekaniske spenninger ved periodiske intervaller, f.eks. en pr. støtlengde. De ortogonale modi frembringer to baner gjennom fiberen som tillater at innretningen kan anvendes som et to-kanalmedium, f.eks. som et innline Mach-Zehnder interferometer, og som et to-kanalmedium i datasytemer. De ortogonale modi kan være enten grunnmodusen og andre ordens styrte modus til en ikke-dobbeltbrytende fiber eller polarisasjonsmodiene til en dobbeltbrytende fiber.

Før de strukturelle detaljer og driftsteorien til moduskopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelsen skal forklares, skal gis et lett sammendrag av modusteorien for å frembringe bakgrunn for bedre forståelse av oppfinnelsen.

Når en fiber forplanter lys ved en bølgelengde som ligger under avbruddsbølgelengden vil fiberen begynne å lede høyere ordens modi. Bølgelengden ved avbrudd (a.c) er relatert til fibergeometrien og kan beregnes ved å anvende den følgende ligning:

hvor r er k jerneradius, ncer brytningsindeksen til kjernen og ncler brytningsindeksen til kappen.

Fagkyndige vil se at grunnmodusen, andre ordens modus etc. hver omfatter flere elektriske feltmønstre som hver representerer en modus. F.eks. innbefatter grunnmodusen to polarisas jonsmodi . For å unngå forvirring vil grunnmodusen bli referert til i det følgende som grunnsettet av modi og den andre ordens modus vil bli referert til som den andre ordens sett av modi.

Den laveste orden eller grunnsettet av modi som blir ledet er LPqImo<3ussettet. Dersom brytningsindeksene til kjernen og kappen er omtrent like, så kan det vises at LP^ modussettet er det neste modussettet (dvs. det andre ordens modussett), som blir ledet bak grunnmodussettet LPg-^ . Disse modussett er definert og beskrevet detaljert i en artikkel av D. Gloge, tittel "Weakly Guiding Fibers", Applied Optics, 10, 2252 (1971).

Fig. 1 viser feltmønstrene til de to modi i grunnsettet av modi LPqi°9de fire modi i det andre ordens sett av modi LP],. Pilene indikerer retningen til de elektriske feltvektorene ved et bestemt tidspunkt.

For LPQ1settet av grunnmodi er den elektriske feltvektoren enten vertikal og representerer vertikalt polarisert lys, eller horisontal og representerer horisontalt polarisert lys. For LP^ settet av andre ordens modi har imidlertid den vertikale polarisasjonen og den horisontale polarisasjonen hver to elektriske feltmønstre. Videre omfatter hvert av det andre ordens modussett med feltmønstre to lober. I et av disse feltmønstre er de elektriske feltvektorene til lobene perpendikulære på null elektrisk feltlinjen (ZFL), mens i det andre elektriske feltmønstret er de elektriske feltvektorene til lobene parallelle med null elektrisk feltlinjen (ZFL). Null elektrisk feltlinjen er ganske enkelt en linje mellom de to lobene i hver av mønstrene til den andre ordens modus som representerer null elektrisk feltamplitude. På samme måte har det horisontalt polariserte andre ordens modus elektriske feltvek-torer orientert enten parallelt med ZFL eller perpendiku-lært på ZFL som vist på fig. 1.

Hver av de seks elektriske feltmønstre på fig. 1, nemlig de to LPq^mønstrene og de fire LP-^mønstrene, er ortogonale på hverandre. Således kan de seks mønstrene eller modiene sees som uavhengige optiske baner gjennom fiberen, hvilke baner vanligvis ikke koples med hverandre.

Dersom brytningsindeksen til kjernen og kappen er omtrent like vil de to LPq-^ modiene forplante seg gjennom fiberen med omtrent samme forplantningshastigheten, og de fire andre ordens LP^ modiene vil forplante seg gjennom fiberen ved omtrent den samme forplantningshastigheten. Forplantningshastigheten for grunnsettet av modi LPQ1vil imidlertid være saktere enn forplantningshastigheten for det andre ordens sett av modi LP-q • Således vil lys som forplanter seg i de to sett med modi LPq-^, LP-^bevege seg inn og ut av fase med hverandre ettersom lyset forplanter seg gjennom fiberen. Hastigheten hvorved modiene LPq-^, LP-j^ beveger seg inn og ut av fase avhenger av differansen i den effektive brytningsindeks mellom de sett av modi LPQ1og LPX1.

Dobbeltbrytningen til en fiber er forskjellen i effektiv brytningsindeks til de to polarisasjonsmodi og er benevnt An. Dersom lyskilden er ved en bølgelengde over avbrudds-bølgelengden, vil bare de to polarisasjonsmodi innenfor LPq-l settet av modi forplante seg gjennom fiberen. Selv om det er svært liten forskjell mellom forplantningshastighe-tene til disse to polarisasjonsmodi for ikke-dobbeltbrytende fiber, vil forskjellen i brytningsindeksene for de to polarisasjonsmodi, og således forskjellen i forplant- ningshastigheter mellom de to modi, øke ettersom dobbeltbrytningen til fiberen øker. Siden lys forplanter seg i dobbeltbrytende fiber ved forskjellige hastigheter i forskjellige polarisasjonsmodi, vil den relative fasen mellom lys i en polarisas jonsmodus og lys i den andre polarisasjonsmodusen skifte kontinuerlig og derved forårsake at lyset i de to polarisas jonsmodi beveger seg inn og ut av fase med hverandre ettersom lyset forplanter seg gjennom fiberen.

En enkel høydobbeltbrytende monomodus optisk fiber er i stand til å opprettholde polarisasjonen til lys som forplanter seg i denne i en lang avstand slik at det ordinært ikke er noen vesentlig kopling av lys fra en modus til den andre. Disse polarisasjonsmodi er generelt referert til som X- og Y-polarisasjonsmodiene. Den totale dobbeltbrytning av fiberen kan generelt antas å være uavhengig av bølgelengden.

Støtlengden til en fiber er avstanden det tar for to sig-naler ved den samme frekvensen som forplanter seg i forskjellige forplantningsmodi til fiberen ved forskjellige hastigheter slik at de endrer seg 360° i relativ faseforskjell slik at de igjen er i fase. Matematisk er støtleng-den uttrykt som:

hvor X er den optiske bølgelengden i vakuum og A n forskjellen i de effektive brytningsindekser i de to forplantningsmodi til fiberen. Dersom dobbeltbrytende fiber blir brukt i kopleren i henhold til foreliggende oppfinnelse, er A n lik forskjellen i de effektive brytningsindekser mellom de to polarisasjonsmodi (X, Y) til LPQ1settet av modi. Dersom ikke-dobbeltbrytende fiber blir brukt i den foreliggende oppfinnelse, er A n lik forskjellen i

effektiv brytningsindeks mellom det første ordens sett av modi (LPQ1) og det andre ordens sett av modi (LP^) .

Koherent energiovergang mellom de to sett av modi, LPqi°9LP1;Lsettene i ikke-dobbeltbrytende fiber, eller X- og Y-polarisasjonsmodiene i dobbeltbrytende fiber, kan oppnås ved å frembringe periodisk kopling mellom modiene som er tilpasset støtlengden til modiene. Slik kopling kan utfø-res ved periodisk å deformere fiberen med innretningen vist på fig. 2.

Fig. 2 viser kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse i perspektivriss. En polert flat overflate 10 er utformet på en metall- eller plastblokk 11. Overflaten 10 bør være jevn og flat innenfor toleranse på få p. En optisk fiber er anordnet mellom overflaten 10 og den undre overflaten til en andre blokk 14 som har et område 12 med flere åser utformet i seg. Åsområdet 12 frembringer en rekke åsformede koplingselementer som når de blir presset mot fiberen for å klemme fiberen mellom blokkene 11 og 14 utøver en mekanisk påkjenning på fiberen med periodiske intervaller og forårsaker at lys blir koplet mellom modiene .

På fig. 3 er det vist et tverrsnitt av åsområdet 12 hvor flere åser 16 er tildannet. Åsene 16 er formet ved å be-arbeide blokken 14 slik at det frembringes adskilte parallelle innskjæringer eller spor 17 slik at det blir dannet flere polerte åsoverflater 18 som hver har en bredde W, og som gir en adskillelse S mellom kantene til tilliggende åser. I den viste utførelsen er bredden W og adskillelsen S hver på en halv støtlengde til fiberen for lys ved den bestemte frekvensen som anvendes. Teoretisk kan bredden W til hver ås 16 være ethvert ulikt multippel av en halv støtlengde og adskillelsen eller skilleavstanden S mellom tilliggende åser kan være ethvert ulikt multippel av en halv støtlengde.

Tverrsnittet av sporene 17 i den foretrukne utførelse er rektangulært siden dette er den enkleste formen å tildan-ne. Denne form er imidlertid ikke kritisk idet enhver form som gir en flat overflate 18 på åsene 16 vil være til-fredsstillende forutsatt at høyden H til sporet 17 er tilstrekkelig til å opprettholde påkjenning når materialet til kantåsen 16 blir deformert ved påføring av kraft på fiberen. I en foretrukken utførelse er blokken 14 laget av hard plast så som deltrin. Denne plast deformerer hurtige-re enn glass og således unngås ødeleggelse av fiberen når denne utsettes for mekanisk påkjenning. For fullstendig energioverføring er det viktig at åsene påfører påkjenning på fiberen for å frembringe vekslende områder med deforma-sjon og ikke-deformas jon i fiberen. Totallengden til innretningen er ikke kritisk; men i den viste utførelse er imidlertid lengden av størrelsesorden 2-3 tommer (5,08 til 7,62 cm). Videre er det funnet at når en ikke-dobbeltbrytende fiber blir brukt vil en kraft på omtrent 3 kp på blokken 14 være nødvendig for å oppnå maksimal kopling uavhengig av antallet åser 16.

Det vises igjen til fig. 2 hvor det fremgår at blokken 14 har flere hull 20 adskilt i et mønster for å motta et sett pinner 22 som strekker seg fra den flate overflaten 10 i et tilpasset mønster. Blokken 14 kan gli mot og bort fra den flate overflaten 10 langs pinnene 22. Pinnene 22 er således innrettet at åsene 16 er orientert på en slik måte at kantene til åsene 16 ligger på tvers av den langsgående aksen til en fiber 24 som blir holdt på den flate overflaten 10 av et par fiberholdende plater 26. Således er kantene til åsene 16, vist med henvisningstall 27 på fig. 3, tverrgående i forhold til den langsgående aksen til fiberen 24. Pinnene 22 tjener også til å hindre forskyvninger av blokken 14 for derved å hindre ulikt trykk å bli påført fiberen 24.

Dersom det er ønskelig, kan endene til pinnene 22 være gjenget slik at de mottar respektive muttere (ikke vist), og respektive springfjærer (ikke vist) kan være plassert mellom mutterne og den øvre blokken 14 for derved å styre trykket som utøves av topplaten 14 på fiberen 24.

Holdeplatene 26 er skiveformede med en V-formet utskjæring tildannet i seg for å motta fiberen, og de er montert i respektive sirkulære åpninger til respektive endeplater 28 som er montert ved endene til blokken 11 slik at de er perpendikulære på den flate overflaten 10. Enhver annen egnet fremgangsmåte for å holde fiberen kan imidlertid anvendes alternativt.

For på riktig måte å bestemme avstanden og størrelsen på åsene 16 må støtlengden til fiberen 24 være kjent. For dobbeltbrytende monomodusfiber kan støtlengden observeres direkte som kjent på området. Imidlertid kan støtlengden til ikke-dobbeltbrytende fiber ikke observeres direkte og en mer avansert prosedyre er nødvendig. En fremgangsmåte for å bestemme støtlengden til en ikke-dobbeltbrytende fiber vil nå bli beskrevet.

En bestemt ikke-dobbeltbrytende fiber som ble brukt som fiberen 24 ved prøvene var en enkelt lengde av Corning enkelmodusfiber som hadde en ytre diameter på omtrent 125 p, en avbruddsbølgelengde på omtrent 650 nanometer, en midlere indeks for kjernen og kappen på 1,458, en trinn-indeksprofil med en kjerneindeks på 1,4593, en kappeindeks på 1,4567 og en kjerneradius på 2,9 p. Vertikalt polarisert lys ble innmatet i fiberen ved å forskyve inngangs-strålen i forhold til senteraksen til fiberen slik at omtrent like mengder av den vertikalt polariserte grunnmodusen<LP>oi °9^en vertikale normalmodusen LP-q (se fig. 1) ble utsendt. En fargestofflaser med kontinuerlig bølge ble brukt slik at inngangsbølgelengden kunne varieres. Fiberens utgangssignal ble vist på en skjerm og interfe-rensmønsteret mellom de to styremodi ble observert. Ettersom inngangsbølgelengden ble avsøkt fra 570 nanometer .til 610 nanometer varierte utgangssignalets mønstre periodisk (dvs. at det gjentok seg selv) 40 ganger. Fagkyndige vil forstå at på bakgrunn av disse data kan forskjellen mellom brytningsindeksene til de to modisett (dvs. det første og andre ordens sett av modi) bli beregnet ved å anvende de forenklede Eigen-verdiligningene for en sylindrisk trinn-indeksfiber, som forklart i kapittel 8 i "Light Transmis-sion Optics", Dietrich Marcuse, 2nd edition, Van Nostrand Reinhold Co., 1982 (se særlig seksjon 8.6).

For den ovenfor beskrevne fiber ble en verdi på brytnings-indeksforskjellen An beregnet å være 0,001342 hvilket gir en støtlengde, beregnet i samsvar med ligning (2) ovenfor, på 0,447 mm for en bølgelengde på 600 nanometer.

For prøving med denne ikke-dobbeltbrytende fiberen ble den foretrukne utførelse av kopleren i henhold til oppfinnelsen utformet med 30 åser med gap eller avstand på 0,203 mm mellom åsene 16 og åsbredden var 0,229 mm, hvilket gir en åsperiodisitet på 0,432 mm. Gapene og åsene var ikke like i lengde på grunn av fabrikasjonsbegrensninger. Bølgeleng-den som var nødvendig ved en støtlengde på 0,432 mm (lik åsperiodisiteten) ble beregnet til å være 608 nanometer.

Som vist på fig. 4, forårsaker påtrykning av en vertikal kraft F på platen 14 at åsene 16 presses mot fiberen 24 og således forårsaker at deler av fiberen 24 under åsene 16 blir mekanisk påkjent. Åsene forårsaker brå endringer i fibergeometrien ved starten og slutten av de mekanisk påkjente områdene. For forklaringsformål kan disse brå endringer i fibergeometrien betraktes som grenselinjer 44. Det er viktig for driften av innretningen at brå endringer i orienteringen til polarisasjonsmodusaksene forårsakes slik at endringer i orienteringen finner sted over et svært kort grenseområde. I den viste utførelsen er disse grenser 44 på fig. 4 dannet av kantene til koplingsover-flatene 14 til relieffområdene 16, og de er således periodisk adskilt en halv støtlengde. I andre utførelser kan grensene 44 være adskilt ulike multipler av en halv støt-lengde .

Ved hver grense 44 blir lys koplet mellom modiene til fiberen 24. For en dobbeltbrytende fiber 24 har oppfinner-ne funnet at de ortogonale polarisasjonsaksene X og Y (som korresponderer til polarisasjonsmodiene X og Y) skifter brått ved hver grense 44 over en vinkel 6 til ortogonale polarisasjonsakser X' og Y' som vist på fig. 5. Dette brå skift eller endring var ganske uventet siden det var antatt at mekanisk påkjenning påført av overflatene 18 ville deformere fiberen 24 og således forstyrre polarisasjonsaksene over et lengre område enn bredden W til overflaten 18 som påfører påkjenningen. Dette ville ha en tendens til å forårsake et gradvis skifte i orienteringen til polarisas jonsaksene over et relativt langt grenseområde snarere enn et brått skifte med kantene til overflatene 18 til åsene 16. Slik en gradvis rotasjon av polarisasjonsaksene over en relativt lang avstand ville ikke forårsake vesentlig energioverføring, dvs. kopling mellom polarisasjonsmodiene, siden resultantpolarisasjonsvektoren bare ville følge den gradvise endring i polarisasjonsaksene og i hovedsak opprettholde sin posisjon i relasjon til disse.

Fig. 6(a)-6(f) viser hvordan de brå grensene 44 i fiberen 24 forårsaker energioverføring i en dobbeltbrytende fiber. Den elektriske feltvektoren for X-polarisasjonsmodusen (som korresponderer med X-polarisasjonsaksen i en dobbeltbrytende fiber) er merket X i de ikke-påkjente områdene 30, 34 og X' i de påkjente områdene 32 og 36. På samme måte er den elektriske feltvektoren for Y-polarisasjonsmodusen (som korresponderer til Y-polarisasjonsaksen) merket Y i de ikke-påkjente områdene 30 og 34 og Y' til de påkjente områdene 32 og 36. Det vil forståes at X- og X'-vektorene (fig. 6(a)-6(f)) korresponderer til X- og X'-aksene (fig. 5) for polarisasjonen respektivt og Y- og Y'-vektorene (fig. 6(a)-6(f)) korresponderer til Y- og Y'-aksene (fig. 5) for polarisasjonen.

På fig. 6(a) er inngangslys representert av vektoren 48 mens det entrer fiberen 24 med all energien i X-polarisasjonsmodusen. Denne polarisasjon blir opprettholdt ettersom lyset forplanter seg i det ikke-påkjente området 30 opptil den første grensen 44 ved starten til det første påkjente området 32 ved punktet A på fig. 4.

Fig. 6(b) viser energikomponentene etter at lyset har forplantet seg like bak den første grensen 44 inn i det påkjente området 32 og er ved punktet B på fig. 4. Ved denne første grense 44 vil polarisasjonsaksene X og Y skifte brått over en vinkel © (fig. 5) til en ny orientering X' og Y' som forklart ovenfor med referanse til fig. 5. Disse nye polarisasjonsmodusakser X' og Y' representerer orienteringene til de elektriske feltvektorene for de elektromagnetiske lysbølgene som forplanter seg i disse polarisasjonsmodi. Som i X- og Y-orienteringstilfellet, forplanter lyset seg i X'-modusen med en hastighet som er forskjellig fra lyset i Y'-modusen siden dette er grunn-leggende for hele dobbeltbrytningen. Total polarisasjonen av lyset er så resultantvektoren basert på energikomponentene i X' og Y' eller X- og Y-aksene.

Det vil sees at i det påkjente området 32 vil det først opptre ved punkt B (fig. 4) en energikomponent i Y-polarisas jonsmodusen mens det ved punktet A før den første grensen 44 ikke var noen energi i Y-modusen. Grunnen til dette stammer fra Maxwell's ligninger som er vel kjente matematiske forhold som forklarer oppførselen til elektromagnetiske felt ved grenser eller grenselinjer. Et funda-mentalt prinsipp er at ved en brå grenseovergang som et elektromagnetisk felt passerer gjennom må orienteringen og størrelsen til den elektriske feltvektoren i forhold til en fast observatør være den samme på begge sider av grensen. I dette tilfellet er resultantpolarisasjonen, dvs. orienteringen av den elektriske feltvektoren ved punktet A (fig. 4) som vist ved vektoren 48 på fig. 6(a). Til høyre for den første grensen 44, ved punktet B, blir polarisas jonsaksene X' og Y' skiftet slik at for å opprettholde resultantpolarisasjonen for vektoren 48 må det være en liten Y'-komponent siden X' blir skiftet fra sin orientering i X-modusen. Således blir noe energi overført fra X-modusen til Y'-modusen ved den første grensen 44.

Ettersom de to X'- og Y'-komponentene forplanter seg over det påkjente området 32 fra punktet B til punktet C, skifter de relativ fase med 180° på grunn av at det påkjente området er en halv støtlengde langt. Den relative fase til X'- og Y'-komponentene ved punktet C, til venstre for den andre grensen 44, er som vist på fig. 6(c). Faseskiftet på 180° er vist ved å reversere retningen til Y'-komponenten. Det samme resultatet ville fåes dersom faseskiftet på 180° ble utført ved å reversere retningen til X- eller X'-vektoren og la Y- eller Y'-vektoren forbli uendret. Som en konsekvens av dette faseskift på 180°, blir resultantpo-larisas jonsvektoren 50 skiftet fra orienteringen til vektoren 48.

Ved den andre grensen 44 skifter orienteringen av polarisas jonsaksene X' og Y' brått tilbake til den opprinnelige orientering X og Y ved fjerningen av den mekaniske påkjenning. Ettersom lyset forplanter seg over den andre grensen 44 må polarisasjonen som er representert ved vektoren 50 bli bevart. Situasjonen ved punktet D til høyre for den andre grensen 44 ved begynnelsen til det ikke- påkjente området 34 er som vist på fig. 6(d). Siden imidlertid skiftingen av polarisasjonsaksene forårsaker en medfølgende skifting i retningen til komponentvektorene som representerer energien i X- og Y-modiene, må størrel-sen til X- og Y-komponentene endres for å opprettholde vinkelen og størrelsen til den totale elektriske feltvektoren 50. Ved å sammenligne figurene 6(a) og 6(d) vil det sees at over områdene 32 og 34 har det funnet sted en vesentlig økning i størrelsen til energiens Y-komponent.

Fig. 6(e) representerer energikomponentene ved punktet E (fig. 4) like til venstre for den tredje grensen 44 som avslutter det ikke-påkjente området 34. Det ikke-påkjente området 34 er også en halv støtlengde langt, og det vil således også der skje et faseskift på 180° mellom X- og Y-komponentene ettersom de forplanter seg over området 34. Dette faseskift er igjen vist ved å reversere retningen til Y-komponenten ved grensen 44 som vist på fig. 6(e). Ved å gå videre med forklaringen ovenfor er det åpenbart at polarisasjonsaksene vil skifte brått igjen ved grensen 44, fra X- og Y-orienteringen, tilbake til X'- og Y'-orienteringen (fig. 5). Dette forårsaker at mer energi blir skiftet inn i Y'-polarisas jonsmodusen, og det kan sees av fig. 6 (f) som angir situasjonen ved punktet F, like til høyre for grensen 44, at for å opprettholde stør-relsen og vinkelen til den resulterende elektriske feltvektoren 52 over grensen 44, må størrelsen til Y-komponenten på fig. 6(f) øke på grunn av skiftningen i vinklene til X- og Y-aksene til x' og Y'.

Moduskopleren for dobbeltbrytende fiber kan karakteriseres matematisk. Som forklart ovenfor, vil ved en høy dobbeltbrytende fiber lys som forplanter seg ned en av aksene vanligvis ikke koples vesentlig til den andre aksen. Det er blitt vist at en tilleggsdobbeltbrytning kan innføres ved å påføre mekanisk trykk på fiberen. Denne tilleggsdobbeltbrytning er gitt ved:

hvor a er konstant lik 1,58 for rund fiber, n er den midlere brytningsindeks for fiberen, C er en piezooptisk koeffesient, f er kraften pr. lengdeenhet påtrykt fiberen og d er fiberkappens diameter. Ved beregninger ble verdie-ne n = 1,46, C=5x 10~12(MKS) og d = 65 um brukt.

Ved små krefter kan tilleggsdobbeltbrytningen bli behand-let som en forstyrrelse i fiberens normale dobbeltbrytning. Ved analyseformål blir det antatt at kraften blir påtrykt ved 45° i forhold til fiberaksenes dobbeltbrytning. Ved å påføre kraften ved en vinkel på 45° i forhold til dobbeltbrytningsaksene forårsakes et maksimalt skift i orienteringen av dobbeltbrytningsaksene pr. enhet kraft. Vinkelen er imidlertid ikke kritisk og avvik fra 45° kan justeres for å øke den påtrykte kraften. Det første ordens resultat av forstyrrelsen av dobbeltbrytning er rotasjon av fiberens opprinnelige dobbeltbrytningsakser en liten vinkel. Dette lille skift i dobbeltbrytning endrer ikke vesentlig størrelsen på fiberens totale dobbeltbrytning Z\n. Vinkelen 0 er gitt ved:

Den totale dobbeltbrytning A.n er antatt å være konstant med bølgelengden; og den kan måles ved direkte observasjon av støtlengden L = *-/(An) for fiberen ved en kjent vakuum-bølgelengde X. Fiberen som ble brukt i den foretrukne ut-førelse hadde en målt An = 7, 4 x 10~^.

Lys som opprinnelig var polarisert langs X-aksen vil dekomponeres til komponenter som er polarisert langs aksene X' og Y' når det entrer et sammenklemt område. Den relative fasen til lyset i de to polarisasjoner vil endre seg med Tc radianer på en halv støtlengde. Dersom kraften på fiberen ved denne avstand blir fjernet, vil lyset dekomponeres tilbake til komponenter langs de opprinnelige aksene med en mengde cos (20) i X-polarisasjonen og sin (2©) i Y-polarisasjonen. Etter å ha forplantet seg nok en avstand på L/2 vil det riktige faseforhold i de to aksene være etablert slik at et andre påkjent område vil forårsake ytterligere energioverføring. For et enkelt påkjent område med lengde L/2 og et ikke-påkjent område L/2, kan en Jones matrise T anvendes for å beskrive amplitudepolarisasjons-transformasjonen til denne struktur:

Ved å gjenta en slik struktur N ganger får man en total polarisas jonstransformas jonsmatrise:

Derfor kan fullstendig kopling fra en polarisasjon til den andre oppnås ved å påtrykke en kraft F på de N åsene slik at 2N 0 = TC 12. For store N (>5) er denne optimale kraft gitt ved:

For eksempel, dersom N = 10 og L = 32 mils, vil ved å anvende tallene som er gitt ovenfor det være nødvendig å anvende en kraft på 177 pond for å oppnå fullstendig kopling .

Åsene til kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse må være utformet for en bestemt bølgelengde siden støtlengden til lyset i fiberen ikke er konstant som. en funksjon av bølgelengden. Når innretningen blir brukt ved en annen bølgelengde endres faseskiftet A $ over en åsleng-de seg fra Tr radianer til Tc + 26 radianer. Følgelig kan ikke fullstendig energioverføring finne sted lenger. Ved å anta at riktig kraft blir påtrykt hver ås slik at 2N©= Tc/2 blir overføringsmatrisen over en enkel ås og gapperiode:

Dersom lyset opprinnelig blir utsendt bare i en polarisasjon, vil etter N åser energien som er koplet inn i den andre polarisasjonen være gitt ved IkI :

y o o

hvor: b = sin © - cos © cos<S

Elementene utenfor diagonalen til overføringsmatrisen representerer mengden av amplitudekopling som vil finne sted mellom polarisasjonsmodi. Denne amplitudekopling , er verdien til hver av de to matriseelementene til T<N>som ligger utenfor diagonalen.

Med henvisning til fig. 7 er det vist en moduskopler som innbefatter en ikke-dobbeltbrytende fiber 24. En kraft F blir påtrykt den øvre blokken 14 hvilket forårsaker at koplingsoverflåtene 18 til åsene 16 presser mot fiberen 24 og deformerer fiberen asymmetrisk. Åsene 16 forårsaker brå endringer i fibergeometrien ved begynnelsen og slutten av hvert påkjent område 32 og 36 og danner således grenser 44 mellom de påkjente og ikke-påkjente områdene.

For den ikke-dobbeltbrytende fiber 24 blir senterlinjen eller lengdeaksen 46 til fiberen brått skiftet ved hver grense 44 i retningen til den påtrykte kraften. En slik brå skifting av fiberaksen 46 forårsaker at lys blir koplet fra grunnsettet med modi LPQ1til det andre ordens sett med modi LP-^ved hver av grensene 44. Den bestemte andre ordens modus som lys blir koplet til avhenger av retningen på kraften i forhold til polarisasjonen til det påtrykte lyset. Dersom f.eks. inngangslyset i grunnmodusen er vertikalt polarisert, vil slikt lys koples bare til den vertikale perpendikulære andre ordens modus og ikke til den vertikale parallelle andre ordens modus, den horisontale normale andre ordens modus eller den horisontale parallelle andre ordens modus (se fig. 1). Anta nå at kraften fremdeles er vertikal, men at inngangslyset er horisontalt polarisert i grunnmodusen, så vil slikt lys koples bare til den horisontale parallelle andre ordens modus og ikke til noen av de andre andre ordens modi.

For mer fullstendig å illustrere måten hvorved lys blir koplet til det andre ordens sett av modi ved hver av grensene 44 i en ikke-dobbeltbrytende fiber 24, vil den elektriske feltfordelingen til en lysbølge bli opptegnet ettersom den forplanter seg gjennom fiberen 24 fra venstre side til høyre side som det fremgår på fig. 7. Det vil bli antatt at lysbølgen er vertikalt polarisert og utsendt i grunnmodusen.

Som vist på fig. 8(a), vil den elektriske feltfordelingen vist ved kurven merket 53 være symmetrisk rundt fiberaksen eller senterlinjen 46 og vel bundet til fiberkjernen like før lysbølgen ankommer ved den første grensen 44, f.eks. når den er ved punktet A på fig. 7.

Ettersom lysbølgen krysser den første grensen 44 til punktet B på fig. 7, vil den elektriske feltfordelingen vist ved kurven 53 opptre som den samme i forhold til en fast observatør siden det elektriske feltet er kontinuerlig over grensen 44 i samsvar med Maxwell's ligninger. Imidlertid blir nå fiberaksen 46 skiftet på grunn av deforma-sjonen av fiberen 24 forårsaket av åsene 16 slik at kurven 53 ikke lenger er symmetrisk om aksen 46 som vist på fig. 8(b). Kurven 53 vist med strekede linjer på fig. 8(b) dekomponeres således tilbake til de to normale modi, nemlig en grunnmodus vist ved kurven 54, og en liten andre ordens modus, vist ved kurven 56. Med andre ord er den ikke-symmetriske kurven 53 summen av den første og andre ordens normale moduskurver 54, 56 respektivt. Ved den første grensen 44 vil således dekomponeringen av kurven 53 forårsake at en liten mengde av grunnmoduslys blir overført til den andre ordens modus.

Siden åsen 16 er en halv støtlengde lang, vil mens lyset forplanter seg fra punkt B til punkt C på fig. 7, lyset i den andre ordens modus gjennomgå et faseskift på 180° i forhold til lyset i den første ordens eller grunnmodus. Følgelig vil ved punktet C på fig. 7 de elektriske felt-fordelingene vist ved kurvene 54 og 56 være de samme un-tatt for at de er 180° ute av fase som vist på fig. 8(c). Når lysbølgen krysser den andre grensen 44 og ankommer ved et punkt D på fig. 7, skifter aksen 46 til fiberen tilbake til en ikke-påkjent, ikke-deformert tilstand og modiene 54 og 56 er igjen ikke-symmetriske i forhold til aksen 46. Følgelig dekomponeres lyset i grunnmodusen 54 igjen til en grunnmodus 58 med mindre amplitude enn modusen 54 og en andre ordens modus som er i fase med den andre ordens modus 56 og som dermed gir en resulterende andre ordens modus 60 som vist på fig. 8(d) som har en økt amplitude i forhold til moduskurven 56. Det vil sees at faseskiftet på 180° mellom modiene under forplatningen fra punkt B til punkt C på fordelaktig måte forårsaker at lyset som ble koplet fra grunnmodusen til den andre ordens modus adderes som tidligere ble koplet slik at koplingen til den andre ordens modus er kumulativ snarere enn destruktiv.

Ettersom lyset forplanter seg fra punkt D til punkt E, vil den første og andre ordens modus gjennomgå nok en 180° faseforandring slik at når lyset når punkt E på fig. 7 så er den elektriske feltf ordelingen slik som vist på fig. 8(e). Ved den tredje grensen 44 skifter fiberaksen 46 igjen og den samme prosessen gjentar seg og forårsaker at lys fra grunnmodusen blir koplet til den andre ordens modus, som vist med kurvene 62 og 64 på fig. 8(f). Det kan således sees av det foregående at de brå grensene 44 frembringer koplingssteder ved hvilke en del av energien fra grunnmodusen blir koplet til den andre ordens modus.

Av beskrivelsen ovenfor sees det at hver grense 44 ved et ulikt multippel av en halv støtlengde langs fiberen 24 forårsaker at en viss mengde av energien blir koplet fra en modus til den andre. Energien som blir koplet ved grensene 44 er additiv, slik at den totale lengden av koplet energi fra en ende av fiberen 24 til den andre er kumulativ. Dersom grensene var forskjellig fra et nøyaktig ulikt multippel av en halv støtlengde, så kunne den kumulative koplede energien fremdeles være ikke null, men hver grense forskjellig fra et ulikt multippel ville kunne forårsake at energi blir koplet inn i den andre modusen som har en komponent som er ute av fase med energien som allerede er koplet inn i den andre modusen. Denne ute av fase koplede energien ville kansellere noe av energien som allerede var koplet. Hvorvidt den netto koplede energien ble ikke null, ville avhenge av de nøyaktige plasseringene av grensene og hvor stor kraft som ble påtrykt i hvert påkjent område. Generelt vil imidlertid feil av en størrelsesorden på f.eks. 5-10 % når det gjelder plasseringen av grensene kunne tolereres uten at dette har noen vesentlig påvirkning på driften av oppfinnelsen.

Den foretrukne utførelse av moduskopleren i henhold til oppfinnelsen ble utprøvd ved å anvende både dobbeltbrytende og ikke-dobbeltbrytende fiber. I innretningen vist på fig. 2 ble fiberkappen fjernet fra fiberen 24 for å blott-legge fiberen direkte overfor åsene. Dette behøver ikke å være nødvendig i alle tilfeller.

Fig. 9 viser et system som anvender kopleren beskrevet ovenfor med referanse til fig. 1-6 for å kople mellom polarisas jonsmodi i en dobbeltbrytende fiber, merket med referansetall 64. En frekvensavstembar fargestofflaser 66 ble brukt for å generere kildelyset. Dette lys som ble polarisert ved hjelp av en standardpolarisator 68 ble sendt inn i en lengde av en dobbeltbrytende fiber 24 med elliptisk kjerne ved hjelp av en linse 70 som fokuserer det polariserte lyset på kjernen til fiberen. Polarisatoren 68 er innrettet slik at den sender lys inn i bare den ene av de to ortogonale polarisasjonsmodi til fiberen 24. Lyset forplanter seg inn i fiberen 24 gjennom polarisasjonskopleren 64 og noe eller hele dets energi blir koplet inn i den andre ortogonale polarisasjonsmodusen ved eksi-tering av fiberen 24 ved f ibersegmentet 74. En linse 72 kollimerer lys som slipper ut fra utgangsfibersegmentet 74 og forårsaker at en stråle 75 som er tildannet på denne måte faller på en stråledeler 76. Stråledeleren 76 forårsaker at en del av strålen 75 blir rettet mot en standardfotodetektor 78 og at den gjenværende delen av strålen 75 passeres gjennom en polarisator 80. Polarisatoren 80 sender bare gjennom lys med den samme polarisasjonen i forhold til polarisasjonen som ble etablert av polarisatoren 68. Lyset som ble sendt gjennom polarisatoren 80 blir påtrykt en standardfotodetektor 82. Utgangssignalene fra detektorene 82 og 78 blir innmatet ved hjelp av de respektive ledninger 86 og 88 i et standard forholdsmåleinstrument som indikerer den relative energien i den ortogonale polarisasjonen sammenlignet med den totale utgangsener-gien.

Med polarisatoren 80 ved utgangen ble det målt et utslettelsesforhold mellom fiberpolarisasjonene på mellom 19 og 32 dB. Utslettelsesforholdet er den Briggske logaritme av forholdet mellom den optiske energien i den vertikale polarisasjonsmodusen og den optiske energien i den horisontale polarisasjonsmodusen. Et utslettelsesforhold på i det minste 19 dB ble oppnådd uavhengig av bølgelengden når bølgelengden ble endret. Det er antatt at denne grense blir satt av spredningstap i fiberen (>150 dB/km) siden noe av det spredte lyset forblir ledet. Ved bestemte bøl-gelengder bedret forholdet seg opptil 32 dB, sannsynligvis på grunn av destruktiv interferens av det spredte lyset. Når den stive blokken 14 ble plassert på fiberen og trykk ble påtrykt, ble det oppnådd et koplingsforhold større enn 32 dB, vanligvis med en kraft på omtrent 202 pond. Kop-lingsf orholdet er den Briggske logaritme til forholdet mellom den optiske energien som ikke ble koplet til den ortogonale polarisasjonsmodusen og energien som ble koplet inn i den ortogonale modusen. Dette forhold ble observert med 10 åser ved 633 nm og med 30 og 60 åser ved omtrent 608 nm lysbølgelengde.

Koplingsavhengigheten av bølgelengden ble undersøkt eksperimentelt ved å anvende en fargestofflaser som var av-stembar mellom 569 nm og 614 nm. Den anvendte innretning var en kopler med 60 åser og med en senterbølgelengde på 609 nm som det ble påtrykt likt optisk trykk på. Den eks-perimentelle oppstillingen var den samme som vist på fig.

9. Lyset til venstre i den opprinnelige polarisasjonen, dvs. ikke-koplet, er det detekterte signalet. Forholds-måleinstrumentet 84 ble brukt for å kompensere for laser-energiendringer ettersom bølgelengden ble endret. Resultatene er opptegnet på fig. 10, som viser de eksperimen-telle resultatene som punkter og de teoretisk forutsagte resultatene, basert på det brå skiftet i dobbeltbrytnings-modellen som ble antatt for systemet, som heltrukket linje. Den gode overensstemmelsen mellom de to kurvene understøtter konklusjonen at endringene i dobbeltbrytning ved grensene til de påkjente områdene virkelig er brå. En full bredde ved halve maksimum som er teoretisk lik omtrent X./N ble observert å være 9 nm. Sidelobene var imidlertid høyere enn forutsagt på grunn av ulikt trykk av åsene på fiberen. Dette ulike trykk ble trolig forårsaket av variasjoner i fiberdiameteren og åshøyden i størrelses-orden Ångstrøm, og man kan ta seg av disse ved å konstrue-re individuelt avstemte åser. Bredden til sentertoppen indikerer potensialet til denne polarisasjonskopler for anvendelse som en multiplekser eller skårfilter.

Når ikke-dobbeltbrytende fiber ble brukt, viser testresul-tatene at kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse innehar overraskende anomal oppførsel sammenlignet med konvensjonell koplet modusteori. F.eks. forutsier kon-vensjonelt koplet modusteori at kopleren skal være bølge-lengdeavhengig. Prøveresultatene viser imidlertid at koplingen er i det alt vesentlige uavhengig av bølgelengden til lyset over et bredt område.

Av analysen ovenfor i relasjon til kopling mellom modi i ikke-dobbeltbrytende fiber skulle en forvente at ytelsen til kopleren ville bli dramatisk redusert når avstanden mellom begynnelsen til en ås og begynnelsen til neste åsen 16 ikke var en støtlengde (eller et heltallsmultippel av denne). Beregninger viser at i teorien skulle ytelsen til kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse som ble anvendt med ikke-dobbeltbrytende fiber generelt følge kurven 90 på fig. 11. For den foretrukne utførelse ble maksimal kopling forventet å finne sted ved en bølgelengde på 608 nm, hvilket gir en støtlengde lik åsperiodisiteten på 0,432 mm. Ved bølgelengder over eller under 608 nm forutsier kurven 90 at koplingen skal minke hurtig.

Ytelsen til kopleren med 30 åser i henhold til den foretrukne utførelse ble utprøvd med ikke-dobbeltbrytende fiber under anvendelse av kretsarrangementet vist på fig. 12. En frekvensavstembar fargestofflaser 92 ble brukt for å frembringe kildelyset. Dette kildelys ble påtrykt en stråledeler slik at omtrent en halvpart av lyset ble rettet mot en detektor 94 mens den andre halvparten ble påtrykt en linse 96 som fokuserte lyset for innmating i en ikke-dobbeltbrytende optisk fiber 98. Fargestofflaseren 92 ble drevet i et bølgelengdeområde under avbruddbølgeleng-den slik at bare den første og andre ordens modus ble sendt inn i fiberen 98.

Fiberen 98 ble viklet rundt en stang med 1,3 cm i diameter ved inngansenden for å frembringe en modusstripper 100 for å strippe ut enhver annen ordens modus som ble innsendt. Denne type modusstripper er vel kjent på området og er beskrevet i en artikkel av Y. Katsuyama, med tittel "Single Mode Propagation in a Two Mode Region of Optical Fiber by Using Mode Filter", Electronics Letters, 15, 442

(1979). En helfiber-polarisasjonsstyreinnretning 102 ble dannet i fiberen 98 etter modusstripperen 100. En polarisas jonsstyreinnretning av denne type er vist i US-patent nr. 4.389.090, utstedt 21. juni, 1983. Formålet med polarisas jonsstyreinnretningen 102 var å variere polarisasjonen til det styrte inngangslyset slik at den f. eks. blir lineær-vertikal. Fiberen 98 passerte så igjennom en ås-struktur så som den som er beskrevet med referanse til fig. 2 og 3 for å danne moduskopleren 104 med 30 åser i den foretrukne utførelse. Fiberen ble så viklet rundt nok en stang for å danne en andre modusstripper 106 identisk med den første modusstripper 100. Ved utgangsenden til fiberen blir utgangslys rettet mot en kollimeringslinse 108 som påtrykker utgangslyset på en detektor 110. De to detektorene 94 og 100 ble så forbundet med ledninger 112, 114 respektivt til et f orholdsmåleinstrument 116. Dette forholdsmåleinstrument eller forholdsmeter 116 viser som et utgangssignal forholdet til utgangslysintensiteten målt med detektoren 110 og inngangslysintensiteten målt med detektoren 94.

I drift blir lyset som innmates ved inngangsenden av fiberen 98 først strippet for andre ordens modi ved hjelp av modusstripperen 100 slik at når lyset entrer polarisasjonsstyreinnretningen så vil bare grunnmodusen være til-stede. Polarisasjonsstyreinnretningen blir så brukt til å justere polarisasjonen av inngangslyset slik at den f.eks. er vertikalt lineært polarisert ved entring av moduskopleren 104. Kopleren 104 drives ved å påtrykke en kraft på den øvre åsplaten som forklart ovenfor for å forårsake kopling av lys fra grunnmodusen til den andre ordens modus. Etter at det har forlatt kopleren 104 blir lyset strippet for andre ordens modi ved hjelp av modusstripperen 106 og alt restlys i grunnmodusen blir påtrykt detektoren 110 gjennom linsen 108.

For utprøving ble bølgelengden til inngangslyset variert fra 570 nm til 612 nm for å bestemme sensitiviteten til kopleren 104 overfor variasjoner i bølgelengde. Som forventet fant maksimal kopling sted ved en bølgelengde på 608 nm. Målinger indikerte at koplingen til den vertikalt polariserte grunnmodusen til andre ordens modus (dvs. den vertikal-perpendikulære andre ordens modus) var ganske god og at mindre enn -40 dB av restenergi var tilbake i grunnmodusen ved utgangsenden av fiberen 98, hvilket til-sier at 99,99% av energien ble koplet fra grunnmodusen til den andre ordens modus. Innmatingstap ble målt ved å fjerne utgangsmodusstripperen 106 og måle totalenergien i fiberen mens kopleren arbeidet. Ved å sammenligne denne verdi med energien i fiberen når kopleren ikke var i drift, ble det målt et tap på 9%.

Når bølgelengden til kildelyset ble variert fra 608 nm oppførte imidlertid kopleren 104 seg uventet. Spesielt forble koplingen av det vertikalt polariserte lyset på et høyt nivå over hele bølgelengdeområdet fra 570 til 612 nm som illustrert med kurven 118 på fig. 11, og således falt ikke koplingen til den teoretiske kurven 90. Trekantene på kurven 118 indikerer virkelige datapunkter.

Prøvene beskrevet ovenfor med referanse til fig. 11 ble gjentatt, denne gang for lineært horisontalt polarisert inngangslys. Som indikert ved kurven 120 på fig. 11, var koplingen av det horisontale polariserte lyset relativt konstant over bølgelengdeområdet og hadde en topp ved 608 nm. Prikker på kurven 120 representerer virkelige datapunkter. Således var koplingskurvene 118 og 120 for vertikalt og horisontalt polarisert lys begge brede og de fulgte ikke den forutsagte koplede modusteorikurven 90. Det er imidlertid tydelig at kurven 120 for horisontalt polarisert lys innehar ytterligere unormal oppførsel idet koplingsmengden er mye mindre enn for vertikalt polarisert lys idet den er i størrelsesorden på bare 4 dB. For begge kurvene 118 og 120 ble en vertikal kraft påtrykt kopleren 104 for å forårsake kopling fra grunnmodusen til høyere ordens modi.

Således innehar kopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse unormal oppførsel når den blir brukt med ikke-dobbeltbrytende fiber sammenlignet med konvensjonell koplet modusteori idet (1) koplingen er relativt konstant for forskjellige bølgelengder, og (2) koplingen er polarisa-sjonsavhengig. Det er også interessant at polarisasjons-avhengigheten til kopleren viser seg å være relatert til antallet åser 16 (fig. 3). Når f.eks. en innretning med ti åser blir brukt minsker uoverensstemmelsen mellom koplingen av de to polarisasjonene og begge polarisasjonene kopler i størrelsesorden 99% av sin energi inn i den andre ordens modus. For en innretning med 80 åser vil ingen av polarisasjonene kople bedre enn 20% av sin energi. Grunne-ne til denne overraskende oppførsel av kopleren er ikke fullstendig forstått. Man har en teori at kopleren ikke følger konvensjonell modusteori av to grunner: (1) siden k^llroodiene bare er tilnærmet de virkelige normale modi til fiberen, og (2) siden den normalt ikke-dobbeltbrytende fiberen blir dobbeltbrytende når den klemmes av åsene 16 (fig. 3).

Den ovenfor beskreven polarisasjonsavhengighet av kopleren når den anvendes med ikke-dobbeltbrytende fiber kan på fordelaktig måte anvendes for å frembringe en kontinuerlig (in-line) helfiber toveispolarisator. Som vist på fig. 13, kan en slik polarisator omfatte en enkel sammenhengende fibertråd 122 som endedeler 124 og 126. Modusstrippere 128 og 130 er anordnet ved endedelene 124 og 126 respektivt, og en moduskopler 132, så som kopleren med 30 åser i henhold til den foretrukne utførelse, er innskutt mellom modusstripperne 128 og 130. Fortrinnsvis er antallet åser 16 på moduskopleren 132 valgt slik at koplingen maksimali-seres i en polarisasjon, (f.eks. den vertikale polarisasjonen) og minimalisere koplingen til den ortogonale polarisasjonen (f.eks. den horisontale polarisasjonen). Som forklart tidligere med referanse til fig. 11 og 12, ble det ved anvendelse av innretningen med 30 åser oppnådd 40 dB kopling av vertikalt polarisert grunnmodus til den høyere ordens modus, mens bare 4 dB av den horisontale polariserte grunnmodus ble koplet til høyere ordens modus. Følgelig vil en slik moduskopler gi et 36 dB utslettende forhold mellom den vertikale og horisontale polarisasjon i grunnmodiene. I drift blir lys innmatet til et endeparti av fiberen 122, f.eks. endepartiet 124. Andre ordens modi blir strippet av modusstripperen 128 slik at bare grunnmodusen enterer moduskopleren 132. Det vil bli forutsatt at vertikale polarisasjoner blir godt koplet mens horisontale polarisasjoner blir dårlig koplet. Dersom således lyset som innmates til kopleren 132 er vertikalt polari sert, så vil i hovedsaken alt dette bli koplet til den andre ordens modus og slikt lys vil bli strippet av modusstripperen 130 slik at mengden av lys som når utgangsfi-berdelen 126 tilsynelatende er lik null. På den andre side, dersom polarisasjonen av inngangslyset som entrer kopleren 132 er horisontal, så vil bare en liten del av lyset bli koplet til den andre ordens modus og strippet av modusstripperen 130. Således vil mye av lyset forbli i grunnmodusen og forplate seg til utgangsendedelen 126 av fiberen 122. Således blir inngangslys som er horisontalt polarisert sendt av kopleren og modusstripperen, mens vertikalt polarisert lys blir på effektiv måte stoppet med ikke-dobbeltbrytende fiber. Som indikert ovenfor, kan det med en innretning på 30 åser forventes et 36 dB utslettelsesforhold mellom den vertikale og horisontale polarisasjon av grunnmodiene, hvilket gir en helfiberpola-risator med en ytelse som er sammenlignbar med tynne pola-riserings filmer .

Som vist på fig. 14, kan et Mach-Zehnder interferometer konstrueres ved å montere to moduskoplere 140 og 142 i avstand fra hverandre langs en enkel kontinuerlig tråd av ikke-dobbeltbrytende optisk fiber 144. Kildelys blir frembrakt av en laser 146 som er optisk koplet for å innmate lys inn i inngangsenden til fiberen 144. Kildelyset fra laseren 146 blir først sendt gjennom en modusstripper 148 dannet i fiberen 144 for å fjerne andre ordens modi. Lyset blir så sendt gjennom en polarisasjonsstyreinnretning 150 som blir brukt for å justere polarisasjonen til lyset til f.eks. lineær-vertikal. Den styrte kildelysbølgen entrer så den første kopleren 140 som er innstilt til omtrent 50/50 kopling slik at halvparten av energien blir koplet til den andre ordens modus.

Etter å ha forplantet seg i en avstand gjennom fiberen 144 entrer lyset den andre kopleren 142. Lyset som går ut av den andre kopleren 142 passerer gjennom en modusstripper 142 dannet i fiberen 144 for å strippe andre ordens modi. Lyset går så ut av fiberen 144 og blir påtrykt en detektor 154 som sender ut et elektrisk signal på en ledning 156.

I den viste utførelsen er lengden av fiberen mellom modus-koplerne 140 og 142 og bølgelengden til kildelyset valgt slik at det ved inngangsenden til den andre kopleren 142 er null faseforskjell mellom lyset i den første og andre ordens modus. Det vil sees at dersom faseforskjellen mellom modiene er null ved entringen av kopleren 142 så vil koplingen til den andre ordens modus være ved et maksimum, mens dersom den første og andre ordens modus er 180° ute av fase, så vil koplingen av kopleren 142 være ved et minimum. Følgelig vil det med null f asef orsk jell ved inngangsenden til kopleren 142 opptre maksimal kopling til den andre ordens modus. Den andre ordens modus blir så strippet av modusstripperen 152 og signalet ved detektoren, dvs. resten av grunnmodusenergi, vil være ved et minimum. Mengden av kopling av kopleren 142 kan varieres inntil et minimum i restgrunnenergi blir observert. Koplingen blir så faststilt ved denne verdi og delen av fiberen mellom koplerne 140 og 142 blir lagt åpen for f. eks. en omgivelsesenhet som kan måles så som temperatur.

Temperaturpåvirkning vil endre lengden av fiberen mellom koplerne 140 og 142 og således forårsake at lyset i den første og andre ordens modus forflytter seg ut av fase ved entring av kopleren 142. Dette vil forårsake at koplingen til den andre ordens modus minsker, og således vil rest-energien i grunnmodusen, som målt av detektoren, øke. Ut-gangssignalet på ledningen 156 fra detektoren 154 gir derfor en direkte indikasjon på størrelsen til den avfølte omgivelsespåvirkningsenhet. I et eksperiment ble det målt et dynamisk område for energien i grunnmodusen på 30 dB ettersom fiberen ble termisk utvidet. Dette viser at innretningen kopler koherent og kan bli brukt i interferometriske systemer.

Moduskopleren beskrevet med referanse til fig. 2-4 ovenfor og opptegnet i systemet vist på fig. 9 kan brukes med høy-dobbeltbrytende fiber som en amplitudemodulator. Ved å variere kraften F på fig. 4 i samsvar med et modulerings-signal kan en varierende mengde av energi bli koplet fra X-polarisasjonsmodusen til Y-polarisasjonsmodusen idet mengden av kopling er proporsjonal med størrelsen på kraften F. Det vil si at dersom en hvilken som helst konvensjonell transduser (transduktor) 158 (fig. 9) blir drevet f.eks. etter en sinuskurve for å variere kraften F som påtrykkes den stive blokken 14 av polarisasjonskopleren 64, så vil den optiske energien i Y-polarisasjonsmodusen til fiberen 24 være direkte proporsjonal med størrelsen til kraften F, hvor inngangsenergien blir sendt til å begynne med med hele energien i polarisasjonsmodus X. Av ligning (3) vil det sees at tilleggsdobbeltbrytningen som innføres av den mekaniske påkjenningen er direkte proporsjonal med kraften som påtrykkes pr. lengdeenhet. Når kraften varie-rer, så vil vinkelen som polarisasjonsmodusaksene skifter endre seg etter ligning (4). Dette endrer mengden av energi som skiftes mellom polarisasjonsmodiene ved å forandre mengden av energi som dekomponeres på hver av de nye aksene ved hver grense hvilket fremgår av fig. 6(a)-6(f).

Moduskopleren i henhold til den foreliggende oppfinnelse har således en mengde anvendelser, f.eks. som en enkel-fiberpolarisator, en enkelfiber Mach-Zehnder interferometer eller en amplitudemodulator. I tillegg kan kopleren anvendes i et tokanaldatasystem. Disse anvendelser er bare eksempler og andre anvendelser vil være åpenbare for fagkyndige .

Selv om oppfinnelsen er blitt beskrevet i forbindelse med den foretrukne utførelse, så vil mange variasjoner være åpenbare for fagkyndige. Alle slike variasjoner som anvender de samme prinsippene ligger innenfor rammen av de etterfølgende patentkrav.

Claims (10)

1. Retningskopler,karakterisert ved: en optisk fiber (24) som har to forplantningsmodi, hvor hver av nevnte forplantningsmodi har en forskjellig effektiv brytningsindeks, slik at lys som forplanter seg i den ene av nevnte modi har en forplantningshastighet som er forskjellig fra forplantningshastigheten til lys som forplanter seg i den andre av nevnte modi; en lyskilde (66) for å innmate en lysbølge inn i nevnte optiske fiber (24); en opplagringsstruktur (10), som har en overflate for å avstøtte en side av nevnte optiske fiber (24); og en struktur (14) som har flere overflater (18) adskilt langs nevnte optiske fiber, for å presse mot en annen side av nevnte fiber, slik at nevnte fiber (24) blir klemt mellem nevnte overflate (18) og nevnte støtte-struktur (10) for å gi en serie av alternerende mekanisk påkjente og ikke-påkjente områder (32, 34, 36) langs nevnte optiske fiber.

2. Retningskopler som angitt i krav 1,karakterisert vedat hver av nevnte overflater (18) har brå kanter for å gi brå endringer i geometrien til nevnte fiber ved begynnelsen og slutten av hvert mekanisk påkjent område (32, 36).

3. Retningskopler som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 eller 2,karakterisert vedat bredden (W) til hver overflate (18) i retning av fiberakselen er omtrent lik et ulikt multippel av en halvpart av fiber-støtlengden og avstanden (S) mellom tilliggende overflater (18) i retning av fiberaksen er omtrent lik et ulikt multippel av en halvpart av fiberstøtlengden.

4. Retningskopler som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 3,karakterisert vedat (i) nevnte lysbølge har en bølgelengde valgt for å forårsake at bare grunnsettet (LPq^) av modi forplanter seg i nevnte fiber, (ii) nevnte optiske fiber (24) er en monomodus dobbeltbrytende fiber, og (iii) nevnte to forplantningsmodi er de to ortogonale polarisasjonsmodi til grunnsettet (LPq^) av modi.

5. Retningskopler som angitt i krav 4,karakterisert veden orienteringsinnretning (26, 28) for å holde nevnte fiber (24) på nevnte opplagringsstruktur (10) slik at dobbeltbrytningsaksene til nevnte fiber ligger i en valgt vinkelorientering i forhold til nevnte overflate av nevnte støttestruktur.

6. Retningskopler som angitt i krav 5,karakterisert vedat nevnte orienteringsinnretning er kjennetegnet at fiberholdeplater (26) som er roterbare i forhold til nevnte støttestruktur (10) for å roterer nevnte fiber om sin langsgående akse.

7 . Retningskopler som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 3,karakterisert ved: nevnte fiber er hovedsakelig ikke-dobbeltbrytende; nevnte forplantningsmodi er grunnsettet (LPq^) av modi og den andre ordens sett (LP-^) av modi til nevnte fiber (24); og nevnte lysbølge har en bølgelengde som er kortere enn avbruddsbølgelengden til nevnte fiber slik at nevnte lysbølge forplanter seg gjennom nevnte fiber bare i grunnsettet (LPQ1) av modi og det andre ordens sett (LP-^-l ) av modi .

8. Retningskopler som angitt i et hvilket som helst av kravene 1 til 7,karakterisert vedat nevnte overflate (18) er tildannet på en stiv blokk (14), og nevnte støttestruktur omfatter en flat plate (10).

9. Retningskopler som angitt i krav 8,karakterisert vedat kopleren er videre kjennetegnet av en flerhet med pinner (22) som strekker seg fra nevnte støt-testruktur (10), og en flerhet med hull (20) i nevnte stive blokk (14), hvor nevnte hull (20) om nevnte pinner (22) er anordnet slik at de korresponderer til hverandre slik at hver av nevnte pinner er innrettet med og passer inn i et av nevnte hull, slik at nevnte stive blokk (14) kan skyves mot og bort fra nevnte flate plate (10) på nevnte pinner.

10. Kopler som angitt i et hvilket som helst av kravene 1-9,karakterisert veden modulas jonsdriver (158) for å oscillere nevnte overflate (18) i forhold til nevnte støttestruktur (10) i samsvar med et modulerings-signal for å variere den mekaniske påkjenning som påtrykkes nevnte fiber (24) i nevnte påkjente områder (32, 36).