DE2718785A1

DE2718785A1 - Optische fasern mit brechungsindexgradienten

Info

Publication number: DE2718785A1
Application number: DE19772718785
Authority: DE
Inventors: Enrique Alfredo Jose Marcatili; Dietrich Marcuse
Original assignee: Western Electric Co Inc
Current assignee: AT&T Corp
Priority date: 1976-04-28
Filing date: 1977-04-27
Publication date: 1977-11-17
Also published as: US4176911A; CA1082964A; GB1579395A; NL7704547A; JPS52132847A; BE853947A; FR2349842A1; FR2349842B1

Description

BLUMBACH · WESER · BERGEN · KRAMER ZWIRNER . HIRSCH

PATENTANWÄLTE IN MÜNCHEN UND WIESBADEN

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Beschreibung

Die Erfindung betrifft optische Fasern mit einem inneren Kernbereich mit einem Gradienten im Brechungsindexprofil, welcher Kernbereich von einer äußeren Ummantelung umgeben ist.

In Jüngeren Jahren ist optischen Fasern, die parabolische oder einen Gradienten aufweisende Brechungsindexprofile haben, beträchtliche Aufmerksamkeit geschenkt worden. Beispiele solcher Fasern sind jene, welche unter der Handelsbezeichnung "SELFOC" vertrieben werden, und Fasern mit einem Gradienten im Brechungsindex, wie sie in der US-PS 3 823 997 beschrieben sind. Fasern mit einem Gradienten im Brechungsindex, wie sie zuvor beschrieben sind, haben ein besseres Verhalten als die herkömmlicheren Fasern mit Brechungsindexstufe, da alle Moden, die sich im Wellenleiter fortpflanzen, nahezu die gleiche Gruppengeschwindigkeit haben. Infolgedessen werden Dispersionseffekte minimal.

Bezüglich Fasern mit Brechungsindexstufe besteht eine Möglich-

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München: Kramer · Or.Weser ■ Hirsch — Wiesbaden: Blumbach · Or. Bergen · Zwirner

keit, die Modendispersion minimal zu machen, darin, die Kopplung zwischen verschiedenen sich im Wellenleiter fortpflanzenden Moden absichtlich dadurch zu fördern, daß die physikalischen Abmessungen der Faser moduliert werden, wie es in den US-PSen 3 666 348 und 3 687 514 beschrieben ist, oder daß der Brechungsindex des Faserkerns moduliert wird, wie es beispielsweise in der US-PS 3 909 110 beschrieben ist.

Auf den ersten Blick erscheint es so, daß man durch Kombinieren der beiden obigen Methoden, d. h., durch absichtliches Fördern einer Modenkopplung in der Faser mit einem Gradienten im Brechungsindex, eine Faser erhalten könnte, die einer jeden bisher verfügbaren Faser überlegen ist. Unglücklicherweise hat sich dies nicht als richtig herausgestellt, da die Unterschiede zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter Moden in einer Faser mit einem Gradienten im Brechungsindex nahezu unabhängig vom Modenindex (der Modenkennzeichnung) sind, was es sehr schwer macht, zwischen der Kopplung unter geleiteten Moden und der Kopplung zwischen geleiteten und strahlenden Moden zu unterscheiden.

Aufgabe ist es deshalb, eine Methode zur Verbesserung der Modenumwandlung in einer Faser mit einem Gradienten im Brechungsindex zu finden, welche nicht gleichzeitig zu erhöhten Strahlungsverlusten führt.

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Diese Aufgabe wird erfindungsgemäß mit einer ummantelten Faser gelöst, die dadurch gekennzeichnet ist, daß der Brechungsindex der Ummantelung kleiner als der Brechungsindex des Kerns an der Kern-Ummantelung-Grenzflache ist.

Typischerweise ist bei einer bekannten Faser mit einem Gradienten im Brechungsindex der Brechungsindex der Ummantelung gleich dem oder größer als der minimale Brechungsindex des Kernbereichs (siehe beispielsweise US-PS 3 785 718). Im Gegensatz dazu besteht erfindungsgemäß eine abrupte Verringerung des Brechungsindexes an der Kern-Ummantelung-Grenzflache.

Im folgenden wird die Erfindung anhand von Ausführungsformen näher erläutert. In der zugehörigen Zeichnung zeigen:

Fig. 1 eine Blockdarstellung einer typischen optischen Nachrichtenübertragungsanordnung;

Fig. 2 eine isometrische Ansicht eines Teils der optischen Faser, die in der in Fig. 1 gezeigten Anordnung verwendet wird;

Fig. 3 ein Phasenkonstantendiagramm für die in Fig. 2 gezeigte optische Faser;

Fig. 4 und 5 Diagramme zur Darstellung des Brechungsindexprofils einer Faser mit einem theoretischen bzw. einem

wirklichen Gradienten im Brechungsindex; 709846/0893

Fig. 6 eine graphische Darstellung des Brechungsindexgradienten in einer erfindungsgemäßen Faser;

Fig. 7 ein Phasenkonstantendiagramm für eine Faser mit dem in Fig. 6 gezeigten Brechungsindexprofil;

Fig. 8 einen erfindungsgemäßen Faserwellenleiter mit periodischen Modenfiltern;

Fig. 9 eine graphische Darstellung der geleiteten und der strahlenden Moden der Faser gemäß Fig. 6 im Modenzahl raum ;

Fig. 10 eine graphische Darstellung der Differenz zwischen den Fortpflanzungskonstanten als Funktion der Modenzahl für P- und S-Moden;

Fig. 11 ein Diagramm zur Darstellung der Energieverteilung zwischen den S- und den P-Impulsen, die sich in einem Wellenleiter mit einem Profil gemäß Fig. 6 fortpflanzen;

Fig. 12 eine isometrische Ansicht einer erfindungsgemäßen Faser, um die ein periodisch vorgespannter Kunststoffmantel angeordnet ist; und

Fig. 13 eine graphische Darstellung des Indexprofils einer anderen erfindungsgemäßen Ausführungsform, bei der ein kontinuierliches Modenfiltern vorgesehen ist.

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Fig. 1 zeigt in Blockschaltungsdarstellung eine typische optische Nachrichtenübertragungsanordnung mit einer optischen Signalquelle 10, einem optischen Signalempfänger 11 und einer die Signalquelle mit dem Signalempfänger verbindenden übertragungsleitung 12 in Form einer optischen Multimodenfaser.

Die vorliegende Erfindung befaßt sich mit dem Ubertragungsleitungsteil der Anordnung, von dem ein Abschnitt in Fig. 2 gezeigt ist, und insbesondere mit einer Maßnahme zur Verringerung der Verzögerungsverzerrung, die in einer optischen Multimodenfaser erzeugt wird. Bei der in Fig. 2 gezeigten Faser 20 handelt es sich um eine Faser mit einer Brechungsindexstufe, welche Faser eine Kernzone 21 mit Radius a und Brechungsindex η und eine Ummantelungsschicht 22 mit Radius b und Brechungsindex n_ aufweist. Wie noch erläutert werden wird, kann Fig. 2 auch verwendet werden zur Darstellung einer Faser mit parabolischem Brechungsindex oder mit Brechungsindexgradienten, bei welcher der Brechungsindex entsprechend einer vorbestimmten mathematischen Beziehung radial von η bis n„ abnimmt.

Bekanntlich werden Lichtimpulse in optischen Multimodenfasern durch viele Hundert Moden übertragen. Ein solcher Multimodenbetrieb begrenzt die Informationsträgerkapazität der Anordnung aufgrund des als Impulsspreizung oder Impulsverbreiterung bekannten Phänomens. Am Fasereingang erhalten alle Moden gleich-

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zeitig einen Teil der Energie des ankommenden Lichtimpulses. Am Faserausgang ist der Lichtimpuls jedoch zeitlich gedehnt, da jeder Mode oder jede Modengruppe sich mit unterschiedlicher Gruppengeschwindigkeit fortpflanzt. Die Länge des gedehnten Impulses ist proportional zur Faserlänge und der Betrag der Impulsspreizung hängt vom Aufbau der Faser ab.

Die Abhängigkeit der Gruppengeschwindigkeit der Moden von den Modentypen oder Modenindices wird durch die Verteilung des Brechungsindexprofils der Faser in Radialrichtung beeinflußt. Fasern mit Brechungsindexstufe, wie die in Fig. 2 gezeigte Faser, weisen typischerweise mehr Impulsspreizung auf als Fasern mit einen Gradienten aufweisenden Brechungsindexverteilungen. Fasern, deren Brechungsindexprofile eine parabolische oder quadratische Abhängigkeit von der Radialkoordinate zeigen, haben die Eigenschaft, daß alle im Wellenleiter sich fortpflanzenden Moden nahezu dieselbe Gruppengeschwindigkeit aufweisen, so daß die Impulsspreizung in Fasern mit parabolischem Brechungsindex äußerst gering wird. Siehe "Multimode Theory of Graded-Core Fibers" von D. Gloge und E. A. J. Marcatili, Bell System Technical Journal, Band 52, Nr. 9, November 1973, Seiten 1563 bis 1578.

Soweit ist die übertragung in vollkommenen Fasern erläutert worden, d. h., in Fasern, in denen sich jeder Mode unabhängig von allen anderen Moden fortpflanzt. Jedoch führen Inhomogeni-

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täten in der axialen Verteilung des Brechungsindexes oder geometrische Unvollkommenheiten der Fasergeometrie dazu, daß zwischen den Moden eine Kopplung entsteht* Eine Modenkopplung hat die unerwünschte Folge, daß ein Teil der den Wellenleiter durchlaufenden optischen Energie in nichtgeleitete Strahlungsmoden gekoppelt wird, was zu Strahlungsverlusten führt. Andererseits resultiert die Kopplung geleiteter Moden in einem andauernden Energieaustausch zwischen schnellen und langsamen Moden, so daß ein neuer Lichtimpuls erzeugt wird, dessen Energie über alle diese Moden verteilt ist. Anstelle einer Spreizung entsprechend den verschiedenen Gruppengeschwindigkeiten der unabhängigen Moden wird die von den gekoppelten Moden geführte Lichtenergie dazu gezwungen, sich mit einer mittleren Geschwindigkeit fortzupflanzen, und sie weist eine schmalere Breite auf, als es der Fall wäre, wenn die Moden ungekoppelt blieben. Ferner ist die Spreizung dieses Impulses nicht direkt proportional zur Faserlänge, sondern proportional zur Quadratwurzel der Faserlänge. Somit kann man absichtlich eine Modenkopplung einführen, um das Impulsverhalten von Multimodenfasern zu verbessern. Siehe beispielsweise US-PSen 3 909 110, 3 666 348 und 3 687 514. niese Methode muß Jedoch mit großer Sorgfalt angewendet werden, um eine unannehmbare Vergrößerung der Energieverluste längs der Faser zu vermeiden.

Fig. 3 zeigt ein Phasenkonstantendiagramm für die in Fig. 2

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gezeigte Faser. Wie man sieht, hat der letzte geleitete Mode eine Phasenkonstante ß_Q = n_Qk mit k = -^- . Dabei ist λ_ο die Wellenlänge der Wellenenergie im freien Raum; und ß. ist die Phasenkonstante des ersten geleiteten Moden, die größer als ß = n_k ist. Somit handelt es sich bei jeder Welle, die eine in den schraffierten Bereich 30 fallende Phasenkonstante aufweist, um einen strahlenden Mode, und eine Kopplung in diesen Bereich der Darstellung ist offensichtlich unerwünscht.

Um zu verstehen, wie man die Modenkopplung auslegen kann, um die Verluste minimal zu machen, ist es erforderlich, den Kopplungsvorgang in größerer Ausführlichkeit zu betrachten. Bekanntlich hat jeder Mode eine charakteristische Fortpflanzungskonstante β«, wobei der Index M zur Identifizierung des Moden benutzt wird. Eine eindeutige Modenbestimmung erfordert in Wirklichkeit, daß M zwei Symbole enthält, von denen eines die radiale und das andere die azimuthale Modenzahl repräsentiert. Zur Vereinfachung wird jedoch vorliegend der Doppelindex zum einzigen Symbol M zusammengefaßt. Wie bereits erwähnt, kann eine Modenkopplung erzeugt werden, indem irgendeine Abweichung der Faser von ihrer perfekten Geometrie und Zusammensetzung hergestellt wird. Siehe beispielsweise "Coupled Mode Theory of Round Optical Fibers" von D. Marcuse, Bell System Technical Journal, Band 53, Nr. 6, Juli-August 1973, Seiten 817 - 842. Eine Funktion f(z) sei verwendet, um die axiale Abhängigkeit der Abweichung der Brechungsindexvertei-

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lung oder die Kernradiusabweichung von den perfekten Nennwerten zu beschreiben. Zusätzlich zu dieser Funktion der Längenkoordinate ζ muß deren Fourier-Transformation verwendet werden, die definiert wird als

F(G) = ili^ T^r- Γ f (z)e^iÖZ dzl

(1)

Bei einer Kopplung zwischen zwei Moden, die mit M und N gekennzeichnet sind, wird ein Mittelwert durch eine bestimmte Fourierkomponente von f(z) hergestellt entsprechend der Gleichung

Somit ist klar, daß zwei Moden ungekoppelt bleiben, wenn für den durch Gleichung 2 benötigten bestimmten O-Wert F(ö) »0 ist. Wenn ferner die Differenzen zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter geleiteter Moden von der Modenzahl abhängen, ist über einen bestimmten Bereich von Θ-Werten F(ö) Φ 0 erforderlich, wenn alle geleiteten Moden gekoppelt werden sollen. Unter Verwendung dieser Regeln und bestimmter ¹¹ Auswahlregeln¹¹ wurde gezeigt, daß die meisten geleiteten Moden einer Faser mit Brechungsindexstufe mit sehr geringen Strahlungsverlusten gekoppelt werden können, wenn das Fourier-Spektrum der Gleichung 1 auf einen solchen sorgfältig ausgewählten Bereich begrenzt ist» daß Fourier-Komponenten zum

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Koppeln der geleiteten Moden entsprechend Gleichung 2 existieren, daß jecoch eine Kopplung zwischen geleiteten und strahlenden Moden, die ebenfalls Gleichung 2 gehorchen, verhindert ist.

Eine Modenkopplung in Fasern mit parabolischem Brechungsindex oder mit einem einen Gradienten aufweisenden Brechungsindex erfordern andererseits lediglich ein schmales Spektrum räumlicher Frequenzen Θ, da die Differenzen zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter Moden meist vom Modenindex, d. h., der Modenkennzeichnung, unabhängig sind. Wie zuvor erwähnt, verursacht dieses Merkmal einer Faser mit parabolischem oder mit einem einen Gradienten aufweisenden Brechungsindex Probleme, da dies eine Unterscheidung zwischen einer Kopplung unter geleiteten Moden und einer Kopplung zwischen geleiteten und strahlenden Moden schwerer macht. Bei einer geeigneten Auswahlregel hat die Kopplung zwischen geleiteten Moden einer Faser mit Brechungsindexstufe die Eigenschaft, daß die Unterschiede zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter Moden mit zunehmender Modenzahl größer werden. Ein Abschneiden des Fourier-Spektrums bei einer maximalen räumlichen Frequenz θ = Q„_v beendet die Modenkopplung bei einer gegebenen Modenzahl, so daß eine Kopplung zwischen geleiteten Moden niedrigerer Ordnung und Moden mit der höchsten Modenzahl verhindert ist. Da im Modenzahlraum lediglich die Moden höchster Ordnung in der Nähe der Strahlungsmoden liegen,

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ist damit eine Kopplung zwischen geleiteten und strahlenden Moden verhindert. Aufgrund der nahezu konstanten Unterschiede zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter Moden versagt diese Strategie unglücklicherweise bei Fasern mit einem parabolischen und einen Gradienten aufweisenden Brechungsindex.

Die Erfinder vorliegender Anmeldung haben nun herausgefunden, daß man die geleiteten Moden einer Faser mit parabolischem oder mit einem einen Gradienten aufweisenden Brechungsindex koppeln und die Strahlungsverluste minimal machen kann, indem man ein modifiziertes parabolisches Brechungsindexprofil benutzt.

Ein ideales parabolisches Brechungsindexprofil hat die Form

■ ⁿo

Dabei ist n_Q = der maximale Brechungsindex des Kerns bei

n_ = der Brechungsindex bei r = a

el

a = der Radius des Kerns

Λ _β 2ä

ⁿo

r ist die radiale Koordinate und Δ/a bestimmt den Gradienten des Brechungsindexprofils. Das wirklich parabolische Bre-

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chungsindexprofil kann nicht verwirklicht werden, da der Brechungindex gewöhnlicher Festkörpermaterialien nicht kleiner als Eins sein kann. Typische Fasern mit parabolischem Brechungsindex haben Brechungsindexprofile der Form

η =

l· - (S)²Al

n„ = η_Λ(1-Δ)

c ο'

1 bilrl

Dabei ist b der Ummantelungsradius.

Die Ummantelungszone a£lr|£b ist gewöhnlich so dick, daß mathematisch b -♦ «· angenommen werden kann. Die geleiteten Moden führen keine bemerkenswerten Energiebeträge innerhalb der Ummantelungszone, so daß sie sich nahezu so verhalten, als ob sie durch die ideale Brechungsindexverteilung der Gleichung 3 geleitet würden. Moden mit bemerkenswertem Energiebetrag in der Ummantelungszone werden nicht länger geleitet, sondern sie gehören zum kontinuierlichen Spektrum der Strahlungsmoden. Sieht man ein schmales Fourier-Spektrum räumlicher Frequenzen für den Zweck des Koppeins geleiteter Moden vor, koppelt man notwendigerweise die geleiteten Moden höchster Ordnung in Strahlung und verliert Energie.

Die Erfinder des Anmeldungsgegenstandes haben herausgefunden, daß sich diese Situation ändert, wenn man das Brechungsindex-

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profil zu folgender Form abändert

(5)

Dabei ist zur Vereinfachung b = β* angenommen.

Die Fig. 4, 5 und 6 zeigen die Brechungsindexprofile entsprechend den Gleichungen 3, 4 bzw. 5. Die Erfinder des Anmeldungsgegenstandes teilen die geleiteten Moden des durch Gleichung 5 gebenen und in Fig. 6 gezeigten Brechungsindexprofils in zwei Klassen. Erstens gibt es Moden, deren Feldverteilungen im wesentlichen auf den Bfeich O^Jrl ^a begrenzt sind. Diese Moden haben vernachlässigbar kleine Feldintensitäten im Bereich |r|^. a und verhalten sich, als ob sie zu dem idealisierten Medium gehören, wie es durch Gleichung 3 definiert ist. Da Moden dieser Art im wesentlichen die Moden des Mediums mit parabolischem oder einen Gradienten aufweisenden Brechungsindex sind, werden sie von den Erfindern P-Moden genannt. Zusätzlich gibt es Moden höherer Ordnung als die P-Moden, deren Feldverteilungen stark in den Bereich nahe r = a reichen. Diese Moden v/erden durch die Brechungsindexdiskontinuität bei r = a geleitet und verhalten sich in einer V/eise, die ähnlich jener ist, in welcher sich die Moden in einer Faser mit Brechungsindexstufe verhalten. Aus diesem Grund nennen die Erfin-

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der diese letzteren Moden S-Moden. Gemäß Fig. 7 sind die Unterschiede zwischen den Fortpflanzungskonstanten benachbarter P-Moden nahezu identisch, während die Unterschiede zwischen S-Moden-Fortpflanzungskonstanten viel größer sind. Und wenn eine zusätzliche Auswahlregel eingeführt wird, dann, Vergrößerung mit zunehmender Modenzahl. Wenn ein schmales Band räumlicher Fourier-Komponenten vorgesehen ist, um die P-Moden untereinander zu koppeln, bleiben die S-Moden gegenüber den P-Moden und auch untereinander ungekoppelt. Somit ist eine Kopplung unter den P-Moden erreicht und deren Impulsverhalten verbessert. Wenn man jedoch zuläßt, daß S-Moden den Signalempfänger erreichen, könnte das Impulsverhalten der Anordnung sehr ernsthaft verschlechtert werden, und zwar aufgrund der unterschiedlichen Gruppengeschvindigkeiten der P- und der S-Moden und der großen Gruppengeschwindigkeitsstreuung unter den S-Moden. Es ist deshalb erwünscht, die S-Moden zu unterdrücken, bevor sie den Empfänger erreichen. Dies kann man leicht erreichen, indem man an das Ende der beschriebenen Faser einen weiteren Faserabschnitt anfügt, der eine S-Moden-Fortpflanzung nicht erlaubt. Eine Faser mit einem Brechungsindexprofil gemäß Gleichung 4 und Darstellung 5 hat diese Eigenschaft.

Diese Strategie würde funktionieren, wenn v/irklich keine Kopplung zwischen P- und S-Moden vorhanden wäre. Aufgrund unvollkommener Fasertoleranzen ist jedoch eine Restkopplung

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unvermeidlich. Ein geringer Energiebetrag wird immer von den P-Moden in die S-Moden gekoppelt werden, was zur Folge hat, daß den Empfänger ein "Rausch"-Hintergrund erreicht. Glücklicherweise kann dieses unerwünschte Rauschen dadurch verringert werden, daß längs der Faser periodisch Modenfilter angeordnet werden. Wie zuvor erwähnt, lassen sich Modenfilter für die unerwünschten S-Moden vorteilhafterweise verwirklichen, indem einfach Faserabschnitte mit einem Brechungsindexprofil gemäß Gleichung 4 und Fig. 5 vorgesehen werden. Stellt man eine Faser her, deren Brechungsindexprofil für den größten Teil ihrer Länge durch Gleichung 5 gegeben ist, die jedoch periodisch kurze Faserabschnitte der durch Gleichung 4 gegebenen Form einschließt, erhält man einen Faserleiter mit eingebauten Modenfiltern für die S-Moden. Natürlich sollten die Modenfilter keinen zu geringen Abstand aufweisen, um übermäßige Verluste zu vermeiden. Diese zusätzlichen Verluste treten auf, da man eine Kopplung zwischen P-Moden und einer kleinen Gruppe von S-Moden, die den P-Moden im Modenzahlraum unmittelbar benachbart sind, nicht vermeiden kann. Längs der Grenze zwischen den P- und den S-Moden kann der Modenabstand nicht kontrolliert werden, so daß man annehmen muß, daß der absichtlich eingeführte starke Kopplungsmechanismus P-Moden in deren unmittelbare S-Moden-Nachbarn koppelt. Da die Modenfilter alle S-Moden unterdrücken, geht jene Energie verloren, die von den P-Moden in die S-Moden-Gruppe ausgekoppelt worden ist. Die Auslegungskriterien für optimale Moden-

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filterabstände sind nachstehend erläutert.

Wenn eine absichtliche Modenkopplung dadurch erreicht ist, daß Brechungsindexschwankungen in den Faserkern eingeführt werden, können die Modenfilter in die Faser durch denselben Herstellungsvorgang eingefügt werden, wie er zur Erzeugung der absichtlichen "Unvollkommenheiten" der Faser verwendet worden ist. In den Modenfilterabschnitten wird keine starke Kopplung vorgesehen, um zusätzliche Verluste zu vermeiden. Nachstehend ist gezeigt, daß eine Kopplung auch erzeugt werden kann durch kleine Biegungen der Faserachse. Fig. 8 zeigt einen Abschnitt einer optischen Multimodenfaser 40 mit Bereichen 41 und 42, in denen sich sowohl P- als auch S-Moden fortpflanzen können, und mit zwei Filterbereichen 43 und 44, in denen sich lediglich die P-Moden fortpflanzen können. Um die Zeichnung nicht unübersichtlich zu machen, ist die Faser- und/oder Brechungsindexmodulation, die zur Verbesserung der Modenkopplung verwendet wird, in dieser Darstellung nicht gezeigt.

In den folgenden Absätzen wird die erforderliche Information zur Erläuterung des Mechanismus geliefert und werden Entwurfskriterien für eine Modenkopplung aufweisende modifizierte Faser mit parabolischem oder Gradientenbrechungsindex gegeben.

Die Bedeutung von P- und S-Moden ist zuvor definiert worden.

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P-Moden haben Feldverteilungen, die vernachlässigbare kleine Werte an der Kerngrenze r = a aufweisen, uid deren Eigenschaften sind nahezu identisch mit den Moden eines idealen, unendlich ausgedehnten Mediums mit quadratischer Funktion. Strahlen können natürlich Jedem dieser Moden zugeordnet sein. Die den P-Moden entsprechenden Strahlen bewegen sich auf wendeiförmigen Wegen spiralförmig um die Faserachse. Axiale Strahlen kreuzen die Faserachse und scheren aus zu einem Wendepunkt, in welchem die Tangente zu ihrem Weg parallel zur Faserachse verläuft. Spiralförmig verlaufende Strahlen treffen auf zwei Wendepunkte, von denen einer in der Nähe der Faserachse und der andere bei größeren Radien liegt. Siehe beispielsweise "Propagation Effects in Optical Fibers" von D. Gloge, IEEE Transactions on Microwaves Theory and Techniques, Vol. MTT-23, Nr. 1, Januar 1975, Seiten 106 bis 120.

Die geleiteten und die strahlenden Moden der modifizierten Faser mit parabolischem oder Gradientenbrechungsindex können im Modenzahlraum dargestellt werden. Jeder Mode ist durch zwei ganze Zahlen charakterisiert, die azimuthale Modenzahl y und die radiale Modenzahl p. Modenzahlraum-DarStellungen der Werte von ν und ρ in einer Ebene sind in Fig. 9 gezeigt. Für P-Moden kann man eine Verbundmodenzahl

M = 2p + D + 1 (6)

einführen und die Fortpflanzungskonstante ausdrücken in der Form 709-846/0883

ί₀ η k _i/9 I 1/2

(n_ok)² - 2 -§- (2A)^1/2mJ (7)

Moden mit konstanten Werten von M haben die gleichen Fortpflanzungskonstanten und liegen auf und parallel zu den diagonal gestrichelten Linien in Fig. 9. Die Grenze für die S-Moden ist definiert durch die Bedingung

ß = n₂k , (8)

die verwendet werden kann zur Festlegung einer Modengrenze zwischen S-Moden und Strahlungsmoden,in Fig. 9 als durchgehende Linie gezeigt. Die Grenze zwischen P-Moden und S-Moden ist die strichpunktierte Linie in Fig. 9. Diese Darstellung wurde berechnet mit Hilfe der folgenden Parameter:

n₀ = 1,53

n₂ = 1,5

ka = 150

Δ = 0,0098 J

(9)

Diese V/erte führen zu folgendem Wert für den Brechungsindex an der Kerngrenze:

n_o (1 - Δ) = 1,515

Für den Entwurf eines Kopplungsmechanismus für die ρ-Moden

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muß man die Differenzen zwischen den Fortpflanzungskonstanten der Moden wissen. Läßt man sich V um &v und ρ um £p ändern, ändert sich die Fortpflanzungskonstante um Sß. Die Erfinder wissen, daß eine Modenkopplung eine räumliche Fourier-Komponente (siehe Gleichung 1) mit der räumlichen Frequenz Q = Sß erfordert. Fig. 10 zeigt S(ßa) als eine Funktion der Verbundmodenzahl M für P-Moden und S-Moden. Diese Darstellung wurde angefertigt unter Verwendung der in Gleichung 9 angebenen Zahlen. Außerdem wurde angenommen, daß <fM = ± 1 ist. Für P-Moden ergibt «TM = ± 1 die geringste Trennung zwischen geleiteten Moden. ( <f M = 0 würde zu <fß = 0 führen und. ist ausgeschlossen). Genau wie im Fall der Faser mit Brechungsindexstufe wird zur geeigneten Auslegung des Kopplungsmechanismus eine Auswahlregel eingeführt. Diese Auswahlregel ist

= + 1 (10)

Man erreicht einen übergang zwischen benachbarten Moden mit |«f M| =1 auf zwei verschiedenen Wegen. Man kann entweder

<f P = ±1, <ip = 0 (11)

oder

*i>= +1, <fp = T 1 (12)

verwenden, wobei je die obere oder untere Gruppe von Vorzeichen zusammengehört. Alle anderen Kombinationen führen zu

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größeren Werten von }äMI und zu größeren Differenzen für die
Trennung zwischen den S-Moden.

Fig. 10 zeigt, daß die Werte vonjißal für P-Moden nahezu
gänzlich unabhängig von der Modenzahl M sind. Bei Verwendung eines Fourier-Spektrums, Gleichung 1, mit räumlichen Frequenzen Ga = 0,14 bis 0,1415 koppelt man alle benachbarten P-Moden mit UmI = ± 1. Der gestrichelte Bereich in Fig. 10, der mit ·'S-Moden¹¹ gekennzeichnet ist, bezeichnet den Bereich der Werte von lefßal , der für einen gegebenen Wert von M auftritt. Es ist augenscheinlich, wie weit die Differenzen zwischen
S-Moden mit JiMl = ± 1 variieren. Typischerweise führt die
Kombination in Gleichung 11 zu kleineren cfß-Differenzen. Jedoch ist selbst der kleinste Abstand zwischen benachbarten
S-Moden soviel größer als der entsprechende Abstand zwischen P-Moden, daß es relativ leicht ist, den Kopplungsmechanismus so auszulegen, daß S-Moden nicht absichtlich untereinander gekoppelt werden. Die Differenzen zwischen benachbarten P-Moden und S-Moden längs der Strichpunktiarten Modengrenze in Fig. 9 können nicht leicht berechnet werden, so daß man annehmen
muß, daß P-Moden, die längs der Modengrenze liegen, in deren S-Moden-Nachbarn gekoppelt werden können.

Es wurde gezeigt, daß P-Moden untereinander gekoppelt werden können durch ein räumliches Fourier-Spektrum sehr schmaler
Breite und daß es relativ leicht ist, zwischen P-Moden- und
S-Moden-Kopplung zu unterscheiden. Es bleiben noch zu disku-

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tieren: Methoden zur Erzielung einer Modenkopplung, die Verschlechterung des Impulsverhaltens, die aus der Kopplung weniger S-Moden längs der Modengrenze mit P-Moden resultiert, und das Verhalten der Modenfilter.

Unter anderem kann Modenkopplung erzeugt werden durch Einfügen einer Brechungsindexstörung in den Faserkern. Anstelle der in Gleichung 5 gegebenen Brechungsindexverteilung η wird nun eine gestörte Brechungsindexverteilung η verwendet, so daß man erhält

5 ² - n² = § f(z) cos φ |rl£a (13)

Die Abhängigkeit der Gleichung 13 von cos φ bedingt die Auswahlregel der Gleichung 10. Ohne eine solche Auswahlregel könnte man P-Moden und S-Moden nicht entkoppeln. Die in Gleichung 13 gezeigte lineare r-Abhängigkeit ist willkürlich. Es ist erwünscht, daß Gleichung 13 bei r = 0 zu Null wird, um an diesem Punkt einen genau definierten Wert der Funktion zu haben. Die lineare r-Abhängigkeit ist nicht nur die einfachste Funktion, die bei r = 0 zu Null wird, sondern auch eine Funktion, für welche der Kopplungskoeffizient leicht berechnet werden kann. Andere r-Abhängigkeitsfunktionen könnten als Faktoren in Gleichung 13 verwendet werden. Die Funktion f(z) wird als beliebige Funktion angenommen, mit dem schmalen Fourier-Spektrum, Gleichung 1, das eine Kopplung unter den

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P-Moden sicherstellt, aber eine Kopplung zwischen P- Moden imd S-Moden verhindert.

Wenn die absichtlich eingeführte Kopplung der einzige Mechanismus wäre, durch welchen die geleiteten Moden in Wechselwirkung stehen, bestände kein weiteres Problem. Eine Restkopplung zwischen allen Moden ist jedoch unvermeidlich, so daß man das Problem der Energiekopplung von P- zu S-Moden und umgekehrt betrachten muß.

Wenn die P-Moden Lichtimpulse führen, wird ein Teil ihrer Energie in S-Moden gekoppelt. Da S-Moden mit unterschiedlichen Gruppengeschwindigkeiten laufen, verschmiert sich die Energie, die sie von den P-Moden empfangen haben, und bildet einen nahezu kontinuierlichen Hintergrund aus Rauschenergie. Ein Teil dieser Energie wird in P-Moden zurückgekoppelt, so daß dieser Rauschhintergrund den Signalempfänger selbst dann erreicht, wenn man die S-Moden ausfiltert, bevor diese das Ende der Faser erreichen. In periodischem Abstand angeordnete Modenfilter reduzieren dieses Rauschproblem. Filter erhöhen jedoch die Gesamtverluste der Anordnung, so daß es erforderlich ist, einen Kompromiß zwischen übermäßigen Verlusten aufgrund von Modenfiltern und einem durch unbeabsichtigte S-Moden-Kopplung verursachten unerwünschten Rauschen zu erzielen.

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Grundsätzlich sind Modenfilter erforderlich, um das Entstehen von Energie in den S-Moden zu unterdrücken. Ein Modenfilter ist einfach ein Faserabschnitt ohne den Mechanismus zur absichtlichen Modenkopplung für P-Moden, d. h., ein Faserabschnitt, dessen Brechungsindexprofil von der Form gemäß Fig. 6 (die für die meisten Fasern verwendet wird) in die Form der Fig. 5 abgeändert wird. Modenfilter bringen jedoch zusätzliche Verluste ein, da der für die P-Moden vorgesehene starke Kopplungsmechanismus diese Moden mit einer Gruppe von S-Moden koppelt, die der gemeinsamen Modengrenze unmittelbar benachbart sind.

Es werden nun spezielle Entwurfskriterien erläutert. Der wichtigste Aspekt bei der Faserauslegung besteht darin, Brechungsindexschwankungen in den Faserkern einzubauen, die der Beziehung der Gleichung 13 gehorchen. Wie zuvor bemerkt, ist die r-Abhängigkeit der Brechungsindexstörungen nicht besonders wichtig. Aus Bequemlichkeitsgründen wurde eine lineare Abhängigkeit gewählt. Bei der Funktion f(z) handelt es sich um eine nahezu periodische, beliebige Funktion, die räumliche Frequenzen enthalten muß im Bereich

mit ifOs 1,15 βό

Der Parameter Δ ist durch Gleichung 3 definiert. Für das durch

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Gleichung 9 gegebene Zahlenbeispiel findet man, daß Ga, wobei a der Faserkernradius ist, den Bereich von 0,14 bis 0,1415 abdeckt. Um Einblick in die Bedeutung dieser Zahlen zu gewinnen, wird angenommen, daß die Vakuumwellenlänge des durch die Faser übertragenen Lichtes X= 1 pm ist. Dies bedeutet, daß ka = 150 ist und führt zu einem Kernradius von 23,87 um. Die räumliche Periodenlänge der nahezu periodischen Zufallsfunktion muß somit Λ= 1,07 mm sein.

Als nächstes muß entschieden werden, welcher Brechungsindexschwankungsbetrag erforderlich ist, um eine gewünschte Reduzierung der Breite des ungekoppelten Impulses ("des durch ungekoppelte oder entkoppelte Moden geführten Impulses)zu erreichen. Beim NichtVorhandensein einer Kopplung ist die Impulsbreite gegeben durch

n_L _o

T - S ¹Uc ~

Die Impulsbreite beim Auftreten einer Modenkopplung muß kleiner sein als dieser Wert, sonst ist ein stabiler Zustand nicht erreicht worden. Als erstes sei betrachtet, wie groß der Schaden ist, der aus einer Kopplung zwischen P-Moden und der unerwünschten Gruppe von S-Moden längs der gemeinsamen Modengrenze resultiert. Unter Verwendung der Werte in Gleichung 9 findet man N = 18. Unter Ignorierung des durch Rest-S-Moden-Kopplung bewirkten leichten Impulsverbreiterungseffektes wird

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ein Verbesserungsfaktor R definiert als

uc

Es ist erwünscht, R so klein wie möglich zu machen und nur
Werte mit R<1 sind bedeutungsvoll, wie gegeben durch

1.41 n? A^1/2

R - Q _ O_t33 (ινλ

κ - 7T ■?. . \ mo - 'L ^p2/_Q^^1/2 ^KlfJ

Der numerische Wert auf der rechten Seite wurde mit Hilfe
der Gleichung 9 erhalten. Um beispielsweise R = 0,1 zu erreichen, wäre erforderlich

[?^<f2H

3,3.

Um zu verstehen, was dieses Ergebnis hinsichtlich der Amplitude der Brechungsindexschwankungen bedeutet, sei davon ausgegangen, daß die in Gleichung 13 erscheinende Funktion f(z) die Form

f(z) = A sin (Λζ + ψ(ζ)) (18)

hat. Dabei ist ψ (z) eine beliebige Phasenfunktion mit einer Korrelationslänge D_corr· Das durch Gleichung 1 definierte Ener-

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giespektrum dieser Funktion ist

sin²

<F²(9)> = A² ^- = (19)

corr

Anstelle der Korrelationslänge D„_„„ kann man die Breite ίθ des Spektralbandes einführen durch die Beziehung

(20)

corr

Mit A= θ erhält man somit aus den Gleichungen 19 und 20

(Die Zahl auf der rechten Seite betrifft das vorliegende Beispiel). Diese wichtige Beziehung zeigt, wie die Amplitude A der Brechungsindexschwankungen mit der spektralen Bandbreite cTg, dem Kernradius und derjenigen Faserlänge, über welche ein bestimmter Verbesserungsfaktor R (im vorliegenden Fall R = 0,1) erreicht werden soll, verbunden ist. Für das vorliegende Beispiel liegt Ga im Bereich von 0,14 bis 0,1415, so daß a «Γ Q = 0,0015 ist. Nimmt man L = 1 km an und verwendet man a = 23,87 erhält man aus Gleichung 21

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A= 1,1 χ 1(Γ⁵ (22)

Die Brechungsindexschwankungen folgen aus den Gleichungen 13 und 18, wenn man annimmt, daß η - n^^c1 ist (n ist die vollkommene Indexverteilung; Gleichung 5)

η - η = ^- £ A sinfoz + T|r(z)]cos φ (23)

^n a

Aus Gleichung 22 ist ersichtlich, daß sehr geringe Brechungsindexschwankungen sehr wirksam für eine absichtliche Modenkopplung sind. Eine sehr viel wesentlichere Impulslängenverkürzung als R= 0,1 sollte deshalb leicht erreichbar sein. Die Zufallsphasenschwankungen mit der Korrelationslänge D_corr kann erzeugt werden, indem die Phase ψ(ζ) der Gleichung 18 über eine feste Distanz konstant gehalten wird und indem man einen beliebigen Phasensprung periodisch in Längenintervallen ^D«_nw» einführt. Die Beziehung zwischen D,,,.,,., und der gewünschten Bandbreite der beliebigen Funktion ist durch Gleichungen 20 und 14 gegeben.

Bisher wurde nicht erläutert, wie die durch Gleichungen 13 oder 23 vorgeschriebenen Brechungsindexschwankungen am besten zu verwirklichen sind. Prinzipiell ist es möglich, die Brechungsindexschwankung während des Vorgangs der Faservorformlingherstellung einzubringen, da es erforderlich ist, einen speziellen Herstellungsablauf zu verwenden, um auf jeden Fall

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das parabolische Brechungsindexprofil zu erzeugen. Daher ist es möglich, die beabsichtigten Abweichungen vom perfekten parabolischen oder einen Gradienten aufweisenden Brechungsindexprofil im Kern herzustellen durch Programmieren des chemischen Dampfniederschlagsprozesses oder eines auch immer zur Erzeugung des erwünschten Brechungsindexprofils verwendeten Prozesses. Es gibt jedoch eine alternative Methode zur Verwirklichung der Brechungsindexschwankung der durch Gleichung 13 erforderten Art, welche Methode unter manchen Umständen vorteilhafter sein kann. Das Indexprofil im Inneren des Faserkerns sei in kartesischen Koordinaten geschrieben:

Versetzt man das Indexprofil in x-Richtung aus seiner symmetrischen Position, kann man die Substitution

χ -*x - g

machen. Nimmt man an, daß die Versetzung g klein ist, erhält man anstelle von Gleichung 24

η = η + 2η_ο £| & (25)

wobei η noch einmal durch Gleichung 24 gegeben ist. Durch Transformieren der kartesischen Koordinaten in zylindrische Koordinaten unter Verwendung von

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X = Γ COS ^ (26)

erhält man

H² - η² * 2n_o(n - η) = § (4n² g f) cos φ (27)

Ein Vergleich der Gleichungen 13 und 27 erlaubt folgende Zuordnung

f(z) = An² g I (28)

Die tatsächliche Versetzung der Faserachse gegenüber der
vollkommenen Geradlinigkeit kann ausgedrückt werden als

g = B sin[iiz +V(Z)] (29)

wobei B die Versetzungsamplitude ist. Ein Vergleich der Gleichungen 18, 28 und 29 erlaubt die Verwendung der Beziehung

B *= -S^- (30)

Für die Werte des vorliegenden Beispiels (Gleichung 9) erhält man somit aus Gleichung 22

B = 2,9 x 10~³ pm (31)

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Die vorausgehende Diskussion führte zu der Entdeckung, daß man die gewünschte Störung einführen kann, indem man in Y/irklichkeit die Faserachse entsprechend der durch Gleichung 29 angegebenen Beziehung mit der sehr kleinen Amplitude B krümrat. Eine solche Krümmung könnte dadurch erreicht werden, daß die Faser mit einem geeignet vorgespannten Kunststoffmantel umgeben wird. Dies ist in Fig. 12 gezeigt, in v/elcher der Wellenleiter 60 eine optische Faser 61 zeigt, die von einem Kunststoffmantel 62 umgeben ist. Obwohl dies sehr schwer in der Zeichnung darzustellen ist, ist der Kunststoffmantel 61 schattiert zur Darstellung eines Mantels mit einer permanenten sinusförmigen Vorspannung der Amplitude B und der Periode jfl.Z, wie es durch Gleichung 29 erforderlich ist.

Auch der Brechungsindexgradient ist in der Zeichnung schwer darzustellen. Zu diesem Zweck ist die optische Faser 61 schattiert, um eine Faser mit einem radialen Brechungsindexgradienten im Kern entsprechend Gleichung 5 darzustellen, d. h., eine Faser mit einem Brechungsindexgradienten, der in Gleichung 6 gezeigten Form.

Die abrupte Brechungsindexdiskontinuität der Größe η (1 -Δ.) - η

O C

ist nötig, um die P-Moden von den strahlenden Moden durch Bildung einer Pufferzone von S-Moden zu trennen. Der Betrag dieser Brechungsindexstufe ist tatsächlich recht beliebig. Um je-

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doch das Signal/Rausch-Verhältnis möglichst niedrig zu halten, ist es erforderlich, die Zahl der S-Moden klein zu halten, was dadurch erreicht wird, daß die abrupte Brechungsindexdiskontinuität klein gehalten wird. Es erhebt sich dann die Frage, v/elches die minimale Brechungs indexstufe ist, die zur v/irksamen Trennung der P-Moden erforderlich ist. Eine minimale Brechungsindexstufe kann durch folgende Betrachtung geschätzt werden. Der niedrigstmögliche Wert der Fortpflanzungskonstanten der P-Moden ist gegeben durch

^ßm ^{= n}o <¹ - ²^) ^k (32)

Die größte Fortpflanzungskonstante der strahlenden Moden (hier als strahlende Moden bezeichnete Moden werden in einer Faser mit endlicher Umraantelungsdicke in Wirklichkeit Ummantelungsmoden) ist gegeben durch

ß_r = n_ck (33)

Benachbarte Gruppen von P-Moden mit demselben Wert der Verbundmodenzahl M haben (im ß-Raum) einen Abstand θ voneinander. Es ist eine ausreichend breite Pufferzone von S-Moden erforderlich, um die P-Moden von strahlenden Moden zu trennen. Deshalb wird gefordert, daß die P-Moden-Gruppe mit der durch Gleichung 32 gegebenen Fortpflanzungskonstante (im ß-Raum) durch 3Θ von den strahlenden Moden getrennt ist. Diese Anforderung

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führt zu der gewünschten Bedingung für die minimale Höhe der Brechungs indexstufe, nämlich

η_ο(1-2Δ) - n_c = 2g = 3 ^p (34)

Für die in (21) aufgelisteten Werte findet man n_o(i - A) - n_c = 0,018.

Es bleibt lediglich der Aufbau der Modenfilter zu betrachten. Wie zuvor erläutert können die Modenfilter vorteilhafterweise aus Faserabschnitten mit einer Brechungsindexverteilung entsprechend Fig. 5 bestehen. Die Modenfilter dienen dazu, die S-Moden auszuschalten. Die Länge eines Filterabschnitts hängt vom S-Moden-Verlust des Filters ab. Da S-Moden in einem Filterabschnitt wegsickernde Wellen sind, sind die Verluste sehr hoch; deshalb sollten Filter mit einer Länge von 10 cm bis 1 ra ausreichen. Es war hier zu sehen, daß sich das Signal/Rausch-Verhältnis erhöht, wenn der Abstand d zwischen Modenfiltern abnimmt. Die einzige Beschränkung für die Länge von d oder die Anzahl der Modenfilter L/d sind die durch die Filter verursachten zusätzlichen Verluste. Wenn man entscheidet, daß man sicher zusätzliche Filterverluste von 1 db/km (2«_f = 0,23km ) für die gesamte Faser zulassen kann, findet man aus Gleichung 13 mit den Daten der Gleichung 24

d = 0,47 km (35)

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Wenn man den Filterabstand unter diese Distanz reduziert, erhöhen sich die Filterverlustanteile auf über 1 db/km.

Das Signal/Rausch-Verhältnis, das durch eine unbeabsichtigte Kopplung zwischen P- und S-Moden verursacht wird, kann berechnet werden, wenn eine Eichmessung durchgeführt worden ist. Eine solche Berechnung würde jedoch die detaillierte Kenntnis der Koeffizienten IL. für eine unbeabsichtigte Energiekopplung erfordern. Beim Nichtvorliegen einer genauen Information über unbeabsichtigte Faserunvollkommenheiten ist eine solche Berechnung nicht möglich.

Anstatt diskrete Modenfilter zu verwenden, die an bestimmten Intervallen in einem Abstand voneinander angeordnet sind, kann die Faser auch so aufgebaut sein, daß die Modenfilterung kontinuierlich über deren gesamte Länge erreicht wird, und zwar mit Hilfe einer elektromagnetischen Tunnelung. Das Brechungsindexprofil einer solchen Faser ist in Fig. 13 gezeigt.

Wie man sehen kann, fällt der Brechungsindex einer solchen Faser von seinem Maximalwert n_Q in der Achse auf den Wert η = n_Q(i -Δ) bei r = a ab, und zwar entsprechend einer parabolischen (oder nahezu parabolischen) Beziehung. Darauf folgt eine stufenartige Brechungsindexänderung von η auf n_, weleher Wert dann von r = a bis r = a¹ aufrechterhalten wird, worauf für r 2a¹ eine weitere .stufenartige Brechungsindexände— rung von n_c zurück auf η folgt.

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Optische Fasern mit Brechungsindexprofilen gemäß den Fig. 6 und 13 können hergestellt werden durch irgendeine von einigen bekannten Methoden, einschließlich der sogenannten chemischen Dampfniederschlagsmethoden, wie sie in den US-PSen 3 711 262, 3 737 292 und 3 737 293 beschrieben sind.

Im Rahmen der Erfindung sind zahlreiche Abänderungen möglich. So ist zu unterstreichen, daß die Erfindung nicht auf optische Fasern mit parabolischen oder quadratischen Brechungsindexprofilen beschränkt ist. Vielmehr sollen auch Abweichungen vom klassischen parabolischen Brechungsindexprof.il umfaßt sein, beispielsweise das modifizierte Profil, wie es in der US-PS 3 823 997 beschrieben ist. Der in der Beschreibung und in den Ansprüchen verwendete Ausdruck "Gradientenbrechungsindex" bzw. "einen Gradienten aufweisender Brechungsindex" soll alle solche Brechungsindexprofile einschließlich parabolischer, nahezu parabolischer und nicht parabolischer Brechungsindexgradienten umfassen.

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Claims

BLUMBACH . WESER . BERGEN . KRAMER PATENTANWÄLTE IN MÜNCHEN UND WIESBADEN Postadresse München: Patenlconsult 8 München 60 Radeckestraße 43 Telelon (089) 883603/883604 Telex 05-212313 Postadresse Wiesbaden: Patentconsult 62 Wiesbaden Sonnenberger Straße 43 Telefon (06121) 562943/561998 Telex 04-186237 Western Electric Company, Incorporated Marcatili 53~9 New York, N.Y., USA Optische Fasern mit Brechungsindexgradienten Patentansprüche

1. Optischer Multimodenwellenleiter mit wenigstens einem ersten Faserabschnitt, enthaltend einen inneren Kernbereich mit einem Brechungsindexprofil, das von einem Maximalwert in dessen Mitte bis zu einem Minimalwert an dessen Außenumfang abnimmt, und einen äußeren Ummantelungsbereich, dadurch gekennzeichnet, daß der Brechungsindex der Ummantelung (62) kleiner als der Minimalwert des Brechungsindexes des Kerns (61) an der Kern-Ummantelung-Grenzflache ist.

2. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Faserabschnitt eine Vorrich-

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München: Kramer ■ Dr.Weser · Hirsch — Wiesbaden: Blumbach ■ Or. Bargen · Zwirner

ORIGINAL INSPECTED

tung umfaßt zur Verbesserung der Kopplung zwischen den geleiteten Moden, die sich entlang dieses Abschnitts fortpflanzen können.

3. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß die Ummantelung des Faserabschnitts durch eine dritte Faserzone umgeben ist, deren Brechungsindex größer als der Brechungsindex der Ummantelung ist.

4. Wellenleiter nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, daß der Brechungsindex der dritten Faserzone etwa gleich dem minimalen Brechungsindex der Kernzone ist.

5. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß eine Vielzahl von Faserabschnitten vorgesehen sind, die durch Modenfilter zum Unterdrücken unerwünschter Moden höherer Ordnung getrennt sind.

6. Wellenleiter nach Anspruch 5, dadurch gekennzeichnet, daß jeder Filter eine Faserlänge aufweist mit einem inneren Kernbereich, dessen Brechungsindex von einem Maximalwert in dessen Mitte bis zu einem Minimalwert an dessen Außenumfang abnimmt, und mit einer äußeren Ummantelungszone, deren Brechungsindex etwa gleich dem Minimalwert ist.

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7. Wellenleiter nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Brechungsindex n(r) des Faserabschnitts gegeben ist durch

n(r) =

für

wobei n_Q der Brechungsindex der Fasermitte ist; a der Radius des Faserkerns; n_ der minimale Brechungsindex des Kerns bei r = a;

*_ ⁿoVⁿa .

und n_ der Brechungsindex der Ummantelung, mit n„ kleiner

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