DE2142263C3

DE2142263C3 - Lichtwellenkopplungsanordnung in Dünnfilm-Lichtleiter

Info

Publication number: DE2142263C3
Application number: DE2142263A
Authority: DE
Inventors: H W Kogelnik
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1970-08-28
Filing date: 1971-08-24
Publication date: 1981-07-23
Also published as: BE771704A; JPS546905B1; US3674336A; CA964504A; AU3263671A; DE2142263B2; FR2103579B1; AU453466B2; FR2103579A1; GB1334140A; DE2142263A1; SE375627B

Description

cos(«f>-<9) =

In A₀

40

definiert ist, wobei Θ, der Winkel des Lichts gegen die Oberflächennormale des Gitters (13), K der Gittervektor gemäß der Definition

2,-r

K =

und ko der Ausbreitungsvektor des Lichts im freien Raum entsprechend der Definition

k - ²-bedeuten.

■ίο

Die Erfindung bezieht «ich auf eine Lichtwellenkopplungsanordnung mit den Merkmalen des Oberbegriffes des Anspruches 1.

Die Eignung integrierter Schaltkreistechniken für optische Nachrichtenübertragungssysteme, optische Datenverarbeitung und andere optische Systeme wurde in großem Umfang untersucht. Die Vorteile von im optischen Frequenzbereich arbeitenden integrierten Schaltungen sind ähnlich denjenigen von Anordnungen dieser Art bei niedrigeren Frequenzen. Miniaturisie

e>o rung, Minimalisierung von Umgebungseinflüssen, z. B. Vibration und thermische Effekte und Reproduzierbarkeit bei niedrigem Kostenaufwand können mit integrierten optischen Schaltungen realisiert werden.

Eine Grundbaueinheit für integrierte optische Schaltungen ist der Dünnfilm-Lichtleiter, wobei der Film in der Regel eine Dicke von angenähert der Wellenlänge des zu übertragenden Lichtes hat Auf Grund der geringen Dicke des Films wird es jedoch sehr schwierig, bei angemessenem Wirkungsgrad Licht in den Film einzukoppeln.

Es ist bereits eine Anordnung vorgeschlagen worden, welche ein Prisma mit innerer Reflexion zum Einkoppeln von Lichtwellen in den Dünnfilm durch eine Hauptoberfläche des Filmes vorsah. Die Prismeneinkopplung hat sich als bei weitem wirksamer erwiesen als die bekannten Anordnungen, bei denen beispielsweise das Licht durch ein Ende des Lichtleiters eingekoppelt wurde. Andererseits ist die Prismenanordnung relativ raumaufwendig und kommt daher einer Miniaturisierung des Systems wenig entgegen. Daher wird eine Anordnung angestrebt welche zu Einsparungen in der Baugröße führt und einen hohen Kopplungswirkungsgrad gewährleistet Es ist auch bereits eine Anordnung bekannt (Appl. Phys. Letters 16 [ 1970] 523), bei der Licht in einen optischen Wellenleiter durch ein optisches Gitter eingekoppelt wird, das längs einer Oberfläche des Wellenleiters angeordnet ist. Der Grad der Kopplung kann durch Änderung des Einfallwinkels des einzukoppelnden Lichts geändert werden. Er beträgt jedoch bestenfalls nur etwa 40%.

Generell sollte eine wirksame Gitter-Kopplungsanordnung gewissen Grundforderungen genügen, wobei der Gesamtwirkungsgrad der Kopplungsanordnung davon abhängt wie weit diese Grundforderungen erfüllt sind. Eines dieser Erfordernisse zur Erzielung eines hohen Wirkungsgrades ist die Verwendung von verlustlosen und streufreien Materialien; dieses Erfordernis kann durch die Verwendung von dielektrischen oder Phasengittern erfüllt werden. Ein weiteres Erfordernis besteht darin, unerwünschte Gitteranordnungen zu unterdrücken. Zu diesem Zweck können beispielsweise extrem feine Gitter verwendet werden, wobei die Regel gilt, daß die genannte Forderung um so besser erfüllt wird, je größer die Anzahl der Gitterlinien pro mm des Gitters ist. Bei konventionellen Gitter-Herstellungsmethoden sind jedoch der Zahl der Linien Grenzen gesetzt Schließlich muß eine genügend tiefe räumliche Modulation der optischen Phasenverschiebung vorhanden sein, um eine starke Kopplung bei relativ kurzen Kopplungslängen hervorzurufen.

Aufgabe der Erfindung ist es deshalb, einen hohen Kopplungsgrad (Größenordnung 70%) oder mehr bei relativ kurzen Kopplungslängen und praktisch vollständiger Unterdrückung unerwünschter Moden zu erreichen.

Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß mit den kennzeichnenden Merkmalen des Anspruches 1 für die Lichtwellenkopplungsanordnung der einleitend beschriebenen Art gelöst

Weiterbildungen der Erfindung sind Gegenstand der Unteransprüche und nachstehend ist ein Ausführungsbeispiel der Erfindung anhand der Zeichnung beschrieben; es zeigt

Fig. 1 eine Schnittansicht des Ausführungsbeispiels und

F i g. 2 ein Vektor-Diagramm zur Erläuterung der Wirkungsweise der Anordnung gemäß F i g. 1.

Bei dem Ausführungsbeispiel wird eine Schicht aus z. B. dichromatisierter Gelatine, direkt auf einen Dünnfilm-Wellenleiter aufgebracht, wonach ein »dikkes« Beugungsgitter mit einer Mehrzahl Bragg'scher Ebenen die zur Wellenleiteroberfläche unter einem bestimmten Winkel orientiert sind, holographisch in der Gelatine ausgebildet wird. Unter einem dicken Gitter versteht man ein solches Gitter, dessen Dicke mal der Lichtwellenlänge gleich oder größer als das Quadrat der Gitterperiode ist (s. Bell Techn. Journ. 48 [1969] 2909 ff, insb. GL 75 auf S. 2942). Auf das Gitter bei oder nahe dem Bragg'schen Winkel einfallendes Licht wird in den Wellenleiter mit einem hohen Wirkungsgrad über eine relativ kurze Koppliingslänge und bei im wesentlichen vollständiger Unterdrückung unerwünschter Schwingungsformen eingekoppelt Daher ist der größte Teil der Lichtenergie in der Schwingungsform enthalten, welche in den Wellenleiter eingekoppelt wird. Das Licht wird als bei dem oder nahe dem Bragg'schen Winkel angesehen, wenn das auf die Bragg'schen Ebenen fallende Licht so ist, daß sich maximale Beugung an den Ebenen ergibt, und dies ist eine Funktion sowohl der Wellenlänge als auch des Einfallwinkels.

Bei der in F i g. 1 dargestellten Ausführungsform wird ein optisches Wellenleiterbauteil aus beispielsweise Glas auf einer Unterlage 12 aus beispielsweise transparentem Kunststoff durch Aufsprühen oder andere Niederschlagsmethoden niedergeschlagen. Ein Gitterkoppler 13 aus einem holographischen Material, d. h. einem Material, in dem Brechungsindexänderungen gezielt induziert werden können wie z. B. einem photographischem Material, wird direkt auf den Film J1 aufgebracht Ein Beispiel hierfür ist dichromatisierte Gelatine. Das Material des Gitters 13 wird so ausgewählt, daß sein Brechungsindex n_g die Bedingung J5 erfüllt

wobei n/ der Brechungsindex des Materials des lichtleitenden Films oder optischen Wellenleiterbauteils 11 ist

Das Gitter 13 kann durch holographische Methoden gebildet werden, welche im folgenden noch genauer erläutert werden, und kann mehrere Interferenzebenen bzw. Streifenebenen 14 mit einem Abstand Λ und einer Orientierung unter einem Winkel Φ zur Oberfläche des Bauteils 13 aufweisen. Das so geformte Gitter ist durch einen Gittervektor K charakterisiert, der senkrecht zu den Streifenebenen 14 orientiert ist und eine Größe hat

K =

2.1

In den Film 11 einzukoppelndes Licht kann von einer in der in F i g. 1 gezeigten Weise unter einem Winkel θ zur Vertikalen angeordneten Quelle 16 in das Gitter 13 gerichtet werden. Das Licht hat einen Ausbreitungsvektor im freien Raum der gegeben ist durch

k₀ =

2.-T λ

wobei λ die Wellenlänge des Lichts im freien Raum ist. Innerhalb des Gitters 13 ist der Ausbreitungsvektor des Lichts

(4)

Die Streifenebenen i4 oder, genauer gesagt, die Bragg'schen Ebenen, welche in Wirklichkeit Gebiete gleichen Brechungsindexes eines im Material des Gitters 13 sich räumlich ändernden Brechungsindex sind, erzeugen eine Lichtbeugung, welche zu einer gebeugten Welle mit einem Ausbreitungsvektor führt, der durch (kg+ K) gegeben ist. Um eine Kopplung zu erreichen, muß dieser gebeute Lichtausbreitungsvektor eine Komponente in der x-Richtung (Fig. 1) haben, welche der Fortpflanzungskonstante β der gewünschten Film-Schwingungsform angepaßt ist, d. h.

fi =

Die Fortpflanzungskonstante β im Dünnfilm 13 ist eine allgemein bekannte physikalische Größe. Wie in Bell System Technical Journal, Band 48, Nr. 9, November 1969, Seiten 2909 ff. beschrieben ist, ist sie für Dünnschichten eines Brechungsindex η mit guter Genauigkeit gegeben durch

ß =

Inn

(siehe Gleichung 8 auf Seite 2913 a.a.O.).
Sonach ist für den Dünnfilm 13 die Fortpflanzungskonstante β gleich

2jin,

, d. h. koiif. Die beiden anderen

Terme von Gleichung 5 sind die aus Gleichung 3 und 4 ersichtlichen.

Wenn das Licht von der Quelle 16 bei oder nahe dem Bragg'schen Winkel Φ-Θ_β einfällt, d.h. wenn die Bragg-Bedingung

COS(<7> - Θ.) =

2n_ek₀

erfüllt ist, wobei 8_g der Einfallwinkel bezüglich der

Vertikalen innerhalb des Gitters 13 ist, dann wird nahezu das gesamte einfallende Licht in einer Beugungsordnung gebeugt, während die anderen Ordnungen im wesentlichen vollständig unterdrückt werden.

Gleichung (6) läßt sich^ leicht ableiten, wenn man sich vergegenwärtigt daß K senkrecht zu den Streifenebenen 14 des Gitters orientiert ist (siehe Fig. 1) und n_gko gleich der Fortpflanzungskonstante β im Gitter ist. (Vergleiche hierzu auch Gleichung 14 und F i g. 2 auf

so Seite 2915 a. a. O.)

Leider können die Gragg'sche Bedingung und die Kopplungsbedingung, gegeben durch die Gleichungen (6) bzw. (5), für denselben Einfallwinkel des Lichts nicht gleichzeitig erfüllt werden.

Fig.2 ist ein Vektor-Diagramm des Bragg'schen Kopplers gemäß F i g. 1. Der Kreis mit dem Radius n_gko ist der geometrische Ort von £_rVektoren für unterschiedliche Werte des Einfallwinkels θ^ Die in einem Abstand β von der z-Achse verlaufende vertikale

bo Gerade ist die Anpaßlinie, d.h. die Linie, welche Phasenanpassung des Lichts mit einem Fortpflanzungsmoden des Wellenleiters 11 definiert. Phasenanpassung tritt auf, wenn die Gleichung (5) erfüllt ist, was bedeutet, daC die Vektorsumme (kg+K) auf der vertikalen Anpaß-Linie endet. Andererseits ergibt sich aus der Gleichung (6), daß die Bragg'sche Bedingung erfüllt ist, wenn die Vektorsumme (kg+K) auf dem n^o-Kreis endet. Aus Fig.2 wird klar, daß die Bragg'sche

Bedingung und die Phasen-Anpaßbedingung nicht zusammen durch denselben Einfallwinkel erfüllt werden können. Es kann jedoch gezeigt werden (siehe den dieser Beschreibung beigefügten Anhang), daß eine minimale mögliche Differenz AQ_gmin zwischen dem Bragg'schen Winkel und dem Phasen-Anpassungswinkel besteht, welche angenähert

I ftgmin * ("/ ~ ⁿg)lⁿg < (^)

wobei angenommen wird, daß dieser »Verstimmungs«- Winkel klein ist, und daß

IO

(8)

15

ist. Typisch ist der »Verstimmungs«-Winkel nur einige wenige Bogengrade. Um die Vorteile der Bragg'schen Effekte auszunutzen, sollte der Anpaßwinkel so nahe wie möglich am Bragg'schen Winkel liegen, und vorzugsweise, obwohl nicht notwendigerweise, innerhalb der Halbwertsbreite des Bragg'schen Übertragungsbereichs, die angenähert ^A/gisi, wobei g die Dicke des Gitters 13 ist Es kann daher gesagt werden, daß die Bragg'sche Bedingung gemäß Gleichung (6) innerhalb der Grenzen der Gleichungen (7) und (8) für den wirksamsten Betrieb der Kopplungsanordnung angenähert erfüllt ist

Bei einer Ausführungsform der Kopplungsanordnung gemäß Fig. 1, die für eine optische Wellenlänge von 632,8 nm vorgesehen ist, beträgt der optimale Wert für den Winkel Φ bei einem zur Oberfläche des Kopplers senkrechten Einfallwinkel (θ=0°) angenähert 45°, und der Optimalwert von A angenähert 0,25 μΐη (4000 Linien/mm). Dieses Streifen- bzw. Linienmuster wird holographisch in dichromatisierter Gelatine, z. B. durch Belichten der sensibilisierten Gelatine, welche zuvor auf dem lichtleitenden Film durch geeignete Methoden niedergeschlagen wurde, mit zwei kollimierten Lichtstrahlen einer Wellenlänge von 441,6 nm erzeugt Die Lichtstrahlen werden unter unterschiedlichen Winkeln in die Gelatine eingeführt, um ein Interferenzmuster in der Gelatine zu erzeugen, welches die oben angegebenen Bedingungen erfüllt Die Gelatineschicht ist typischerweise 4 μίτι dick und der lichtleitende Film hat vorzugsweise eine Dicke von 0,3 μΐη mit einem Brechungsindex von /7/-= 1,62. Es können auch andere Methoden, z. B. flüssige Metalle, zur Erzeugung eines dicken Bragg'schen Gitters benutzt werden. Holographische Methoden gehören jedoch bei dem gegenwärtigen Stand der Technik zu den für die Praxis zweckmäßigsten Wegen der Herstellung solcher Gitter.

Bei einer solchen Anordnung wird die Kopplung entweder durch Übertragung durch das Gitter (Fig. 1)

(a) β = (Zc₉ + K)_x = fc₉sin <9„_M + K sin Φ = n_fko . Gleichung (6) kann geschrieben werden als:

(b) cos(</> - B_gB) = -—— = cos Φ cos B_gB 4- sin Φ sin B_gB

ZIl₉K₀

Aus Gleichung (a) ergibt sich

(c) K sin Φ = K₁Ic₀ - Jc₉ sin B_gM

(d) K sin Φ = n_fkfj — HjZc₀ sin ft_gM .

Gleichung (b) kann umgeschrieben werden in

(e) K = 2H₉Zc₀(COS 0COsO₉B+ sin Φ sin ft_9B).

oder durch Reflexion am Gitter erzeugt. In dem zuletzt genannten Fall wird das einzukoppelnde Licht durch die Unterlagenseite des Kopplers eingeführt. Dabei ergibt sich ein gewisser Lichtverlust auf Grund der weniger perfekten Durchlässigkeit des Substrats und des Films. Bei optimalen Einfallwinkeln und Strahlcharakteristiken, z. B. Strahldurchmesser, kann 70% oder mehr des einfallenden Lichts in den Lichtleiter eingekoppelt werden, wobei ein Gitter angenähert 5 mm lang ist.

Wegen der Unterschiede in den Brechungsindizes des Gitters und des Wellenleiters tritt das Licht vom Gitter nicht direkt in den Wellenleiter ein. Am Übergang zwischen dem Wellenleiter und dem Gitter entsteht eine abklingende Welle des Wellenleitermode, an welchen die Horizontalkomponente des gebeugten Lichts bezüglich der Fortpflanzungskonstanten angepaßt ist und daher mit diesem zur Erzeugung einer größer werdenden Welle im Wellenleiter in Wechselwirkung tritt. Da es eine kumulative Phasenverschiebungsmodulation des Lichts im Bragg'schen Koppler gibt, wird eine starke Kopplung über eine relativ kurze Kopplungslänge erreicht

Die obige Beschreibung behandelte den Bragg'schen Typ eines dicken Hologramm-Kopplers. Holographische Methoden machen es auch möglich. Beugungsgitter mit einer sehr großen Zahl von Linien oder Streifen in einer vorgegebenen Länge zu erzeugen, die erheblich größer als die mit konventionellen Ätzmethoden erzielbare Zahl der Linien ist Diese führt zu einem solch großen Beugungswinkel, daß sich nur eine Beugungsordnung ausbreiten kann, während alle anderen Ordnungen unterdrückt werden. Dieser große Beugungswinkel ergibt einen Dünnfilm-Wellenleitermode, der sich in einer zur Einfallrichtung des Lichts entgegengesetzten Richtung ausbreitet Die Ausführungsform gemäß F i g. 1 zeigt ein dickes Bragg'sches Gitter, das auf einer Oberfläche des optischen Wellenleiters niedergeschlagen ist Es ist aber auch möglich, daß das Bragg'sche Gitter in den optischen Wellenleiter selbst einbezogen wird

Anhang

Mathematische Ableitung von Gleichung (7) Es sei zunächst definiert

1. BgM= Einfallswinkel des Lichtes gegenüber der z-Achse in F i g. 2 am Gitter 13 für Phasenanpaßbedingung und

2. θ,β-derselbe Winkel, jedoch für die Bragg-Bedingung.

Ausgehend von Gleichung (5) kann geschrieben werden:

7

Durch Multiplizieren von Gleichung (e) mit sin Φ erhalt man (0 sin Φ K = 2/!₉/i„(cos Φα« W₉„ + sin Φ sin W₉,,) sin Φ. Die Gleichungen (d) und (f) liefern den Ausdruck für K sin Φ. Deshalb ergibt sich

(g) H₁Ii₀ -/1,A_nSInW₉J, = 2/I₉Ai_n(COs^COsW₉B + sin Φ sin «„κ) sin Φ . aus (d) aus (f)

Aus Gleichung (g) kann A₀ eliminiert werden:

(h) >ij = /I₉ sin <-)_gM + 2/i₉(cos Φ cos W₉„ + sin Φ sin (■)„„) sin Φ . Durch Dividieren der Gleichung (h) mit der Größe /I₉ erhält man (i) ^; = sin (-)_gM + 2 sin Φ (cos Φ cos W₉„ + sin Φ sin W₉,,)

Es kann dann angenommen werden, daß

(j) W_#At = W₁J,. + IW. ist und daß W_äJj = W ist

Dann kann Gleichung (i) umgeschrieben werden wie folgt:

(k) - = sin W + cos W · IW. + 2 sin Φ (cos Φ cos W + sin Φ sin W).

Der Optimalwert von Φ ist etwa 45', d. h. daß sin Φ = cos Φ = 1/| 2 ist. Gleichung (k) kann dann umformuliert werden wie folgt:

(I) "-¹' = sin W + cos W · |W„ + 2 ·■■

— ( ■— cos W H sin W).

I 2 V 1-2 12 /

(m) -^ = sin W + cos W · IW₉ + cos W + sin H .

Um die Bragg-Bedingung etwa anzunähern gilt Φ = 45' und W * Deshalb erhält man für Gleichung (m)

(n) ^J- * IW₀ +

d.h. 2i

lh

oder in anderen Worten

d. h. Gleichung (7) der Beschreibung.

Hierzu 1 Blatt Zeichnungen

Claims

21 42 2ö3 Patentansprüche:

1. LJchtwellenkopplungsanordnung mit einem optischen WellenleiterbauteU, das einander gegenüberstehende Flächen aufweist, und einem optischen Gitter, das sich längs des Wellenleiterbauteils auf einer Oberfläche desselben in Wellenfortpflanzungsrichtung erstreckt, dadurch gekennzeichnet, daß das Gitter (13) ein dickes optisches Gitter vom Bragg'schen Typus ist, das einen sich räumlich ändernden Brechungsindex innerhalb des Materials und eine Vielzahl im wesentlichen äquidistanten Bragg'schen Ebenen aufweist, die unter einem Winkel (Φ) gegenüber der einen Oberfläche orientiert sind, wobei die Ebenen durch Zonen (14) gleichen Brechungsindexes innerhalb des Gittermaterials gebildet sind.

2. Lichtwellenkopplungsanordnung nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß das Bragg'-sehe Gitter (13) aus holographischem Material, d. h. einem Material, in dem Brechungsindexänderungen gezielt induziert werden können, wie z. B. ein photographisches Material, aufgebaut ist, dessen Brechungsindex (rig) kleiner als der (nt) des Wellenleiterbauteils (11) ist

3. Lichtwellenkopplungsanordnung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß das holographische Material dichromatisierte Gelatine ist.

4. Lichtwellenkopplungsanordnung nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß die Ebenen unter einem Abstand Λ angeordnet und unter einem Winkel Φ zur Oberfläche des Gitters (13) angeordnet sind und daß Licht der Wellenlänge Λ auf das Gitter unter einem Winkel gerichtet ist, der durch is die Beziehung