DE2503405A1

DE2503405A1 - Optischer koppler

Info

Publication number: DE2503405A1
Application number: DE19752503405
Authority: DE
Inventors: Jacob Meyer Hammer
Original assignee: RCA Corp
Current assignee: RCA Corp
Priority date: 1974-01-29
Filing date: 1975-01-28
Publication date: 1975-07-31
Also published as: US3912363A; CA1032794A; DE2503405B2; FR2259373A1; JPS50108930A; GB1478581A; NL7500974A

Description

7759-74 Dr.ν.Β/Ε

RCA 67077

Ser.No. 437,690

Filed: January 29, 1974

RCA Corporation

New York N.Y. j(V.St.A.)

Optischer Koppler

Die vorliegende Erfindung betrifft einen optischen Koppler, insbesondere zur übertragung zumindest quasi-kohärenter optischer Licht- oder Schwingungsenergie zwischen einem Faseroptik- Licht- oder Wellenleiter mit einem Kern und einem ebenen optischen Licht- oder Wellenleiter, der für die übertragung der optischen Schwingungsenergie längs eines vorgegebenen Longitudinalbereiches in einer Kopplungsmode einen vorgegebenen ersten effektiven Brechungsindex hat, während der Kern des Faseroptik-Wellenleiters für die übertragung der optischen Schwingungsenergie in einer Kopplungsmodö einen vorgegebenen zweiten effektiven Brechungsindex aufweist.

Durch die in jüngerer Zeit entwickelten Verlustarmen Faseroptik-Wellenleiter sind breitbandige optische Kommunikationssysteme der Realisation wesentlich näher ge-

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bracht worden. Bei solchen Systemen wird ein Träger aus kohärenter optischer Schwingungs- oder Lichtenergie mit einem oder mehreren Informationssignalkanälen moduliert. Die modulierte Lichtschwingungsenergie wird in einem optischen Kommunikationsnetzwerk nutzbar gemacht, das eine Anzahl getrennter Gruppen optischer Verarbeitungselemente enthält, die miteinander durch faseroptische Wellenleiter oder Übertragungsleitungen gekoppelt sind.

Viele optische Verarbeitungsoperationen, wie Schalten, Modulieren und dergleichen, werden jedoch gewöhnlich in ebenen optischen Wellenleitern durchgeführt, siehe z.B. üS-PS 3 795 433. Man muß in der Praxis daher eine Anordnung zur Kopplung optischer Schwingungsenergie zwischen ebenen oder planaren optischen Wellenleitern und Faseroptikelementen vorsehen.

Der vorliegenden Erfindung liegt die Aufgabe zugrunde, relativ einfache und effiziente Einrichtungen zur optischen Kopplung von Lichtwellenenergie zwischen einem ebenen optischen Wellenleiter und einem Faseroptikelement anzugeben.

Diese Aufgabe wird durch die im Patentanspruch 1 unter Schutz gestellte Erfindung gelöst. Die Unteransprüche betreffen vorteilhafte Weiterbildungen und Ausgestaltungen der Erfindung.

Im folgenden werden Ausführungsbeispiele der Erfindung unter Bezugnahme auf die Zeichnung näher erläutert, dabei werden weitere Merkmale und Vorteile der Erfindung zur Sprache kommen. Es zeigen:

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Fig. la und Ib eine Draufsicht und eine Seitenansicht einer ersten Ausfuhrungsform eines optischen Kopplers zur direkten Kopplung eines ebenen optischen Wellenleiters mit einem Faseroptikelement?

Fig. 2 eine zweite Ausführungsform eines

Kopplers zur direkten Kopplung eines ebenen optischen Wellenleiters mit einem Faseroptikelement;

Fig. 3 eine dritte Ausführungsform zur direkten Kopplung eines ebenen optischen Wellenleiters mit einem Faseroptikelement;

Fig. 4a eine erste Ausführungsform eines Kopplers zur Kopplung eines ebenen optischen Wellenleiters mit einem Faseroptikelement über ein Beugungsgitter;

Fig. 4b eine vergrößerte Schnittansicht in einer Ebene A'-A der Fig. 4a und

Fig. 5a und 5b graphische Darstellungen, auf die bei der Erläuterung des in den Fig. 4a und 4b dargestellten Kopplers Bezug genommen wird. '

Die vorliegende Erfindung betrifft optische Koppler zum übertragen einer vorgegebenen Lichtschwingungsenergie, die zumindest quasi-kohärent ist, zwischen einem faseroptischen Licht- oder Wellenleiter und einem ebenen optischen Wellenleiter. Der Koppler enthält einen ebenen optischen Wellenleiter, der für die übertragung der Lichtschwingungsenergie längs einer vorgegebenen Longitudinalrichtung des Wellenleiters in einer Kopplungsmode oder einem Kopplungsschwingungstyp einen vorgegebenen ersten effektiven Brechungsindex hat, und ferner einen Faseroptik-Wellenleiter

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mit einem Kern, der für die übertragung der Lichtschwingungsenergie in einem Kopplungsmode einen vorgegebenen zweiten effektiven Brechungsindex hat;

Bei einer bevorzugten Ausführungsform der Erfindung hat der Faseroptik-Wellenleiter einen Längsteil, der unter einem vorgegebenen Winkel bezüglich der Längsrichtung des vorgegebenen Longitudinalbereiches des ebenen optischen Wellenleiters geneigt ist und der Längsteil des Faseroptik-Wellenleiters enthält eine Oberfläche des Kerns, die eine vorgegebene Fläche des Longitudinalbereiches des ebenen optischen Wellenleiters, in deren Nähe, bzw.bei der sie angeordnet ist, überlappt, um eine gegenseitige Kopplung von in der Phase angepaßten, schwindenden bzw. abklingenden Feldern der Lichtschwingungsenergie über die vorgegebene Fläche zwischen den Wellenleitern zu ermöglichen.

Bei den Ausführungsformen gemäß Fig. la und Ib, Fig. 2, Fig. 3 sowie Fig. 4a und 4b erfolgt die Lichtkopplung jeweils mit verlaufenden, schwindenden oder abklingenden elektromagnetischen Feldern des sich im Faseroptik-Wellenleiter und dem ebenen optischen Wellenleiter ausbreitenden Lichtes. Wie bei allen Fällen einer Kopplung mittels verlaufender Felder tritt eine starke Kopplung nur dann ein, wenn die Phasengeschwindigkeiten der miteinander in Wechselwirkung tretenden Felder aneinander angepaßt sind. Das Pafolem besteht also darin, eine Anordnung anzugeben, bei der die Phasengeschwindigkeiten der miteinander in Wechselwirkung tretenden, koppelnden Felder aneinander angepaßt sind.

Bei der Ausführungsform gemäß Fig. la und Ib enthält der ebene optische Wellenleiter ein Substrat 100, auf dem der eigentliche ebene optische Wellenleiter in Form

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einer ebenen Schicht 102 angeordnet ist. Die ebene Schicht 102 kann aus Glas, einem elektro-optischen Kristall usw. bestehen, während für das Substrat 100 irgend ein Dielektrikum, wie Glas oder ein optischer Kristall, verwendet werden kann, das an der Grenzfläche zur ebenen Schicht 102 einen niedrigeren Brechungsindex hat als diese Schicht. Wie in Fig. la schematisch dargestellt ist, breitet sich im Betrieb ein Lichtschwindungsenergiebündel (Lichtbündel) 104 in einer vorgegebenen Richtung (horizontal von links nach rechts) in einem Bereich der ebenen Schicht 102 durch diese aus. Die Schwingungsenergie des Lichtbündels 104 hat im wesentlichen eine vorgegebene Wellenlänge und das Lichtbündel breitet sich mit einem im wesentlichen ebenen Schwingungstyp (Schwingungsmode) mit einer Geschwindigkeit aus, die für den betrachteten spe-r ziellen Schwingungstyp umgekehrt proportional zum effektiven Brechungsindex η., der Schicht 102 ist. Eine hohe Kohärenz des Lichtes ist wünschenswert; der erforderliche Kohärenzgrad wird durch den Bereich der Frequenzen bestimmt, die von den gekoppelten speziellen Schwingungstypen angenommen werden. Licht, das dieser Forderung genügt, soll hier als "quasi-kohärent" bezeichnet werden.

Die Anordnung gemäß Fig. 2 enthält ferner einen Faseroptik-Wellenleiter 106, der einen Kern 108 mit relativ hohem Brechungsindex sowie einen Überzug oder Mantel 110 mit relativ niedrigem Brechungsindex enthält. Am Ende des Faseroptik-Wellenleiters 1Ο6 ist der Mantel 110 entfernt (die umgebende Luft bildet hier das umgebende Medium mit dem relativ niedrigen Brechungsindex), so daß das Endstück des Kernes 108 gebogen und mindestens in einem Längsabschnitt L^ in nächste Nähe der Schicht 102 (insbesondere im wesentlichen, in direkte Berührung mit dieser) gebracht werden kann. Der Längs.abschnitt L.J ist so angeordnet, daß er mit dem Bereich der ebenen Schicht 102 zusammenwirkt, durch den sich das Lichtbündel 104 aus-

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breitet. An die Stelle des ummantelten Faseroptik-Wellenleiters 106 kann auch eine ausschließlich aus dem Kern bestehende, nicht ummantelte Lichtleitfaser treten.

Wie Fig. la zeigt, verläuft der Abschnitt des Kerns 108, der sich in naher Nachbarschaft der Schicht 102 befindet, unter einem Winkel Θ bezüglich der (horizontalen) Richtung des Bereiches der ebenen Schicht 102, durch den sich das Lichtbündel 104 ausbreitet. Aus Fig. la ist auch ersichtlich, daß das sich nahe bei der dünnen Schicht 102 befindliche Ende des Kerns 108 längsabschnitte L₂ und L-enthalten kann, die sich oberhalb bzw. unterhalb des Bereiches der Schicht 102, durch den sich das Lichtbündel 104 ausbreitet, befinden. Im Kern 108 pflanzt sich Lichtschwingungsenergie des im speziellen betrachteten nicht-ebenen Schwinjungstyps (mode) mit einer Geschwindigkeit aus, die umgekehrt proportional zum effektiven Brechungsindex η- des Kerns ist..

Wie bereits erwähnt, tritt eine starke Kopplung durch schwindende oder verlaufende Felder zwischen dem Lichtbündel 104, das sich in der ebenen Wellenleiterschicht 102 ausbreitet, und dem Kern 108 des Faseroptik-Licht- oder Wellenleiters 106 nur dann ein, wenn die jeweiligen Phasengeschwindigkeiten der Lichtschwingungsenergie in der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters und dem Kern 108 des Faseroptik-Wellenleiters 106 aneinander angepaßt sind. Wenn im Speziellen der Ausbreitungsvektor in der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters mit k- bezeichnet wird und der Ausbreitungsvektor im Kern 108 des Faseroptik-Wellenleiters mit k₂ bezeichnet wird, ist, damit eine starke Kopplung über abklingende Felder (evanescent field coupling) stattfinden kann:

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k₁ cos θ = k₂
dabei sind:

(2) k₁ = 2πη₁/λ₍₎;

(3) k₂ = 2πη₂/λ₀;

wobei λ_ die Vakuumwellenlänge des Lichts bedeutet.

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

(4) cos Θ = n_₂/n...

Diese Gleichung läßt sich erfüllen, solange n„ g... n-.

Damit eine Kopplung eintritt, ist zwar eine

Phasenanpassung wesentlich, der Grad oder das Ausmaß der Kopplung, die stattfindet, sind jedoch außerdem noch von solchen Faktoren wie der Schwingungstyppolarisation (mode polarization) , der Länge des Abschnittes L₁ und dem tatsächlichen Abstand zwischen dem Kern 108 und der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters abhängig. In dem häufigsten Falle, bei dem möglichst wenig Lichtschwingungsenergie vom Faseroptik-Wellenleiter 106 zurück in die Schicht 102 des ebenen optischen Wellenleiters gekoppelt werden soll, soll die Länge der Abschnitte L₂ und L₃ die sich in nächster Nachbarschaft der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters (praktisch in direkter Berührung mit dieser) befinden und außerhalb des Bereiches liegen, durch den sich das Lichtbündel 106 ausbreitet, so weitgehend wie möglich zu Null gemacht werden.

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Um die erforderliche nahe Nachbarschaft zwischen der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters und dem Endteil des Faseroptik-Kerns 108 herzustellen, kann der Faseroptik-Kern 108 mit einer Formklemme gegen die Schicht 102 des ebenen Wellenleiters gedrückt werden oder diese beiden Elemente können mit den verschiedensten optisch transparenten Klebern, Kitten, Keramik- oder Glasmaterialien verbunden werden. In bestimmten Fällen kann es zweckmäßig sein, Kleber, Kitte und dgl. mit verschiedenen Opazitätsgraden zu verwenden.

' Fig. 2 betrifft den Fall einer Faseroptik mit einem im Winkel 0 abgeschnittenen Ende. Im speziellen unterscheidet sich das in Fig. 2 dargestellte Ausführungsbeispiel strukturell von dem Ausführungsbeispiel gemäß Fig. la und Ib darin, daß der Winkel Θ in Fig. 2 in einer vertikalen und nicht in einer horizontalen Ebene liegt. Bei Fig. 2 verläuft also der Faseroptik-Wellenleiter 200, der aus einem Kern 202 und einem diesen umgebenden Mantel 204 besteht, im Winkel Θ schräg bezüglich der horizontalen Oberfläche der ebenen Schicht 102. Wenn sich eine Lichtkomponente in einem nicht-ebenen Schwingungstyp (Mode) im Faseroptik-Wellenleiter 200 ausbreitet, wenn der effektive Brechungsindex des Faseroptik-Wellenleiters 200 für diesen Schwingungstyp den Wert n₂ hat und wenn die ebene Schicht 102 ^den Brechungsindex η- hat, dann findet eine starke Kopplung mit einem ebenen Schwingungstyp in der ebenen Schicht 102 statt, wenn für das Verhältnis zwischen dem Wellen- oder Ausbreitungsvektor k- in der ebenen Schicht 102 und dem Wellenvektor k2 in der Faseroptik 200 die folgende Gleichung gilt:

(5) k- = k~ cos Θ.

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— Q —

Durch Einsetzen der Gleichungen (2) und (3) in die Gleichungen (5) ergibt sich für Fig. 2, daß

(6) cos Θ = n-/n₂· -

Eine dritte Raumform oder Geometrie ist in Fig. 3 dargestellt, bei der ein Faseroptik-Wellenleiter 300 mit seinem Kern 302 in naher Nachbarschaft beim oder am Rand der ebenen Schicht 102 angeordnet und so orientiert ist, daß er einen Winkel Θ mit der Oberfläche der ebenen Schicht 102 bildet. Vom Ende des Faseroptik-Wellenleiters 300 ist wieder die Ummantelung 304 entfern, wie aus Fig. 3 ersichtlich ist.

Für Fig. 3 gilt bei Verwendung der gleichen Bezeichnungen wie Fig. 1 und 2:

(7) k« = k- cos Θ.

Durch Einsetzen der Gleichungen (2) und (3) in Gleichung (7). ergibt sich:

(8) cos Θ = ⁿ2^ⁿ-t'

Bei den %n Fig. la. und Ib sowie Fig. 3 dargestellten Anordnungen kann man also eine starke Kopplung dadurch erreichen, daß man den Brechungsindex n^ der Schicht des ebenen optischen Wellenleiters größer macht als den Brechungsindex ^ des Kernes 102 des Faseroptik-Wellenleiters und das Ende dieses Kernes bezüglich der Schicht entweder gemäß Fig. 1 oder gemäß Fig. 3 in einem Winkel Θ anordnet, der den Gleichungen (4) und (8) genügt. Bei der Anordnung gemäß Fig. 2 muß der Brechungsindex des Kernes 202 des Faseroptik-Wellenleiters größer sein als der Brechungsindex der Schicht 102 des ebenen Wellenleiters, um der Gleichung

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-10-(6) zu genügen.

Die Anordnungen gemäß Fig. la und Ib, Fig. 2 und Fig. 3 gewährleisten also eine wirksame Kopplung von kohärenter Lichtschwingungsenergie durch Überlappung der verlaufenden Felder der Lichtschwingungsenergie in Faseroptik-Wellenleitern und ebenen optischen Wellenleitern. In jedem einzelnen Falle/ bei dem die ebene optische Schicht und die Faseroptik entsprechend vorgegebene Brechungsindizes haben, werden die eine starke Kopplung von Licht zwischen der Faseroptik und der ebenen Wellenleiterschicht in den Fig. la und Ib, 2 und 3 ergebenden geometrischen Beziehungen durch die Forderung beschränkt, den Gleichungen (4), (6) oder (8) genügen zu müssen. Diese Einschränkungen, die sich für die Ausfuhrungsformen gemäß Fig. la und Ib, 2 und 3 ergeben, bei denen allen praktisch ein direkter Kontakt zwischen der Faseroptik und der ebenen Wellenleiterschicht besteht, entfallen bei der Anordnung gemäß Fig. 4a und 4b, bei der ein Beugungsgitter zwischen die gekoppelten Elemente, also die Faseroptik und die ebene optische Schicht eingefügt ist.

Die in Fig. 4a dargestellte Anordnung ähnelt der gemäß Fig. la und Ib mit der Ausnahme, daß zwischen das freigelegte Ende des Faserkerns 402 eines Faseroptik-Wellenleiters 404 und die Oberfläche eines ebenen optischen Wellenleiters 406 ein Beugungsgitter 400 zwischengefügt ist. Der Faseroptik-Wellenleiter 404 hat mit Ausnahme seines Endes eine Ummantelung 408.

Das Beugungsgitter 400 kann dadurch hergestellt werden, daß man einen Teil der Oberfläche des ebenen Wellenleiters 406 mit einem Photolack beschichtet, diesen dann holographisch belichtet und den belichteten Photolack entwickelt.

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c · -■■.;■■■

-11-

Wie die vergrößerte Schnittansicht gemäß Fig. 4b zeigt, hat der ebene Wellenleiter 406 die Form einer auf einem Substrat 408 angeordneten Schicht und das aus Photolack gebildete Beugungsgitter 400 ist zwischen dem Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters und dem ebenen optischen Wellen-"leiter 406 angeordnet. Wenn man in dem holographischen Aufzeichnungsinterferometer fokussierte Gauß¹ sehe Bündel verwendet, kann man der Strichtiefe des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 einen exponentiellen Verlauf geben, wie er in Fig. 4b dargestellt ist. Der Strichabstand des aus Photolack gebildeten Beugungsgitters 400 wird durch die Wellenlänge des zur Belichtung des Photolackes verwendeten Strahlung und die Einstellung des Winkels zwischen den beiden interferierenden Bündeln bestimmt, wie in der Holographie bekannt ist.

Man kann das Beugungsgitter andererseits auch in der Oberfläche des ebenen Wellenleiters 406 durch Ionenoder Elektronenstrahl-Fräsen oder man kann andererseits auch es durch holographische Interferenz zwischen einem in den ebenen Wellenleiter fokussierten kohärenten Lichtbündel und einem in die Faseroptik fokussierten anderen kohärenten Lichtbündel in einem lichtempfindlindlichen Kunststoff erzeugen, in dem die Faseroptik und ein Teil des ebenen Wellenleiters enthalten sind.

Die Verwendung eines Beugungsgitters, wie es beispielsweise in den Fig. 4a und 4b dargestellt ist, macht eine starke Kopplung durch verlaufende Felder zwischen dem ebenen Wellenleiter 406, der einen vorgegebenen ersten Brechungsindex n₁ hat, und einem Faseroptik-Wellenleiter 404, dessen Kern 402 einen vorgegebenen zweiten Brechungsindex n₂ hat, unabhängig vom Winkel Θ zwischen der Längsrichtung des Kopplungsendes des Kerns 402 und der Ausbreitungsrichtung des Lichtes im Bereich 410 des ebenen optischen Wellen-

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leiters 406 möglich. Der Kinkel Θ ist also unabhängig von den Einschränkungen der für die Fig. la und Ib gültigen Gleichung (4). Durch entsprechende Wahl des Strichabstandes des Beugungsgitters 400 und seiner Orientierung bezüglich des Lichtes, das sich durch den Bereich 410 ausbreitet, können also die Einschränkungen hinsichtlich der Beziehungen des Winkels Θ und der Brechungsindizes n- und n₂ im wesentlichen vermieden werden.

Fig. 5 zeigt die geometrischen Beziehungen zwischen dem Ende des Kerns 402 des Faseroptik-Wellenleiters und dem Bereich 410 des ebenen optischen Wellenleiters, durch den sich kohärentes Licht ausbreitet. Der Bereich 410 hat insbesondere eine effektive optische Wellenleiterbreite d.. parallel zur Ordinate y-j und bildet einen ebenen Wellenleiter für Licht, das sich in einer Richtung parallel zur Abszisse x- ausbreitet. Der Wellenausbreitungsvektor des Lichtes im Bereich 410 ist k-. In entsprechender Weise hat das Ende des Kerns 402 des Faseroptik-Wellenleiters eine effektive optische Wellenleiterbreite d, parallel zur Ordinate y₂ für Licht, das sich in einer Richtung parallel zur Abszisse X₂ ausbreitet. Der Weülenausbreitungsvektor des Lichtes im Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters ist k₂· Das Ende des Kerns 402 verläuft im Winkel Θ bezüglich des Bereiches 410 des ebenen optischen Wellenleiters, so daß die punktierte Fläche in Fig. 5a den Überlappungsbereich des Kerns 402 und des Bereiches 410 darstellt, in dem eine starke Lichtkopplung zwischen der sich im Bereich 410 des ebenen optischen Wellenleiters ausbreitenden Lichtschwingungsenergie und dem Kern 402 des Faseroptik-Wellenleiters stattfinden soll. Eine solche starke Kopplung der Lichtschwingungsenergie hängt vom Vorhandensein einer Phasenanpassung ab, welche wiederum eine Funktion der jeweiligen Werte des Brechungsindex η., des Bereiches 410 des ebenen optischen Wellenleiters und des Brechungsindex n₂ des

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Kerns 402 des Faseroptikwellenleiters, des Strichabstandes S des Beugungsgitters 400 und der Orientierung dieses Beugungsgitters bezüglich des Bereiches 410 und des Kernes 402 ist. Wie diese Faktoren miteinander in Beziehung stehen, wird anhand des in Fig. 5b dargestellten Vektordiagrammes erläutert .

Damit eine Phasenanpassung stattfindet, muß gemäß Fig. 5b das Beugungsgitter 400 einen effektiven Wellenausbreitungsvektor k mit einem solchen Wert ergeben, daß sich bei einer Vektoraddition mit dem Wellenausbreitungsvektor kj ein Wert gleich dem Wellenausbreitungsvektor k^ ergibt. Wenn, also die WeIlenausbreitungsvektoren k- und k,/ die einen Winkel Θ miteinander bilden, die in. Fig. 5b dargestellten relativen Beträge aufweisen, muß der für eine Phasenanpassung erforderliche Beugungsgitterschwingungs-Ausbreitungsvektor k den in Fig. 5b dargestellten relativen Betrag haben und den dargestellten Winkel φ bezüglich des Vektors k- haben.

Es läßt sich mathematisch zeigen, daß der richtige Beugungsgitterabstand S und der richtige Orientierungswinkel φ des Beugungsgitters, die den für öle Phasenanpassung erforderlichen Ausbreitungsvektor liefern, durch die folgenden Gleichungen gegeben sind:

X_n n_osin0 ^{sin {arc tan} <

wobei X_n die Vakuumwellenlänge bedeutet, und

n₁sin0
(10) φ = arc tan (

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Die Phasenanpassung ist zwar unabhängig von der Tiefe des Beugungsgitters, der Wert des Kopplungskoeffizienten hängt jedoch von dieser Tiefe ab. Unter der Annahme, daß das kohärente Licht sich in dem ebenen Wellenleiter 406 in Fig. 4b von links nach rechts ausbreitet, ergibt der exponentielle Verlauf der Tiefe des Beugungsgitters 400 gemäß Fig.4b einen verhältnismäßig kleinen Kopplungskoeffizienten für die Lichtschwingungsenergie relativ hoher Intensität, die auf der linken Seite des ebenen Wellenleiters 406 herrscht, während der Kopplungskoeffizient für die Lichtschwingungsenergie relativ niedriger Intensität, die sich zum rechten Ende hin ergibt, relativ groß ist.

Ein Beugungsgitter 400 mit einer sich exponentiell ändernden Tiefe, wie es bei dem bevorzugten Ausführungsbeispiel gemäß Fig. 4b dargestellt ist, ergibt einen sich exponentiell ändernden Koppiungskoeffizienten, bei den Kopplern gemäß der Erfindung kann man jedoch auch z.B. Beugungsgitter verwenden, deren Tiefe und deren daraus resultierender Kopplungskoeffizient sich überhaupt nicht ändern oder bei denen sich Tiefe und Kopplungskoeffizient von links nach rechts in irgend einer anderen Weise ändern, z.B. linear.

Die Wahl der Änderung der Kopplung und des Wertes von d- werden so gewählt, daß sich im ebenen Wellenleiter ein Lichtbündel der gewünschten Abmessung in der y.. -Richtung mit einer gewünschten Energieverteilung ergibt, wenn Licht von der Faser in den ebenen Wellenleiter gekoppelt werden soll. Im umgekehrten Falle werden diese Größen so gewählt, daß eine maximale Kopplung von einem vorgegebenen ebenen Bündel in die betreffende Faser gewährleistet ist.

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Claims

Patentansprüche

1. Optischer Koppler zur übertragung zumindest quasi-kohärenter optischer Schwingungsenergie zwischen einem einen Kern aufweisenden Faseroptik- Wellenleiter und einem ebenen optischen Wellenleiter, der für die Fortpflanzung der optischen Schwingungsenergie längs eines vorgegebenen Longitudinalbereiches in einer Kopplungsmode einen vorgegebenen ersten effektiven Brechungsindex hat, wohingegen der Kern des Faseroptik-Wellenleiters für die Fortpflanzung der optischen Schwingungsenergie in einer Kopplungsmode einen vorgegebenen zweiten effektiven Brechungsindex aufweist, dadurch gekennzeichnet, daß der Kern (108, 202, 302, 402) einen Längsabschnitt (L₁ in Fig. 1, linkes Ende von 200 und 302 in Fig.2 bzw. 3, rechtes Ende von 402 in Fig. 4a) hat, der unter einem vorgegebenen Winkel (Θ) bezüglich der Längsrichtung des vorgegebenen Longitudinalbereichs des ebenen optischen Wellenleiters (100, 102, 406, 408) geneigt ist und daß der Längsabschnitt eine Oberfläche des Kerns umfaßt, die überlappend und bei einem vorgegebenen Bereich (ein Teil der oberen Fläche von 102 in Fig. la und 2 sowie 406 in Fig.4; linker Rand von 102 in Fig. 3) des Longitudinalbereiches des ebenen optischen Wellenleiters so angeordnet ist, daß eine gegenseitige Kopplung von phasenangepaßten verlaufenden Feldern der Schwingungsenergie zwischen den WEllenleitern über die vorgegebene Fläche gewährleistet ist.

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2. Optischer Koppler nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß sich die Oberfläche des Kerns (108, 202, 302) des Faseroptik-Wellenleiters (106, 200, 300) in der vorgegebenen Fläche praktisch in direktem Kontakt mit einer Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters (102) befindet.

3. Optischer Koppler nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Längsabschnitt (L₁) des Faseroptik-Wellenleiters (106) im wesentlichen in einer zur Ebene des ebenen optischen Wellenleiters (102) parallelen Ebene liegt, so daß sich der vorgegebene Winkel im wesentlichen in dieser Ebene befindet, und daß der Kosinus des vorgegebenen Winkels (Θ) im wesentlichen gleich dem Verhältnis des Betrages des vorgegebenen zweiten Brechungsindexes (n,) zum Betrag des vorgegebenen ersten Brechungsindex^^..) ist.

4. Optischer Koppler nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, daß der Längsabschnitt (L₁) des Faseroptik-Wellenleiters (106) ein Ende dieses Wellenleiters umfaßt und frei von einer normalerweise den Kern des Faseroptik-Wellenleiters umgebenden Ummantelung (110) ist, und daß die Oberfläche des Kerns (108), die sich in der vorgegebenen Fläche im wesentlichen in direktem Kontakt mit einer Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters (102) befindet, eine Seitenfläche des Längsabschnittes ist (Fig. la und Ib).

5. Optischer Koppler nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Längsabschnitt des Faseroptik-Wellenleiters im wesentlichen in einer vorgegebenen Ebene liegt, die normal zu einer Ebene

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des ebenen optischen Wellenleiters (102) verläuft, so daß der vorgegebene Winkel (Θ) sich im wesentlichen in der vorgegebenen Ebene befindet; daß ein Ende des Faseroptik-Wellenleiters unter einem solchen Winkel geschnitten ist, daß das Schnittende eine Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters im wesentlichen berührt und die Oberfläche des Kerns (202), die sich in der vorgegebenen Fläche im wesentlichen in direktem Kontakt mit einer Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters (102) befindet, zumindest teilweise das Schnittende des Faseroptik-Wellenleiters umfaßt; und daß der Kosinus des Wertes des vorgegebenen Winkels (Θ) im wesentlichen gleich dem Verhältnis des Wertes des vorgegebenen ersten Brechungsindex zum Wert des vorgegebenen zweiten' ; Brechungsindex ist (Fig. 2).

6. Optischer Koppler nach Anspruch 2, dadurch gekennzeichnet, daß der Longitudinalbereich des ebenen optischen Wellenleiters (102) mit einer Stirn- oder Randfläche des ebenen optischen Wellenleiters zusammenfällt; daß der Längsabschnitt des Faseroptik-Wellenleiters im wesentlichen in einer vorgegebenen Ebene liegt, die die Randfläche des Longitudinalbereiches des ebenen optischen Wellenleiters umfaßt, so daß der vorgegebene Winkel (Θ) im wesentlichen in der vorgegebenen Ebene liegt; und daß der Kosinus des Wertes des vorgegebenen Winkels im wesentlichen gleich dem Verhältnis des Wertes des vorgegebenen zweiten Brechungsindexes zum Wert des vorgegebenen ersten Brechungsindexes ist.

7. Optischer Koppler nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, daß der Längsabschnitt des Faseroptik-Wellenleiters ein Ende des Faser-

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optik-Wellenleiters umfaßt; daß der Faseroptik-Wellenleiter normalerweise eine den Kern (302) umgebende Ummantelung (304). aufweist, die vom Kern im Längsabschnitt entfernt ist, und daß die Oberfläche des Kerns, die sich in der vorgegebenen Fläche im wesentlichen in direktem Kontakt mit einer Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters befindet, eine Seitenfläche seines Längsabschnittes ist und die Oberfläche des ebenen optischen Wellenleiters, die sich in der vorgegebenen Fläche in Berührung mit der Seitenfläche des Längsabschnittes befindet, die Randfläche des ebenen optischen Wellenleiters ist (Fig. 3) .

8. Optischer Koppler nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß er ein Beugungsgitter (400) enthält, das in der vorgegebenen Fläche zwischen der Oberfläche des Kerns (402) und dem Longitudinalbereich des ebenen optischen Wellenleiters (406) angeordnet ist<Fig. 4).

9. Optischer Koppler nach Anspruch 8, dadurch gekennzeichnet, daß der Strichabstand S des Beugungsgitters (400) und der Winkel φ zwischen dem Beugungsgitter und der Längsrichtung des Longitudinalbereiches (410) den folgenden Gleichungen genügen:

^S = -T^HKS -I"' < ·« ■*»

n-sinG
φ-_τ men tan ( )

wobei η- der vorgegebene erste Brechungsindex; n₂ der vorgegebene zweite Brechungsindex, Θ der vorgegebene Winkel und Xq die Vakuumwellenlänge der optischen Schwingungsener gie bedeuten.

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