DE2002490A1

DE2002490A1 - Lichtwellen-Kopplungsanordnung

Info

Publication number: DE2002490A1
Application number: DE19702002490
Authority: DE
Inventors: Tien Ping King
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1969-01-24
Filing date: 1970-01-21
Publication date: 1970-07-30
Also published as: JPS49904B1; GB1287035A; SE364371B; ES375912A1; FR2029030A1; NL7000912A; BE744657A

Description

WESTERN ELECTRIC COMPANY Incorporated Tien 27/28

New York, N. Y., 10007, VStA

Lichtwellen-· Kopp lungs anordnung

Die Erfindung bezieht sich auf eine Anordnung sowie Methode zum Ein« und Auskoppeln von Lichtwellen in bzw. aus Dünnschichten. Es ist bereits erkannt worden, daß es höchst wün« sehenswert wäre, wenn man in der Lage sein würde, Licht« wellen in oder aus Dünnschichten ein- bzw. auszukoppeln, da dann praktisch alle Nachrichten« und Informationsübertragungs« funktionen sowie Datenverarbeitungsfunktionen mit großer Leich« tigkeit in solchen Dünnschichten ausgeführt werden könnten. Beispielsweise könnte eine wirksame Übertragung modulierter Lichtwellen mit vernachlässigbarwer Schwingungsformumsetzung in solchen Dünnschichten bewerkstelligt werden, da deren Dicke mit der Lichtwellenlänge vergleichbar ist.

Außerdem könnten parametrische Verstärkung und Frequenzverschiebung oder Laser«Verstärkung leicht bewerkstelligt werden und wurden in künftigen optischen Übertragungssystenaen höchst brauchbar sein. Ebenso könnten Datenverarbeitungsanlagen mit Logigschaltungen und/oder Speichern ohne weiteres optische Methoden in einem größeren Ausmaß als bisher benutzen,

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2 U G 2 th Ü

wenn die Lichtwellenausbreitung in Dünnschichten leicht ver« wendet werden könnten.

Nichtsdestoweniger ist das Ein« und Auskoppeln von Lichtwellen in bzw. aus Dünnschichten äußerst schwierig und zwar wegen der typischen Notwendigkeit, die Lichtwellen durch eine Kante (Stirnfläche) der Dünnschicht hindurchzukoppeln, insbesondere wenn eine ausgedehnte Ausbreitung der Lichtwellen in der Schicht gewünscht ist. Ersichtlich ist es schwierig, Lichtwellen über die Kanten einer Dünnschicht ein- und auszukoppeln. So ist zunächst beim Aufdampfen oder Aufsteuben von Dünnsichten die seitliche Kante derselben schwierig zu steuern. Selbst bei p-n-Übergängen in Einkristallen hat übermäßige Streuung, wie durch das Ende der pn-Übergänge verursacht wird, die entsprechenden Versuche beeinträchtigt. Zweitens haben die Dünnschichten, die zu lichtleitzwecken brauchbar sind ,eine Dicke von einem Mikrometer oder darunter. Gewöhnlich ist es völlig unpraktikabel, wenn nicht gar unmöglich, den Eingangslichtstrahl so zu fokussieren, daß er seitliche Abmessungen in dieser Größenordnung besitzt, um auf diese Weise den Eingangslichtstrahl durch die Kante der Schicht hindurchschicken zu können.

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ORIGINAL INSPECTED

2 O O 2 4 9 O *-

Demgemäß ist es Aufgabe der Erfindung, eine Methode zum Ein- und Auskoppeln von Lichtwellen in bzw» aus Dünnschichten bereitzustellen, ohne daß hierbei die Übertragung des Lichtes durch die Kante einer Dünnschicht erfolgt.

Entsprechend der Erfindung kann eine Lichtwelle mit Vorteil in eine Dünnschicht durch eine Hauptfläche derselben hindurch eingekoppelt werden. Die Oberfläche der Schicht kann ohne Schwierigkeit mit der gewünschten Glätte hergestellt und auch poliert werden. Entsprechend der Erfindung erfolgt aas Ein« koppeln einer Lichtwelle in eine Dünnschicht mit Hilfe einer erteilten Wirkung des verschwindenden Feldes einer Lichtwelle, welche in einem total reflektierenden Prima fortschreitet, das seinerseits so nahe an der Dünnschicht angeordnet ist, daß die innere Reflexion, die Totalreflexion, teilweise aufgehoben wird. Der Einfallswinkel der Lichtwelle auf die total reflektierende Fläche des Prismas, und die Brechungsindizes des Prismas, des zwischenliegenden Spaltes und der Dünnschicht werden so gewählt, daß eine Phasenanpassung zwischen dem verschwindenden Feld und derjenigen Lichtwelle erhalten wird, von welcher es gewünscht ist, sich in der Dünnschicht auszubreiten. Es wurde gefunden, daß wesentlich mehr als 50% der Eingangslichtwelle nach dieser Methode in die Dünnschicht eingekoppelt werden können.

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Ein Vorteil der Erfindung ist der, daß die Phasenanpassung richtungskopplungseingenschaften liefert, die zahlreiche Anwendungsmöglichkeiten eröffnet, beispielsweise bei der Kanalwegnahme und -hinzufügung. Gleichfalls erhält man die weitere brauchbare Eigenschaft einer Frequenzselektivität, da eine Phasenanpassung bei einer bestimmten Frequenz von der Verwendung eines entsprechenden Einfallswinkels an der total reflektierenden Oberfläche eines Prismas abhängt. Diese Eigenschaft ist gleichfalls brauchbar bei einer Kanalwegnahme und -hinzufügung.

Des weiteren kann entsprechend der Erfindung die Dünnschicht von dem total reflektierenden Prisma an einer Stelle entkoppelt werden, an welcher die verteilte Wirkung des verschwindenden Feldes der Lichtwelle in dem Prisma aufgehört hat. Beispielhafte Methoden zum Erhalt der Entkopplung umfassen die Entfernung eines Teils der ebenen total reflektierenden Fläche des Prismas oder die Einführung geeigneter Krümmungen in der Dünnschicht, um den Abstand zwischen dem entkoppelten Schichtteil und dem Prisma zu erhöhen. Bei der letzteren Anordnung kann das Prisma als mechanischer Träger der Dünnschicht und des zwischenliegenden dielektrischen Spaltmaterials über die ganze Ausdehnung der Dünnschicht verwendet werden.

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20Ü2490 *-

Überlegungen hinsichtlech der Phasenanpassung sind auch wichtig zum Erhalt eines hohen Wirkuhgs grades bei nichtlinearen Wechsel« Wirkungsprozessen. Soll im einzelnen die Wechselwirkung wirk sam erfolgen, so ist es für sie wichtig, daß sie sich zumindest über mehrere Wellenlängen der Strahlungsenergie erstreckt, und daß die durch die Wechselwirkung stimulierte Energie in ihrer Wirkung kumulativ ist. Dieses erfordert allgemein, daß die Phasengeschwindigkeit der stimulierten Wellenenergie eine Komponente besitzt, die gleich derjenigen einer Komponente der stimulierenden Wellenenergie ist. Bei typischen bekannten nichtlinearen Vorrichtungen wird dieses erreicht durch Anpassen der Phasengeschwindigkeit des außerordentlichen Strahls der einen der beiden miteinander in Wechselwirkung tretenden Wellen an die Phasengeschwindigkeit des ordentlichen Strahls der anderen Welle. Jedoch erfordert diese Methode, daß das Medium, in welchem die Wechselwirkung stattfinden soll, doppelbrechend sein muß.

Andererseits wird es in vielen Fällen wünschenswert sein, bei den Lichtwellen führenden Dünnschichten Materialien wie Zink« oxid und Zinksulfid zu verwenden, die wenig Doppelbrechung zei« gen, so daß eine Phasenanpassung in der vorstehend beschriebenen Weise nicht praktikabel ist.

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Demgemäß zielt eine weitere Ausführungsform der Erfindung darauf ab, eine Methode zur Anwendung nichtliniearer Wechselwirkung bereitzustellen, bei welcher die Notwendigkeit einer Doppelbrechung in der lichtwellenführenden Dünnschicht entfällt.

Die gewünschte Wechselwirkung wird bei dieser Ausführungsform der Erfindung in der Unterlage erreicht, und tritt zwischen den verschwindenden Feldern der in der wellenführenden Schicht auf, wobei die Phasenanpassung erreicht wird durch Verwendung unterschiedlicher Fortpflanzungsschwingungsformen dn der Schicht für die stimulierte bzw. stimulierende Welle, wodurch die gewünschten Beziehungen in den Fortpflanzungseigenschaften befriedigt werden.

Eine Dünnschicht«Wellenführungsanordnung zeichnet sich durch eine Vielzahl möglicher Fortpflanzungsschwingungsformen aus, und eine Steuerung der Schwingungsformfortpflanzung wird durch geeignete Einstellung des Einfallswinkels der optischen Welle ermöglicht, die an der Kopplungszone eingeführt wird.

Die Erfindung ist in den Ansprüchen gekennzeichnet und nachstehend in der Zeichnung anhand verschiedener Ausführungsformen im einzelnen erläutert; es zeigen:

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Fig. 1 in schematischer Ansicht eine erste Grund« anordnung der Erfindung,

Fig. 2 eine zweite Grundanordnung der Erfindung mit modifizierter Entkopplung,

Fig. 3 ein Vektordiagramm zur Erläuterung der erfin« dungs gemäßen Phasenanpaßprinzipien,

Fig. 4 eine Ausführungsform der Erfindung, bei der die dieser Ausführungsform eigenen Richtungskopplungseigenschaften mit Vorteil ausgenutzt werden,

Fig. 5 eine Ansicht einer Lichtmodulationsanordnung,

Fig. 6 eine Ansicht eines Übertragungssystems, bei welchem die Erfindung zur Kanalwegnahme und -hinzufügung verwendet ist,

Fig. 7 und 8 eine Ansicht eines parametrischen Ver« stärkers bzw. Oszillators als weitere Anwendungsfälle der Erfindung,

Fig. 9 eine optische Wellen führende Anordnung mit pn-übergang entsprechend einer weiteren Aus« führungsform der Erfindung, und

Fig. 10 eine wieder andere Ausführungsform der Erfin« dung zur Erzeugung Harmonischer oder Sub« harmonischer der optischen Eingangs wellen«

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energie, wobei, wenn zwei optische Wellen in die wellenführende Schicht, welche die Wechselwirkungszone definiert, eingeführt werden, die Anordnung als parametrischer Verstärker oder Frequenzmischer dienen kann.

Bei der Anordnung nach Fig. 1 soll das cohärente Licht eines Lasers in eine lichtverwendende integrierte Dünnschichtschaltung 12 eingeführt werden, die beispielsweise eine Dicke habe, die mit der Wellenlänge des Laserlichtes vergleichbar ist. Wie erwähnt, kann die das Licht verwendende integrierte Dünnschichtschaltung 12 irgendwelche der bei der Nachrichtenübertragung oder bei Datenverarbeitungs systemen typischen Funktionen ausführen, beispielsweise Modulation, Frequenzverschiebung, Ver« Stärkung, Filterung, Feststellung, Schalten und Logik.

Die integrierte Dünnschichtschaltung 12 ist eine Fortsetzung des Dünnschicht-Wellenleiters 13; und beide Schichten 12 und 13 sind auf einer Unterlage 14 angeordnet, deren Brechungsindex kleiner als der der beiden Dünnschichten 12 und 13 ist. Ein totalreflektierendes Prisma ist in der Nähe der Schicht 13 angeordnet und von dieser durch einen Spalt 17 getrennt, der klein genug ist derart, daß das verschwindende Feld einer auf

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die totalreflektierende Fläche 18 des Prismas 16 einfallenden Lichtwelle sich noch über den Spalt 17 in den Dünnschichtwellen« leiter 13 erstreckt. Zu diesem Zweck ist die Breite des Spaltes vorzugsweise kleiner als eine halbe Wellenlänge des Laser* lichtes, wobei als Wellenlänge die Wellenlänge in dem den Spalt erfüllenden Material zu nehmen ist. In Fig, 1 ist der Bre« chungsindex des Spaltes n. als eins angenommen, entspricht also dem Brechungsindex des Vakuums. Das Prisma 16 wird vorzugsweise so ausgewählt, daß sein Brechungsindex n_ größer als der Brechungsindex n2 der Dünnschicht 13 ist, und er sollte immer größer sein als der größte Wert von nl und n4, wenn n4 der Brechungsindex der Unterlage 14 ist.

Das kohärente Licht des Läsers 11 wird in einen breiten Strahl durch das Linsenglied 19 kollimiert; und dieser Lichtstrahl wird an der Einfallsfläche 20 des Prismas 16 entsprechend dem Brechungsgesetz gebrochen. Der gebrochene Strahl fällt auf die Fläche 18 unter einem Winkel 01 ein. Der Winkel 0 wird zur Erfüllung der Phasenanpaßbedingung ausgewählt, wie dieses nachstehend im einzelnen noch erläutert wird; und ersichtlich bestimmt die Wahl des Winkels 0. die Orientierung der gemein« samen optischen Achse des Lasers 11 und der Linse 19. Die Zone der verteilten Wirkung des verschwindenden Feldes der Lichtwelle erstreckt sich über das ganze Gebiet der Fläche 18,

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/10

das von dem Strahl beleuchtet wird. Wenn die in den Dünnschichtwellenleiter 13 eingekoppelte Welle nach rechts über die Wechselwirkungszone hinaus läuft, so würde deren eigenes verschwindendes Feld dazu führen, daß in das Prisma 16 Energie rückgekoppelt würde, wenn nicht das Prisma 16 von der Dünnschicht entkoppelt wird. Deshalb ist das Prisma so geschnitten, daß seine Fläche 21 außerhalb des vom Lichtstrahl ausgeleuchteten Bereich zur Vergrößerung der Spaltbreite über der integrierten Dünnschichtschaltung 12 abgeschrägt ist, welches eine Fortsetzung des Dünnschichtwellenleiters 13 ist. Diese Abschrägung der Fläche 21 entkoppelt das Prisma 16 von der Dünnschicht im ganzen nicht ausgeleuchteten Bereich des Prisma 16 wirksam. Daher unterliegt die in den Dünnschicht-Wellenleiter 13 eingeführte Lichtwelle Mehrfachreflexionen innerhalb der Dünnschicht, während sie nach rechts fortschreitet, und zwar zuerst in der Wechselwirkungszone, in welcher der Wellenleiter 13 liegt, und danach beim weiteren Fortschreiten nach rechts in der Dünnschichtschaltung 12, Die längeren Vielfachreflexionen innerhalb der Schicht bestimmen die Fortpflanzungsgeschwindigkeit der Welle in der Dünnschicht in bekannter Weise entsprechend den Prinzipien, die jenen Analog, sind, welche auf Wellenleiter fm· Mikrowellen zutreffen,

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Während mehr als 50% des Lichtes vom Laser 11 in die Dünnschichten 13 und 12 eingekoppelt werden können, unterliegt der restliche Teil einer inneren Reflexion an der Fläche 18 des Prismas 16 und geht dann durch die Prismenfläche 22. Da diese Strahlung eigentlich verlorene Energie ist, kann sie von einer geeigneten Überwachungseinrichtung 23 empfangen und gemessen werden, um so den Kopplungsprozeß zu überwachen; und sie kann einfach absorbiert oder anderweitig aus der Umgebung des Systems entfernt werden. Man kann daher sagen, daß die Anordnung einen Dämpfungsdurchlaß an der Ausritts« stelle des restlichen Lichtstrahles durch die Fläche 22 hat.

Der Betrieb der Anordnung nach Fig. 1 kann anhand des in Fig. dargestellten Vektordiagramms noch besser verstanden werden. Die teilweise Aufhebung der Totalreflexion an der Fläche 18 des Prismas 16 ist ein Tunnel-Prozeß der Lichtwelle. Um dieses zu bewerkstelligen befindet sich der Dünnschicht«Wellen« leiter 13 weniger* als eine Wellenlänge von der Fläche 18 des Prismas 16 entfernt. Zweitens sind der Winkel 0 und die verschiedenen Brechungsindizes des Prismas, des Wellenleiters und des zwischenliegenden Spaltes in einer Weise gewählt, daß Phasenanpassung erhalten wird. Es kann gezeigt werden, daß das verschwindende Feld, das sich von der Fläche 18 des Prismas

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nach unten erstreckt, durch folgenden Ausdruck wiedergegeben werden kann:

Hierin bedeuten w die Kreisfrequenz des Laserstrahls, ferner

ß s kn cos 0 (2)

~ß² ,

mit n3, n2 und nl gleich den Brechungsindizes des Prismas, der Dünnschicht bzw. des Spaltes hierzwischen. Hier ist angenommen, daß n3>n2>nl. Die Größe k ist gleich w/c, wobei c die Lichtgeschwindigkeit in Vakuum ist. Die Größe ρ gibt die Abnahmegeschwindigkeit des verschwindenden Feldes, gerechnet von der unteren Fläche des Prismas aus, wieder und die Größe ß ist die Fo rtpflanzungs konstante der Felder in der x-Richtung. Die Phasenanpaßbedingung ist dann, daß die Phasenkonstante ß gleich der Hälfte der der sich in der Dünnschichtjausbreitenden Schwingungsform sein muß, um zu erreichen, daß die Felder miteinander gekoppelt sind.

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Fig, 3 zeigt die Fortpflanzungskonstante ß der Lichtwelle im Prisma und deren Komponente in Richtung der Lichtwelle in der Dünnschicht. D.h., der Vektor 31 ist in Richtung der Lichtwelle orientiert, welche auf die totalreflektierende Fläche 18 des Prismas 16 fällt, und hat die Größe n3w/c (c =» Lichtgeschwindigkeit). Seine Komponente in der horizontalen Richtung, oder alternativ die Fortpflanzungskonstande ß der im Dünnschicht-Wellenleiter 13 fortschreitenden Lichtwelle, ist durch den Vektor 32 dargestellt, der horizontal nach rechts weisend verläuft und die Größe Iß I cos O₁ hat. Da er gleichfalls die Fortpflanzungskonstante ß darstellt, ist seine Größe abhängig von Der Schwingungsformausbreitung in der Dünnschichtr Sie wird aus der Schichtdicke und den Brechungsindizes der verschiedenen Medien berechnet. Üblicherweise gibt es viele Schwingungsformen für einen gegebenen Film, Jede hat einen verschiedenen Wert ß . Im allgemeinen liegt ß im Bereich von n4w/c bis n2w/c, wenn n4 größer als nl ist, was üblicherweise der Fall ist. Ist n4 kleiner als nl, dann liegt der Bereich für ß zwischen nlw/c bis n2w/c. Aus diesem Diagramm

£t

ist nun ersichtlich, warum der Brechungsindex des Prismas größer sein muß als die oben angegebenen Minim al werte. Durch Vergleich der Formeln zur Berechnung der Horizontalkomponenten der Fortpflanzungskonstanten unter Beachtung der obigen Beziehungen erhält man

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2002A90 TM

n3woos O ^ n4w, (4)

wenn n4 >nl ist. Da cosO immer kleiner als 1 sein muß, muß n3 entsprechend größer als n4 sein, um die Ungleichung zu er« füllen, die die Phasenanpaßbedingung ausdrückt.

Man sieht also unmittelbar, daß durch die Erfindung ein Mittel bereitgestellt wird, um verschiedene Schwingungsformen in der Dünnschicht durch Auswählen verschiedener Einfallswinkel 0 füllen einfallenden Strahl anzuregen.

Als Beispiel sei angenommen, daß das Prisma 16 ein Rutilprisma (Titandioxid, TiO ) ist und die Dünnschichten 12 und 13 aus Zinksulfid (ZnS) bestehen sowie auf einer Glasunterlage 14 angeordnet sind. Der Laser 11 sein ein üblicher Helium-Neon-Laser, der bei 6328 a stimmuliert emittiert, n3 (für den außerordentlichen Strahl) betrage 2, 901, n2 betrage 2,35, nl betrage 1, 0 und n4 (der Brechungsindex der Unterlage 14) betrage 1, 50, Die Breite des Spaltes sei 1330 A. Im Zusammen-

ο hang mit dieser Anordnung wurden 1522 A dicke Dünnschichten 12 und 13 benutzt. Die Fortpflanzungskonstante ß der transversalmagnetischen (TM) Grundschwingungsform beträgt in einem solchen Film 0, 75 wn2/c. Um diese Schwingungsform anzuregen,

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beträgt der erforderliche Einfallswinkel 0 für den auf die Fläche 18 einfallenden Strahl 52° 3O¹, wobei der Strahl die Prismaeintrittsfläche 20 und die PrismaaustEittsfläche 22 unter dem Brewster«Winkel von 70 98¹ gegenüber der Oberflächen« normalen durchquert, und wobei der Prismawinkel gleich 18 sein soll.

Bezüglich der der Erfindung zugrundeliegenden theoretischen Gesichtspunkte sei bemerkt, daß die vollständige Analyse dem Umstand Rechnung tragen muß, daß die Amplitude des einfallenden Strahls sich nicht längs der Wechselwirkungszone ändert. Als interessanter Punkt in der Analyse ist festzuhalten, daß bei Erfüllung der Phasenanpaßbedingung die Felder sich über die Länge der Wechselwirkungs zone nicht entsprechend einer Cosinus, oder Sinusfunktion ändern, wie dieses für gekoppelte Übertragungsleitungen mit in gleicher Richtung sich fortpflanzen« den Wellen der Fall ist. Stattdessen ändern sie sich exponentiell. Die Analyse zeigt, daß es eine optimale Länge der Wechselwirkungszone für maximalen Wirkungsgrad gibt. Aus Zweckmäßigkeitsgründen sei eine dimensionslose Größe s definiert, die mit dieser Länge so zusammenhängt, daß die folgende Beziehung erfüllt iet

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In dieser Gleichung ist O der Winkel, der gegenüber der Horizontalen durch den Lichtweg gebildet ist, welchem der Lichtstrahl folgen würde, wenn er direkt in das Medium der Dünnschicht 13 gebrochen würde. Die Größe r hängt don der Spaltbreite d zwischen dem Prisma 16 und dem Film entsprechend der nachstehenden Beziehung ab:

2 _r a _ _ sin2Ö 8^12O₁ , (6)

cosn 2p.d

Des weiteren ist W in Gl, 5 gleich der halben Filmdicke und es gelten noch die folgenden Beziehungen:

^tan

°3

= ß₂ ² -(~«i)

b2² = (^-n2)²- ß₂ ² (10)

b3²

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Die Größe χ in Gl. (5) ist die horizontale Verschiebung des interessierenden Aufpunktes von der am weitesten links gelegenen Stelle der Wechselwirkungszone.

Wenn nun die Länge der Wechselwirkungszone begrenzt wird derart, daß die Maximallänge χ = L ist, oder so, daß das größte S=S- ist, dann ist das Verhältnis der von der Dünnschicht insgesamt geführten Energie ζ u der des ganzen einfallenden Strahls als bruchteiliger Wirkungsgrad ausdrückhar:

Eff. = — (l-e"^SL) (12)

^SL

Die Analyse zeigt des weiteren, daß der maximale Wirkungsgrad 81% beträgt und bei s_T = 1, 25 auftritt. Dieses entspricht einer

Länge von 0,173 mm für die Wechselwirkungszone der Vor«

2
richtung nach Fig. 1 und für r =0, 01, Es sei bemerkt, daß der Wert 0,173 mm gleich dem Il35fachen der Filmdicke ist, so daß es einleuchtet, daß die Wexhselwirkung in der Tat eine verteilte We chselwirkung ist.

Wie früher erwähnt, ist die Fläche 21 des Prismas 16 so geschnitten, daß sie von der das Licht verwendenden Dünnschichtschaltung 12 wegläuft, um zu verhindern, daß die in der Dünn« η chic j t laufende Lichtwelle in das Prisma 16 zurücktunnelt. Eine

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weitere Methode zum Halten der Lichtenergie in der Schicht ist in der Fig. 2 dargestellt. Bei der Anordnung nach Fig. 2 wird das Prisma 46 durch eine Laser- und Kollimationsanordnung 41 wie im Falle der Ausführungsform nach Fig. 1 beleuchtet. Das Prisma 46 bildet hier aber den meschanischen Träger für die Dünnschichtwellenleiter 43, 43' und für die das Licht verwendende integrierte Dünnschichtschaltung 42, in dem hier der Spalt mit einem dielektrischen Material des Brechungsindexes nl ausgefüllt ist, der natürlich etwas größer als eins sein wird. Die Dünnschichten 43, 42 und 43', beispielsweise aus Zinkoxid (ZnO), werden dann nach üblichen Methoden auf das dielektrische Spaltmaterial 47 niedergeschlagen. Letzteres besteht beispielsweise aus Thoriumoxidfluorid (ThOF ). Die erwähnenswerteste Eigenschaft dieser Anordnung ist die, daß die Dicke des Spaltmaterials 47 im ganzen beabsichtigten Wechselwirkungsbereich mit dem breiten Lichtstrahl der Quelle 41 auf dem gewünschten Abstand, beispielsweise 1125 A für nl = 1,4 gehalten wird. Danach nimmt das Spaltmaterial in der Dicke um ein Mehrfaches zu, tm einen entsprechend größeren Abstand zwischen einer das Licht verwendenden integrierten Schaltung 42 und der Fläche 48 des Prismas 46 zu erzeugen. Eine solche Dickenänderung kann im Wege bekannter Dünnschicht-Niederschlagsmethoden erreicht werden, z. B. durch Bedampfen oder durch Aufstäuben, wobei dann die dünneren Gebiete maskiert sind·

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Es sei angenommen, daß die das Licht verwendende integrierte Schaltung Modulatoren, Frequenzverschiebungsglieder in sich selbst enthält oder anderweitig Operationen auf die sich hierin dortpflanzende Lichtwelle ausübt. Nach Beendigung dieser Operationen ist es erwünscht, so viel wie möglich von der solcher Art modifizierten Lichtwelle für einen Verbraucher 53 auszukoppeln. Alternativ muß, wenn sämtliche gewünschten Funktionen innerhalb der Dünnschicht selbst ausgeführt worden sind, eine symbolich als Dämpfungsdurchlaß zu bezeichnende Einrichtung vorgesehen werden, um Reflexionen von der Dünn« schicht 43· zurück in die das Licht verwendende Schaltung 42 zu vermeiden. Wie in Fig. 1 kann der Wirkungsgrad des Kopplungsprozesses gemessen werden durch Überwachen des an der Fläche 48 reflektierten Strahlanteils, der zur Überwachungseinrichtung 43' läuft. Alternativ kann die Apparatur 53' auch einfach als Dämpfungsdurchlaß aufgefaßt werden und betrieben werden.

Der Betrieb der Anordnung nach Fig. 2 ist, soweit es die Ein« kopplung des Lichtes betrifft, praktisch der gleiche wie bei der Ausführungsform nach Fig. 1, Die ausgangsseitige Auskopplung aus dem Dünnschichtwellenleiter 43* zum Verbraucher 53 kann mathematisch in analoger Weise wie die Einkopplung beschrieben werden, jedoch mit dem Unterschied, daß keine Reflexion im

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betroffenen Wechselwirkungsgebiet stattfindet; und der Energieübergang erfolgt vom Film auf das Prisma 46. Es sei bemerkt, daß von der Fläche 48 des Prismas 46 ein breiter Strahl, dessen seitliche Abmessungen mit denen des ^f Eingangslichtstrahls vergleichbar sind, wegläuft, wobei - keine Frequenzverschiebung des Strahls vorausgesetzt - auch der Ausfallswinkel gleich dem Einfallswinkel 0 gegenüber der Horizontalen ist.

Es sei betont, daß die reflektierte Lichtleistung und die anderweitig entnommene Lichtleistung nicht notwendigerweise verloren ist. Beispielsweise kann ein optischer Resonator vorgesehen werden, in dem Spiegel senkrecht zum einfallenden bzw. reflektierten Strahl angeordnet werden, wie dieses bei der Anordnung nach Fig. 4 dargestellt ist. Diese Anordnung unterscheidet sich von der nach Fig. 1 dahingehend, daß ein Spiegel 53 des Lasers 51 so angeordnet ist, daß das an der Fläche 18 des Prismas 16 reflektierte Licht zurückgeworfen wird. Der restliche Teil des Lasers mit dem anderen Resonatorspiegel 52 und der Kollimatorlinse 55 ist so angeordnet, daß der gewünschte Eingangslichtstrahl für das Prisma 1.6 geliefert wird· Es sollte sich verstehen, daß in diesem Falle es erwünscht ist, den Wirkungsgrad der Kopplung so einzustellen, daß er

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nur etwa so groß ist wie der zulässige Einzeldurchgang.-Verlust des speziell verwendeten Lasers. Auf diese Weise kann die Las er-Schwingung aufrechterhalten werden.

Ein weiteres interessierendes Merkmal der Anordnung nach Fig. beruht auf deren Richtungskopplungs eigenschaften. Da das kohärente Licht in beiden Richtungen in dem Prisma 16 fortschreitet, werden sich die induzierten Lichtwellen in dem Dünnschicht-Wellenleiter 13 sowohl nach links als auch nach rechts von der Wechselwirkungszone aus ausbreiten, die sich in der Gegend der totalreflektierenden Fläche 18 des Prismas 16 befindet. Beide dieser Wellen können getrennt verarbeitet und getrennt zu verschiedenen Verbrauchern ausgekoppelt werden. In jedem Fall wird die ausgekoppelte Welle eine Komponente ihres Fortpfkan« zungsvektors in Richtung der Fortpflanzung der Lichtwelle in der Dünnschicht haben; und die Phasenanpaßbedingungen, die oben angegeben worden sind, werden für beide Fälle erfüllt sein.

Bei der Anordnung nach Fig. 4 erfolgt die aus gangsseitige Aus« kopplung über Prismen 66 und 67, die beide ähnlich^ aber kleiner als das Prisma 16 ausgebildet sind und sich in ähnlichen Abständen vom Dünnschicht-Wellenleiter 13 befinden. Da keine

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innere Refkexion vorgesehen sein muß, tritt auch kein Ent« kopplungsproblem auf. Die Flächen 68 und 69 können vollständig eben sein. Obgleich keine weitere Beeinflussung der Lichtwellen, welche sich in dem Wellenleiter 13 fortpflanzen, bei der Anordnung nach Fig. 4 dargestellt ist, versteht es sich, daß bei entsprechend abgewandelten Ausführungsformen, bei denen eine Frequenzverschiebung vorgesehen ist, die beiden Ausgangswellen mit verschiedenen Frequenzen behaftet sein können und unter verschiedenen Winkeln gegen die Koppelflächen 68 und 69 der Prismen 66 bzw. 67 austreten wurden.

Die Anordnung nach Fig. 4 kann insbesondere in denjenigen Fällen brauchbar sein, in welchen es gewünscht ist, einen kohärenten Lichtstrahl in zwei Teile gleicher Intensität oder Leistung aufzuteilen.

Eine der Funktionen, die in den integrierten Dünnschichtschaltungen wie 12 und 42 vorgesehen werden könnten, ist die, daß das kohärente Licht mit einem Signal einer Modulationssignal-Quelle moduliert wird. Ein Beispiel eines solchen Systems ist in Fig. 5 dargestellt. Der Laser 51 is Ähnlich dem in Fig. 4 dargestellten und enthält das Eingangskopplungsprisma 16. Die induzierte Lichtwelle I¹', die in der Dünnschicht 63 nach links

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läuft, wird beispielsweise absorbiert oder in einer hier nicht weiter interessierenden Apparatur weiterverwendet. Die Lichtwelle I¹ , die in der Dünnschicht 63 nach rechts läuft, wird in einem Modulator 65 moduliert, der einen Teil 66 der Schicht 63 ein, welcher mit speziell modifizierten Eigenschaften zu Modulations zwecken versehen ist, einschließt, ferner die Elektroden 67 und 68 und die hieran angeschlossene Modulationssignalquelle 69. Beispielsweise ist der Film bzw. die Schicht eine Galliumarsenitl-Dünnschicht, die auf eine , die auf eine Saphirunterlage 64 niedergeschlagen worden ist. Das Galliumarsenid in der Zone 66 der Dünnschicht 63 wird kompensiert, so daß seine Dotierstoffkohaentration sehr niedrig,

7 ->3 beispielsweise in der Größenordnung von 10 cm liegt, um ein dämpfungsfreies Medium für das Mikrowellen-Modulations« signal bereitzustellen.

Beispielsweise wird eine PolarisationsmodHlation bekannter Art vorgesehen. Die Kristallaxen des Galliumarsenids sind so orien« tiert, daß die 1,1,1 Kristallachse senkrecht zur Ebene der Elektroden 67 und 68 sowie parallel zu den Polarisationsrich« tungen des Lichtes und der Mikrowellenfelder in der Schicht erfolgt. Die bevorzugte Wellenlänge des kohärenten Lichtes

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liegt beispielsweise bei 10, 6 Mikrometer und kann von einem CO_-Laser 51 bekannter Bauart geliefert werden, bei welchem ein Molekül-Vibrations~/Rotations-Stimulationsübergang ausgenutzt wird. Das polarisationsmodulierte kohärente Licht der Wellenlänge von 10, 6 Mikrometer wird aus der Schicht 63 mit Hilfe des Prismas 76 ausgekoppelt, das beispielsweise identisch mit dem Prisma 16 sein möge, ausgenommen daß die Länge der Kopplungsfläche 78 hinreichend kurz gewählt ist, um die Notwendigkeit einer abgeschrägten Fläche hinter der Wechselwirkungszone zu vermeiden. Der durch die Fläche 79 des Prismas 76 ausgekoppelte breite modulierte Lichtstrahl wird von einer Verbraucheranordnung 80 empfangen, die der Detektor einer entferntgelegenen Empfangsstation sein kann. Dieser Anwendungsfall ist insbesondere brauchbar, wenn der Abstand zwischen dem Modulator 65 und dem Prisma 79 sehr lang ist. Im Falle von meilenweiten Abständen zwischen Modulator 65 und dem Prisma 79 können parametrische Verstärkung und Frequenzverschiebung längs der Übertragungsstrecke vorgesehen werden. Typischerweise umfassen solche Verstärkungsund Frequenzverschiebeeinrichtungen die erforderlichen Kopplungsprismen und Pumpstrahlquellen und könnten der Dünn« schicht durch allmähliche Änderungen in deren Zusammen·. Setzung zugeordnet werden. Solche allmählichen Änderungen werden die Streuungen vermeiden, die an der Grenzfläche zwi-

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sehen den Kanten unterschiedlicher Dünnschichttypen sonst auftreten würden. Ein Beispiel einer geeigneten parametrischen Verstärkung sei nachstehend anhand der Fig. 7 erläutert, wobei angenommen ist, daß der Signalstrahl sich bereits in der Dünnschicht ausbreitet.

Wegen der Dispersionen sowohl des Prismas als auch der Dünnschicht in den erfindungsgemäßen Vorrichtungen hat eine sich in der Dünnschicht fortpflanzende Schwingungsform einen frequenzabhängigen Wert der Fortpflanzungskonstante ß. Verschiedene Schwingungsformen unterschiedlicher Frequenz werden verschiedene Fortpflanzungskonstante haben und demgemäß unterschiedliche Einfallswinkel O₁ an der Kopplungsfläche des Kbpplungsprismas erfordern. Demgemäß ist eine Basis für Mehrfachkanalbetrieb unter Verwendung der erfin« dungs gemäßen Vorrichtung gegeben.

Ein Beispiel einer Mehrfachkanalübertragung ist in Fig. 6 wiedergegeben. Signale von unterschiedlichen Kanälen mit unterschiedlichen Mittenfrequenzen, beispielsweise die Signale der verschiede nen Kanalsender 91, 92 und 93, werden in ein mehrflächiges Kopplungsprisma 86 unter verschiedenen Winkeln eingeführt, so daß sie nach ihrer Brechung auf der Koppelfläche

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88 unter Winkeln einfallen, die zu der erforderlichen Phasen anpassung mit den entsprechenden sich in der Dünnschicht 83 ausbreitenden Wellen führen. Wiederum empfangen Dämpfungsdurchlässe 94, 95 und 96 die reflektierten Teile der ursprünglich von dem Sender 91, 92 und 93 emittierten Lichtstrahlen. Sie sind lediglich symbolich dargestellt. Das dielektrische Spaltmaterial 87 und das Material für den Dünnschicht-Wellenleiter 89 kann das gleiche sein wie bei den Ausführungensformen nach Fig. 1 und 2. Die Entkopplung erfolgt hinter der Wechselwirkungszone mit Hilfe einer vergrößerten Breite des dielektrischen Spaltmaterials 87.

Ein grundsätzlicher Unterschied gegenüber den vorausgegangenen^ Ausführungsformen ist in der Form des Kopplungsprismas 86 gegeben. Es ist mit einer gesonderten Fläche für jeden der Eingangs- und Ausgangs strahlen versehen, derart, daß die verschiedenen Winkelbedingungen auf die einfachste Weise erfüllt werden können. Beispielsweise ist es durch geeignete Wahl der Orientierung jeder Fläche möglich, jeweils einen Strahl auf diese Fläche unter dem Brewster-Winkel einfallen lassen zu können, während gleichzeitig die Phasenanpaßbedingungen an der Koppelfläche 88 befriedigt werden können. Nach der Einkopplung in die Dünnschicht 83 laufen die verschiedenen modu«

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lierten Lichtstrahlen der einzelnen Nachrichtenübertragungs kanäle durch den selben Wellenleiter, welcher seinerseits durch die Dünnschicht 83 gebildet ist.

Nach einer gewissen Üb er tr agungs strecke sei es dann gewünscht, einen oder alle der modulierten Lichtstrahlen wieder abzutrennen, so daß jeder Lichtstrahl einen entsprechenden Empfänger für diesen Übertragungskanal erreichen wird. Beispielsweise sei der Einfachheithalber angenommen, daß alle Kanäle in einem gemeinsamen Bereich in der Nähe der Kbpplungsfläche 98 eines Kbpplungsprismas 97 getrennt werden sollen. Hier wird die Dicke des dielektrischen Spaltmaterials 87 erneut auf einen Bruchteil einer Wellenlänge reduziert, so daß die verschwindenden Felder der Lichtwellen sich in das Prisma 97 erstrecken. Drei voneinander getrennte Lichtstrahlen werden dann nach oben rechts in dem Prisma 97 erscheinen, und zwar in derjenigen Richtung, wie diese durch die Phasenanpaßbedingungen bestimmt sind. Mit anderen Worten, die phasenangepaßte Welle wird in jedem Fall automatisch diejenige Welle β ein, die sich in dem Prisma 97 fortpflanzt. Jeder der ausgekoppelten und sich im Prisma 97 fortpflanzenden Strahlen fällt wieder auf eine gesonderte Fläche und erfährt hier eine Brechung in Richtung auf die entsprechenden Kanal empfänger 99, 100 und 101.

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Es sollte sich auch verstehen, daß bei adäquatem Frequenzabstand der verschiedenen Kanäle die die Signale der entsprechenden Kanäle führenden modulierten Lichtstrahlen aus dem Dünnschicht-Wellenleiter 83 an verschiedenen Stellen abgetrennt werden können. Hierzu ist es lediglich notwendig, daß der Frequenzabstand groß genug ist, so daß das verschwindende Feld nur einen der Lichtstrahlen sich in das Kopplungsprisma stark genug erstreckt, um hierin eine nennenswerte, sich fortpflanzende Welle zu induzieren.

Alternativ kann für kleinere Frequenzabstände an jeder Kanalentnahmestelle nur ein Kanal aus dem Wellenleiter dadurch entnommen werden, daß zuerst alle Kanäle in einem Prisma, wie" 97, separiert werden, worauf dann diese Kanäle, ausgenommen einer, wieder φ über ein ähnliches Kopplungsprisma in den Wellenleiter eingekoppelt werden. Geeignete Verstärkung kann dann für diese letzteren Kanäle vorgesehen werden.

Als weitere Alternative können spezielle Prismen benutzt werden, derart, daß es nur einem Lichtstrahlenkanal ermöglicht ist, aus dem Kopplungsprisma zu entweichen, während die anderen direkt in die Dünnschicht zurückgekoppelt werden.

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Die vorliegende Erfindung ist speziell vorteilhaft für nichtlineare optische Anwendungsfälle, wie parametrischen Oszillatoren und Verstärkern und bei der Erzeugung zweiter Harmonischer. In diesem Zusammenhang sei wiederholt, daß nicht die gesamte Leistung, sondern die Leistungsdichte für nichtlineare optische Anwendungsfälle wesentlich ist. Man kann zeigen, daß die Lei« stungs dichte des in die Dünnschicht nach der erf in dungs gemäßen Methode eingekoppelten Lichtstrahls 4/r «mal größer ist als die des einfallenden Strahls. Beispielsweise ist für r = 0,1 die Leistungsdichte 400 mal größer als im einfallenden Strahl, Darüber hinaus erhöhen wohldefinierte Schwingungsformen in der Dünnschicht die Kohärenzlänge der Wechselwirkung,

Außerdem sei bemerkt, daß eine Phasenanpassung zwischen Signal-Idler- und Pumpwellen in der Dünnschicht leicht in Halbleiterdünnschichten erreichbar ist; wobei des weiteren die Phasenanpaßbedingungen wesentlich weiter sind, und zwar wegen der Leichtigkeit der Auswahl geeigneter Fortpflanzungs«Schwingungsformen, die in den Dünnschichten angeregt werden können.

Ein Beispiele eines parametrischen Verstärkers, der nach den vorliegenden Prinzipien arbeitet, ist in Pig, 7 dargestellt. Eine Pumpstrahlquelle 110 und eine Signalstrahlquelle 111 richten ihr Ausgangslicht auf verschiedene Flächen eines Kopplungs«

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prismas 106, das ähnlich wie das Prisma 86 der Fig. 6 ausgebildet ist. Da die Pumpwelle und die Signalwelle verschiedene Fortpflanzungskonstanten haben, können sie in den oder aus dem Dünnschichtwellenleiter 103 durch geeignete Einfallswinkel auf die Koppelfläche 108 des Prismas 106 ein- bzw. ausgekoppelt werden. Das Prisma 106 ist des weiteren so entworfen, daß der Pumpstrahl unter dem Brewster-Winkel auf seiner zugeordneten Eintrittsfläche einfällt.

Speziell erwähnenswert ist bei der Anordnung nach Fig. 7 der Umstand, daß nichtlineares optisches Material für den ganzen Dünnschichtwellenleiter 103 oder nur im entkoppelten Abschnitt 102 verwendet werden kann, wo das dielektrische Spaltmaterial 107 eine relativ große Dicke erfordert. Im letzteren Fall kann der Übergang abrupt sein, wenn gewisse andere Grenzflächen vorgesehen werden, er kann aber auch durch eine allmähliche Änderung in der Zusammensetzung des Materials der Dünnschicht 103 bewerkstelligt werden.

Nach Beendigung der Verstärkung wird die Dicke des dielektrischen Spaltmaterials 107 wieder reduziert, und es findet eine Auskopplung von einem Abschnitt 103¹ der Dünnschicht über die Kopplungsfläche 118 eines Kopplungsprismas 116 statt, das ähnlich wie das Prisma 106 aufgebaut ist, ausgenommen daß eine zusatz-

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liehe Ausgangsfläche für die erzeugte Idler-Welle vorgesehen ist. Es ist notwendig, an dieser Stelle die Idler-Welle zu entfernen, um störende Reflexionen der Idler-Welle und damit eine begleitende Versclilechterung der parametrischen Verstärkung zu vermeiden. Die verstärkte Signalwelle wird von einem Empfänger 120 empfangen, und die restliche Pumpwelle wird am Pump-Dämpfungsdurchlaß 121 entfernt.

Ein weiterer vorteilhafter Anivendungsfall der Erfindung ist der, daß optische Resonatoren leicht für alle drei der Pump-, Signal- und Idler-Wellen in einem parametrischen Oszillator vorgesehen werden können, da sie in das Eingangsprisma, d.h. das Prisma 126 in Fig. 8, unter verschiedenen Richtungen eintreten und das Ausgangsprisma, d.h. das Prisma 136 in Fig. 8, in verschiedenen Richtungen verlassen. Bei der Ausführungsform des parametrischen Oszillators nach Fig. 8 sind diese Prismen ähnlich wie das Kopplungsprisma der Fig. aufgebaut. Obgleich mehrflächige Prismen der in den vorstehenden Ausführungsformen beschriebenen Art hier nicht dargestellt sind, weil sie hier nicht wesentlich sind, können sie gleichfalls benutzt werden, mn einen Einfall und Austritt jeder dieser Wellen jeweils unter dem Brewster« Winkel an den entsprechenden Flächen zu ermöglichen.

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Jl

Die Dünnschicht 123 ist bei dem parametrischen Oszillator nach Fig. 8 vollständig aus einem nichtlinearen optischen Medium, wie Lithiumniobat (LiNbO ) für einem Pump-Laser , der bei 1,06 Mikrorne:^:.r arbeitet. Das dielektrische Spaltmaterial kann Thoriumoxidfluorid (ThOF ) sein. Die Unterlage

Li

kann Glas sein. Die Dicke der Dünnschicht 123 ist beispielsweise

ο
4000 A und die Materialien der Prismen 126 und 136 sind Rutil (TiO ). Die Pumpstrahlquelle wird durch den Pump-Laser 131 gebildet, der das symbolisch angedeutete Las er-Rohr 132 und die Resonatorspiegel 133 und 134 umfaßt. Letzterer liegt so, daß er den Pump-Ausgangsstrahl am Auskoppelprisma 136 zurückreflektiert. In ähnlicherweise liegt beim optischen Resonator für die Signalwelle der eine Spiegel 141 beim Prisma 126, und der andere Spiegel 142 beim Prisma 136, und zwar so, daß die Signalwelle, die sich durch die Prismen hindurch fortpflanzt, in sich reflektiert wird, wobei selbstverständlich die Anordnung so getroffen ist, daß ein bestimmter Einfallswinkel an der Koppelfläche der Prismen zur Erfüllung der Phasenanpaßbedingungen eingehalten werden kann. In entsprechender Weise ist der Idler-Resonator durch die Spiegel 143 und 144 gebildet.

Wegen ihrer Verträglichkeit mit der Entwicklung von integrierten Schaltungsmethoden scheint es, daß pn-Übergangs-Laser-Ver-

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stärker in künftigen optischen Übertragungssystemen recht bedeutsam werden können. Durch die vorliegende Erfindung wird ein solcher pn-Übergang-Laser-Verstärker viel leichter für optische Übertragungssysteme brauchbar gemacht, wie dieses anhand der Anordnung nach Fig. 9 dargestellt ist.

Bei der Anordnung nach Fig. 9 ist ein Teil der oberen n-leitenden Schicht 151 eines pn-Übergangs-Halbleiter«Laser poliert oder abgeätzt, und Auskoppelprismen 156 und 157 sind auf die verblei« bende Dicke 152 und 152' des gleitenden Materials aufgesetzt, welches als das dielektrische Spaltmaterial entsprechend der erfindungs gemäßen Anordnung dient. Der pn-Über gang selbst dient als der Dünnschicht-Wellenleiter analog dem Wellenleiter 13 der Fig. 1. Die mechanische Unterstützung erfolgt durch das p-leitende Material 155 auf der anderen Seite des pn-Übergangs,

Der Betrieb der Anordnung nach Fig, 9 kann wie folgt charakterisiert werden. Mit einer geeigneten Hochspannungsquelle 160, die zwischen die n-Zone 151 und die p-Zone 155 angeschlossen ist, wird ein Zustand hergestellt, derart, daß der Schwingungs« Schwellenwert nahezu bei Fehlen eines Eingangslichtstrahles erreicht würde, welcher über das Prisma 156 eingekoppelt wird, Esist allgemein bekannt, daß, wenn die Eingangs signal« Lichtwelle/

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die durch einen pn-Übergangslaser durchgekoppelt wird, sehr groß wird, eine Schwingung effektiv unterdrückt wird, weil der Schwellenwert der Schwingung entsprechend erhöht wird. Dann arbeitet der Halbleiter-Laser als ein wirksamer Lichtverstärker. Deshalb werden die Abmessungen der Prismen 156, des Spaltes 152 und des Übergangs 153 mit Bezug auf den modulierten Lichtstrahl der Quelle 161 gewählt, um eine starke Kopplung der modulierten Lichtwelle, d.h. mehr als 50% in den Übergang 153 hinein zu erhalten. In dem Übergang 153 findet dann eine Verstärkung statt und der verstärkte Strahl wird über das Kopplungsprisma 157 entnommen und im Empfänger 162 empfangen. Als Heispiel sei angenommen, daß die Mittenfrequenz des von der Quelle 161 herrührenden Strahls 8000 A beträgt und daß der pn-Übergang 153 der Übergang eines Galliumarsenid-Lasers ist.

Es sei bemerkt, daß die Erfindung auch für wissenschaftliche Zwecke brauchbar ist. Beispielsweise kann man durch Messen der Richtung des vom eingangsseitigen Kopplungsprisma reflektierten Stralils den Brechungsindex der Dünnschicht bestimmen. Diese Methode ist genauer als die übliche Interferenzmeßmethode ist.

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ar

Fig. 10 zeigt eine weitere Ausführungsform der Erfindung, bei welcher kohärentes Licht von einem Laser 211 in einen Dünnschicht-Wellenleiter 212 eingeführt wird, dessen Dicke zur Ausübung dieser Punktion geeignet ist. Die Dicke liegt typischerweise bei einigen Wellenlängen (im Vakuum) des Laser-Ausgangslichtes« Die Breite des Wellenleiters liegt in der Gegend einiger mm. Der Film 212 wird von einer Unterlage 214 getragen, deren Brechungsindex hinreichend kleiner ist als der der Schicht 212, so daß eine Wellenführungswirkung erreicht wird. Vorzugsweise ist ein Unterschied von zumindest 5 % vorhanden, obgleich kleinere Unterschiede brauchbar sind.

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2 O O 2 A 9 O

Um die Einführung der Wellenenergie des Lasers 211 in die Dünnschicht 212 zu ermöglichen, ist ein total reflektierendes Prisma 216 zwischen dem Laser und der Schicht 212 angeordnet, wobei das Prisma von der Dünnschicht 212 durch einen Spalt 217 getrennt ist. Der Spalt 217 ist hinreichend klein, sodaß das verschwindende Feld einer auf die total reflektierende Fläche des Prismas einfallende Lichtwelle sich über den Spalt 217 in die Dünnschicht 212 hinein erstreckt. Das verschwindende Feld ist dasjenige, welches durch die total reflektierende Fläche 218 hindurchtunnelt und sich in den Spalt 217 erstreckt. Dieses ist eine Folge der Wellennatur eines Photons. Dieses Feld nimmt mit zunehmender Entfernung von der Fläche 218 exponentiell ab. Aus diesem Grunde ist die Breite des Spaltes vorzugsweise kleiner als eine Wellenlänge des hierin benutzten Laserlichtes, um einen nennenswerten Wellenenergie-Übergang auf die Dünnschicht zu haben, ohne daß übermäßig große Längen für den Kopplungsbereich erforderlich sind, wenn der Spalt ein Luftspalt ist. Wird der Spalt mit einer Brechungsindex-anpassenden Flüssigkeit gefüllt, so können breitere Spalte benutzt werden. Im einzelnen ist es für wirksamste Kopplung wichtig, daß die Spaltbreite W so gewählt ist, daß die folgende Ungleichung gilt:

λ) v/n

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2002A90

Hierin bedeuten Λ die Wellenlänge im freien Raum des Laserlichtes und n₁ und η die Brechungsindiees des Spaltmaterials bzw. der Unterlage. Darüberhinaus sollte die Spaltbreite groß genug sein, um nennenswerte Berührung zwischen der Oberfläche 212 und der Schicht 218 zu vermeiden, da eine solche Berührung dazu führt, Licht aus der Dünnschicht zurück in das Prisma zu überführen, wodurch der Wirkungsgrad des Energieübergangs verschlechtert wird. Da es üblicherweise schwierig ist, noch auf wirtschaftliche Weise eine Oberflächenglätte der Dünnschicht oder des Prismas besser als ein Zehntel der betroffenen Wellenlängen über größere Strecken hinweg zu erreichen, sollte die Spaltbreite vorteilhaft zumindest diesen Wert erreichen. Für Vakuum oder Luft ist ein Spalt von etwa einer halben Wellenlänge Breite im allgemeinen ein guter Kompromiß zwischen den verschiedenen erwähnten Überlegungen. Üblicherweise erreicht man den Abstand am besten durch Anpressen der Dünnschicht gegen die Prismafläche 218 unter geeignetem Druck, wobei die restlichen Staubpartikel, die als Abstandhalter dienen, und die Elastizität der Unterlage eine Einstellung des Spaltes durch entsprechende Änderung des Druckes erlauben. Die Einstellung erfolgt am besten experimentell.

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Das kohärente Licht vom Laser 211 wird vorteilhaft zunächst durch die Linse 219 kollimiert, bevor es dem Prisma 216 zugeführt wird. Nach der Brechung im Prisma 216 fällt der Lichtstrahl auf die Fläche 18 des Prismas unter einem Winkel 0 ein. Der Winkel 9 wird, wie oben erwähnt, so ausgewählt, daß Phasenanpassung zwischen der verschwindenden Welle und der in der Dünnschicht fortschreitenden Welle erhalten wird. Dieser Winkel hängt von den Brechungsindices der betroffenen Materialien ab und bestimmt die Orientierung der gemeinsamen optischen Achse des Lasers 211 und der Linse 219. Die Zone der verteilten Wechselwirkung des verschwindenden Feldes der Lichtwelle erstreckt sich über das ganze Gebiet der Fläche 2Ϊ8, welches durch den Strahl beleuchtet ist. Dieses Gebiet liegt typischerweise zwischen 1 und 2 Millimeter. Wenn die in der Schicht 212 induzierte Welle nach rechts über diese Wechselwirkungszone hinaus weiterläuft, würde ihr eigenes, verschwindendes Feld dazu führen, Energie in das Prisma 216 rückzukoppeln, wenn dort das Prisma von der Dünnschicht nicht entkoppelt sein würde. Eine der möglichen Entkopplungsmaßnahmen hierfür ist, daß das Prisma 216 direkt hinter der Wechselwirkungszone abgeschnitten ist. Die in der Schicht 212 induzierte Lichtwelle läuft nach rechts und unterliegt mehrfach Reflektionen innerhalb der

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Dünnschicht. Die inneren Mehrfachreflektionen innerhalb der Dünnschicht bestimmt die Fortpflanzungsgeschwindigkeit der Lichtwelle in der Schicht entsprechend den Prinzipien , wie diese von Mikrowellen-Wellenleitern her bekannt sind.

Während ein Teil des Lichtes des Lasers 211 in die Schicht 212 auf diese Weise eingekoppelt werden kann, wird der übrige Teil an der Fläche 218 des Prismas 216 reflektiert und tritt durch eine andere Oberfläche aus. Diese Strahlung kann zur Überwachung des Kopplungsprozesses benutzt werden.

Es ist eine Vielzahl Fortpflanzung sschwingungs form en für eine gegebene Schicht möglich, wobei die Anzahl der Schwingungsformen mit der Anzahl der Wellenlängen in der Schichtdicke zunimmt. Jede dieser Schwingungsformen hat ihre eigene charakteristische Phasenfortpflanzungskonstante P . Die Wahl des Winkels 0 liefert ein Mittel zum Anregen ausgewählter , sich fortpflanzender Schwingungsformen in der Dünnschicht. Ist im einzelnen die Fortpflanzungskonstante der interessierenden Schwingungsform, dann sollte die geeignete Richtung im wesentlichen die folgende Bedingung erfüllen: _r = '■& _{n cos} Q

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Hierin bedeuten <,v und c die Kreisfrequenz bzw. die Lichtgeschwindigkeit im Vakuum und η den Brechungsindex des Prismas.

Die Wahl des Winkels O wird dazu benutzt, in der Dünnschicht die sich ausbreitenden Schwingungsformen anzuregen, welche die notwendigen Phasenanpaßbedingungen befriedigen.

Der eingekoppelte Lichtstrahl läuft längs des Wellenleiters und unterliegt der Wechselwirkung längs des Bereichs 220 , der typischerweise 1 oder 2 cm, also tausende von Wellenlängen lang ist. Am Ende der Wechselwirkungszone wird das gewünschte Wechselwirkungsprodukt oder die gewünschte stimulierte Welle vorteilhafterweise durch ein total reflektierendes Prisma 222 wieder ausgekoppelt, das an den Wellenleiter in der gleichen Weise wie das Prisma 216 angekoppelt ist. Der gewünschte ausgekoppelte Strahl wird einem geeigneten Verbraucher 223 zugeführt. Normalerweise wird hier auch Wellenenergie bei anderen Wellenlängen ausgekoppelt werden. Jedoch wild diese Wellenenergie um unterschiedliche Beträge durch das Prisma 222 gebrochen werden, kann also leicht von der gewünschten Wellenenergie getrennt gehalten werden, weil sie unter unterschiedlichen Richtungen austreten.

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Nachstehend sei als Beispiel eine Anordnung zur Erzeugung der zweiten Harmonischen aus einer Grundschwingung von 1, 06 Mikrometer, wie diese durch einen mit Neodym dotierten Yttriumaluminiumgranat-Las er geliefert wird. Eine polykristalline Zinksulfidschicht wird auf einen Zinkoxyd-Einkristall niedergeschlagen, beispielsweise aufgedampft, dessen c-Achse senkrecht zur Ebene der Schicht steht. Wegen des Umstandes, daß hier eine Wechselwirkung in der Unterlage statt im Film benutzt wird, reicht es aus, daß nur die Unterlage einkristallin ist. Bei der Grundschwingung (1, 06 Mikrometer) sind die Brechungsindices der Materialien die folgenden:

ZnO η = 1.9411 (ordentlich)

η = 1.9562 (außerordentlich)

ZnS η = 2.2899 (ordentlich und

außerordentlich)

Luftspalt η = 1.0000 (ordentlich und

außerordentlich)

Rutil-Prisma

η = 2.4810 (ordentlich)

η = 2.7359 (außerordentlich)

Bei der zweiten Harmonischen, bei 0, 53 Mikrometer, gelten die folgenden Werte:

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20Ü2A90

ZnO η = 2.0353 (ordentlich)

η = 2.0521 (außerordentlich)

ZnS η = 2.4038 (ordentlich und

außerordentlich)

Luftspalt η = 1. 0000 (ordentlich und

außerordentlich)

Rutil-Prisma

η = 2.6686 (ordentlich)

η = 2.9663 (außerordentlich)

Wie in der Kristallphysik allgemein bekannt ist, unterliegen, wennimmer der ordentliche und der außerordentliche Brechungsindex voneinander verschieden sind, die ordentlichen Strahlen einem Brechungsindex gleich η (ordentlich), während der Brechungsindex , dem die außerordentlichen Strahlen unterliegen, von deren Fortpflanzungsrichtungen abhängt. Beispielsweise hat ein außerordentlicher Strahl , der in der Richtung ii> gegenüber der optischen Achse fortschreitet, einen Brechungsindex η, der sich aus folgender Formel errechnet:

. 2 2

1 sin ψ cos ψ

_n ² [η (außerordentlich)] ² [η (ordentlich) J

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Durch eine Analyse wurde gefunden, daß mit TM-Wellen in der Dünnschicht , die den außerordentlichen Strahlen für sowohl die G rund schwingung als auch die zweite Harmonische entsprechen, die Grundschwingung für eine Schichtdicke von 1,098 Mikrometer eine wirksame Schwingungsform erster Ordnung hat, deren Portpflanzungskonstante p> gleich dem

Doppelten der Fortpflanzungskonstante der zweiten Harmonischen \h, mit einer wirksamen Schwingungsform vierter Ordnung ist, wodurch die Phasenanpaßbedingungen erfüllt sind, weil

F (Grundschwingung) · h (2. Harmonische)

gilt. In diesem Fall sollte die Grundschwingung einen Einfalls-

o
winkel 0 von annähernd gleich 36, 32 haben; die G rund schwingung und die zweite Harmonische treten dann aus dem Ausgangsprisma annähernd unter den Winkeln 0 = 36, 32 bzw. 0 = 41, 22 aus, wobei Q der Winkel zwischen der Fortpflanzungsrichtung des Lichtes und der Schichtoberfläche ist (siehe die Fig. 10). Vorliegend ist der nichtlineare Koeffizient d von ZnO benutzt worden, der der größte nichtlineare Koeffizient von ZnO ist. Die elektrischen Feldkomponenten, die bei der nichtlinearen Wechselwirkung teilnehixien, stehen senkrecht zur Schicht ob er fläche für sowohl die Grundschwingung als auch die zweite Harmonische. Als weiteres Beispiel

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sei erwähnt, daß die Bedingungen für eine Schichtdicke von 0, 781 Mikrometer für die Grundschwingung der nullten Ordnung und die zweite Harmonische der zweiten Ordnung erfüllt sind. Die entsprechenden Winkel für die Grundschwingung und die zweiten Harmonischen sind θ = 33, 33 bzw. 0 = 38, 72 . Es gibt viele weitere mögliche Bedingungen durch richtige Komb nation von Grundschwingung und zweiter Harmonischer unterschiedlicher Ordnungen. Die vorstehend angegebenen Winkel sind für ein Rutil-Prisma berechnet worden, dessen Prisma-

o
winkel Λ = 40 ist, und dessen optische Achse senkrecht zur

Oberfläche der Schicht steht.

Diese Schichtdicken sind entsprechend der folgenden Analyse erhalten worden. Die Dicke W ist so gewählt, daß die folgende Beziehung erfüllt ist:

2b₂ W - 2 φ₂₁ - 2 φ₂₄ = 2 hit (B)

In dieser Gleichung bedeutet die ganze Zahl m die Ordnung der Schwingungsform, die Indices 1, 2, 3 und 4 beziehen sich auf den Spalt , die Schicht, das Prisma bzw. die Unterlage, wobei für TM-Wellen die folgenden Beziehungen gelten:

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^Ρ1

2
ⁿo P/

Hierin sind ^₁ und φ die kleinsten positiven Werte, die die die die obigen Beziehungen erfüllen und es gelten noch die weiteren Bedingungen :

b₂ V (kn₂)² -^² (16)

P₄ -/jJ - (kn₄)" (18)

2ϊί
Hierin ist k = -^- = τ-τ , wobei A die Längenwelle im freien

Raum ist, und ρ die Fortpflanzungskonstante.

Aus Gleichung (18) sieht man, daß p. positiv und reell wie erforderlich nur dann ist, wenn^>kn ist.

Aus Gleichung (16) sieht man, daß b_o positiv und reell nur dann ist, wennß^ kn ist.

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2ÜÜ2A90 Ufo

Die tatsächliche Auflösung dieser Gleichungen zum Erhalt der Werte für die Dicke W, die zu der gewünschten Anpassung zwischen der Fortpflanzungskonstante p für Schwingungsformen unterschiedlicher Ordnung der Grundschwingung und der zweiten Harmonischen führen, erfolgt am besten auf einem elektronischen Rechner.

Im Falle von TE-Wellen gilt

^Pl

P₄

Es sei der Fall angenommen, daß die optische Achse des Zinkoxyds senkrecht zur Papierebene steht. In diesem Fall wird wiederum der nichtlineare Koeffizient d _ von ZnO benutzt, jedoch befinden sich nun die elektrischen Felder , welche» bei der nichtlinearen Wechselwirkung teilnehmen, in der senkrecht zur Papierebene stehenden Richtung, und die betroffenen Strahlen der Grundschwingung und der Harmonischen sind wiederum die außerordentlichen Strahlen. Unter Verwendung des gleichen

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Rutil-Prismas zeigt die Analyse beispielsweise, daß die Phasenanpaßbedingungen erfüllt sind, wenn die G rund schwingung von nullter Ordnung ist, und die Harmonische von erster Ordnung, für eine Schichtdicke von 0,413 Mikrometer. Die entsprechenden Winkel 0 für die Grunds chwingung und die zweite Harmonische sind etwa 32, 86 bzw. 38, 65 .

Es ist auch möglich, die vorstehend erläuterten Gedanken auf parametrische Verstärkungiund parametrische Schwingungserzeugung auszudehnen, da hierbei gleichfalls nichtlineare Wechselwirkungsprozesse betroffen sind. Beispielsweise können parametrische Schwingungen und Verstärkung in dem entarteten Fall , wo zur Waterverwendung eine Ausgangswelle benutzt wird, deren Wellenlänge gleich dem Doppelten der der Pumpenergie ist, durch geeignete Umkehr der Bedingungen für den Betrieb bei der zweiten Harmonischen erreicht werden. Im einzelnen wird bei dem beschriebenen Beispiel , wenn als Eingangs energie oder Pumpenergie Wellen bei 0, 53 Mikrometer zur Fortpflanzung als TE-Welle erster Ordnung in der Schicht zugeführt wird, Energie bei 1, 06 Mikrometer erzeugt, die sich als TE -Welle nullter Ordnung fortpflanzt und zur Weiterverwendung entnommen werden kann. Die Wellenlänge dieser Ausgangswelle kann am besten

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2 O η 2 A 9 O

geändert oder abgestimmt werden durch Ändern des Winkels, unter welchem die Pumpwelle in die Dünnschicht eingeführt wird. Wird Verstärkung gewünscht, dann kann in ähnlicher Weise eine Eingangswelle von 1,06 Mikrometer der Schicht zugeführt werden.

In Fig. 10 ist des weiteren noch die Modifikation dargestellt, wie die Anordnung auch als Verstärker betrieben werden kann. Zu diesem Zweck wird zusätzlich zur Pumpenergie noch das zu verstärkende Eingangssignal in den Wellenleiter eingeführt. Erreicht wird dies bequemerweise durch Verwendung des Prismas 216 zur gleichzeitigen Einspeisung sowohl der Signalenergie von der Laser-Quelle 211 als auch der Pumpenergie von einer weiteren Laser-Quelle 225 in den Dünnschicht-Wellenleiter 212. Dieses ist durch den Umstand möglich, daß die Signalenergie, welche unterschiedliche Wellenenergie und in einer Schwingungsform unterschiedlicher Ordnung vorliegt, für eine wirksame Kopplung einen unterschiedlichen Einfallswinkel erfordert.

In ähnlicher Weise wird zur Frequenzverschiebung oder für nichtentartete, parametrische Schwingungen in den Dünnschicht-Wellenleiter , der den Wechselwirkungsbereich definiert, ein

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Paar optischer Wellen eingeführt.

Zahlreiche Weiterbildungen sind möglich, so können andere Materialien zur Bildung des Dünnschicht-Wellenleiters benutzt werden, ebenso Licht anderer Wellenlänge, wenn die Parameter geeignet gewählt werden, speziell der Einfallswinkel des Lichtstrahls auf den Dünnschicht-Wellenleiter in der Kopplungszone und die Schichtdicke.

Darüberhinaus kann mit bestimmten Materialien die nichtlineare Natur des Materials verstärkt werden durch Anlegen elektrischer oder magnetischer Vorspannfelder, wodurch der Wirkungsgrad des gewünschten nichtlinearen Wechselwirkungs prozesses erhöht werden kann.

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Claims

PATENTANSPRÜCHE

Lichtwellen-Kopplungsanordnung mit einem Körper aus praktisch verlustfreiem, optischem Material, der zwei ebene, zueinander parallele Hauptflächen und einen Brechungsindex η aufweist und in Nachbarschaft zu einem Prisma aus praktisch verlustfreiem Material eines Brechungsindexes η angeordnet ist, um die innere Reflektion in dem Prisma für Licht teilweise aufzuheben, welches unter zu innerer Totalreflektion führenden Einfallswinkeln in das Prisma eingeführt wird, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper (13) von dem Prisma (16) durch einen Spalt (17) des Brechungsindexes n. getrennt ist, daß das auf der dem Prisma abgewandten Seite an den Körper (13) angrenzende Medium einen Brechungsindex η aufweist, daß η größer ist als der größte Wert von η. und n₁ und daß die ebenen, zueinander parallelen Hauptflächen des Körpers einen Abstand voneinander haben, der mit der Wellenlänge des Lichtes vergleichbar ist.
2. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet« daß eine Einrichtung zum Auskoppeln eines Teils der in dem

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ζΑ

Körper fortschreitenden Lichtwelle aus denselben.
3. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß innerhalb des Körpers Mittel vorgesehen sind, die die hierin fortschreitende Lichtwelle ausnutzen.
4. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß ein optischer Resonator mit zumindest, einem Spiegel vorgesehen ist, um das Licht aufzufangen, das das Prisma
passiert hat (Fig. 4).
5. Anordnung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß zwei ausgangsseitige Kopplungsprismen zur Auskopplung von Lichtwellen aus dem Körper angeordnet sind, die sich in verschiedenen Richtungen fortpflanzen (Fig. 4).
6. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Prisma und der Körper in der Fortpflanzungsrichtung des Lichtes in letzterem außerhalb der Zone teilweise aufgehobener, innerer Reflektion voneinander entkoppelt sind.
7. Anordnung nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß

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das Prisma und der Körper dadurch voneinander entkoppelt sind, daß das Prisma und der Körper so geformt sind, daß sich ihr gegenseitiger Abstand hinter der Zone teilweise aufgehobener innerer Reflektion , gesehen in der Lichtfortpflanzung srichtung, vergrößert.
8. Anordnung nach Anspruch 7, dadurch gekennzeichnet, daß das Prisma so geschnitten ist, daß es eine zweite Fläche besitzt, die mit der ersten Fläche , die parallel zu den Hauptflächen des Körpers verläuft, einen stumpfen Winkel bildet, und daß die zweite Fläche , gesehen in Lichtstrahlfortpflanzungsrichtung, hinter der ersten liegt.
9. Anordnung nach Anspruch 7, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper - gesehen in Lichtstrahlfortpflanzungsrichtung hinter der Zone teilweise aufgehobener innerer Reflektion von dem Prisma weg gebogen ist .
10. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß dem Körpe eine Einrichtung zum Modulieren des in ihm fortschreitenden Lichtes zugeordnet ist.

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11. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß ein praktisch verlustfreies, optisches Medium das Prisma und den Körper trennt und einen Brechungsindex n₁ kleiner als sowohl η als auch η aufweist.
12. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Prisma dafür ausgelegt ist, unterschiedliche kohärente Lichtstrahlen unter verschiedenen Winkeln zu empfangen, welche eine in der Phase angepaßte Ankopplung der Lichtstrahlen an verschiedene, in dem Körper fortschreitende Wellen herbeiführen.
13. Anordnung nach Anspruch 12, dadurch gekennzeichnet, daß ein zweites Prisma dafür vorgesehen ist, aus dem Körper unter verschiedenen Winkeln Teile einer Mehrzahl unterschiedlicher , in dem Körper fortschreitender Wellen auszukoppeln.
14. Anordnung nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, daß beide Prismen eine Vielzahl Flächen aufweisen, wobei über verschiedene Flächen die verschiedenen Lichtstrahlen und Wellen ein- und ausgekoppelt werden.

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2Ü02/.90
15. Anordnung nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, daß eine Vielzahl Übertragungskanalsender ihre modulierten Lichtstrahlen auf entsprechende Flächen des ersten Prismas richten, und daß eine entsprechende Mehrzahl von Übertragungskanalempfängern zum Empfang der modulierten Lichtstrahlen aus den entsprechenden Austrittsflächen des zweiten Prismas vorgesehen sind.
16. Anordnung nach Anspruch 13, dadurch gekennzeichnet, daß eine Pumpstrahl-Quelle und eine Signalstrahl-Quelle ihren Pumplicht-Strahl bzw. einen modulierten Signallicht-Strahl auf die entsprechenden Flächen des ersten Prismas ricliten, und daß ein Empfänger für den verstärkten Signallicht-Strahl oder den Idlerlicht-Strahl aus einer der Flächen des zweiten Prismas vorgesehen ist, und daß der Körper optisch nichtlineares Material umfaßt, das für einen Energieübergang von dem Pumplicht-Strahl auf die anderen Strahlen, den verstärkten Signallicht-Strahl und den Iderlicht-Strahl geeignet ist.
17. Anordnung nach Anspruch I, dadurch gekennzeichnet, daß der Körper durch einen halbleitenden Übergangsbereich

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ST

zwischen unterschiedlichen Halbleitermaterialtypen gebildet ist.
18. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß Mittel (16, 17) zum Einführen einer ersten optischen Welle in die Anordnung in einer gewünschten Schwingungsform-Öffnung vorgesehen sind, und daß Mittel (21) zum Entnehmen einer zweiten , stimulierten^ optischen Welle aus der Anordnung zwecks Weiterverwendung vorgesehen sind, daß die Dicke der Schicht (20) und die Brechungsindices (n bzw. n.) der Schicht undder Umgebung so zueinander in Beziehung stehen, daß Phasenanpaßbedingungen in der Umgebung zwischen den verschwindenden Feldern der ersten Welle und der zweiten Welle unter den Bedingungen erhalten werden, daß die zweite Welle von anderer Wellenlänge als die erste Welle ist und sich in der Schicht in Schwingungsfbrmordnungen fortpflanzt, die sich von denen der ersten Welle unterscheiden.
19. Anordnung nach Anspruch 18, dadurch gekennzeichnet, daß die Strahleinführungseinrichtung durch ein an den Wellenleiter

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angekoppeltes Prisma mit innerer Reflektion gebildet ist.
20. Anordnung nach Anspruch 18, dadurch gekennzeichnet, daß die Auskoppelraittel ein zweites Prisma mit innerer Reflektion aufweisen, das im Abstand vom ersten Prisma an den Wellenleiter angekoppelt ist.
21. Anordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß ein Laser einen kohärenten Lichtstrahl dem Prisma unter einem zu innerer Reflektion an der an den Wellenleiter ange koppelten Prismafläche zuführt, und daß der Einfallswinkel des Strahls an der Fläche so eingestellt ist, daß in dem Wellenleiter eine Lichtwelle einer gewünschten Fortpflanzungsschwingungsform -Ordnung angeregt wird.

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