DE2825412B2

DE2825412B2 - Optische Gradientenfaser

Info

Publication number: DE2825412B2
Application number: DE2825412A
Authority: DE
Inventors: Tatsuya Tokorozawa Saitama Kimura; Junichi Sakai
Original assignee: Nippon Telegraph & Telephone Public Corp Tokyo; Nippon Telegraph and Telephone Corp
Current assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Priority date: 1977-06-10
Filing date: 1978-06-09
Publication date: 1981-04-16
Also published as: DE2825412C3; JPS543553A; FR2394100A1; JPS5625647B2; US4204745A; GB1589006A; DE2825412A1; FR2394100B1

Description

Jn₀O--A(r/a)\ OS 1/J₀(I -A) = /y r&a

wobei Jib der Brechungsindex an dem Mittelpunkt des Kerns, a der Kernradius, « ein Exponent, A=(no—n_c)/no und n_e der Brechungsindex des Mantels ist, und die Frequenzabhängigkeit der Brechungsindizes durch άπο/άλ und άΔΙάλ beschrieben wird, dadurch gekennzeichnet, daß der Wert χ und die normalisierte Frequenz

_ 2 π αήρ

^v Γ"

V2Ä,

wobei λ die Wellenlänge ist), so gewählt wird, daß die Gruppenverzögerung des Grundmoden gleich der Gruppenverzögerung des Moden der ersten höheren Ordnung ist und das ν unterhalb der Grenzfrequenz des Moden der zweiten höheren Ordnung liegt

2. Gradientenfaser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß λ in dem Bereich von 3,2 <«< 6,0 liegt

3. Gradientenfaser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß <x in dem Bereich von 4,5 <«£ 5,4 liegt

Die Erfindung betrifft eine Gradientenfaser nach dem Oberbegriff des Hauptanspruches.

Eine optische Faser ist eine Nachrichtenübertragungsleitung, in der ein optisches Signal durch die Totalreflexion der optischen Energie übertragen wird. Die Faser besteht aus einem Mantel mit gleichförmigem Brechungsindex und einem Kern mit einem größeren Brechungsindex als der Brechungsindex des Mantels. Eine optische Faser, deren Brechungsindex sich in der Art einer Stufe an der Grenzfläche zwischen dem Kern und dem Mantel ändert wird im folgenden als Standardfaser bezeichnet. Eine optische Faser, bei der sich der Brechungsindex in dem Kern allmählich ändert, wird als Gradientenfaser bezeichnet. Bekanntlich gibt es zwei Arten von optischen Fasern, die nach der Zahl der sich in ihnen fortpflanzenden Moden klassifiziert werden. Der eine Typ ist die sogenannte Monomode-Faser, in der nur ein einziger Mode (LPoi Mode) sich fortpflanzt Obwohl die Monomode-Faser den Vorteil einer breiten Bandbreite (beispielsweise ist die Bandbreite größer als 30 GH* · Km) hat, hat sie den Nachteil, daß die Verbindung oder das Spleißen der Fasern sehr schwierig ist, da der Kerndurchmesser sehr klein ist (beispielsweise liegt der Kerndurchmesser bei einigen μπι). Der andere Typ der optischen Faser wird als Multimode-Faser (oder Multimode-Lichtleiter) bezeichnet, wobei in dieser Faser eine Vielzahl von Moden fortschreiten können. Die Multimode-Faser hat den Vorteil eines großen Kerndurchmessers (beispielsweise einige 10 μπι). Die Multimode-Faser hat jedoch den Nachteil einer geringen Bandbreite, da die Gruppenverzögerungen der Moden unterschiedlich sind. Aus Applied Optics, VoL 16, Ko. 1, Jan. 1977, Seiten 108—112 ist eine Gradientenfaser nach dem Oberbegriff des Hauptanspruches bekannt Bei den bekannten Gradientenfasern hat man bisher noch nicht das Problem gelöst, wie man eine große Bandbreite bei der Nachrichtenübertragung mit einem großen Kerndurchmesser bei solchen Fasern kombinieren kann. Wie aus den Formeln 4a, 4b und 5a auf Seite 108 dieser Druckschrift hervorgeht, hängt der Wert von ot von jeder einzelnen Wellenlänge ab. Um die Abweichung Ρ(λ) in der Gleichung 5a auf Seite 108 dieser Veröffentlichung bei einer Änderung der Wellenlänge λ möglichst klein zu halten, wird daher vorgeschlagen, das Verhältnis von P2O5 und GeO₂ zu SeO₂ in der radialen Richtung der optischen Faser zu steuern, wie in den F i g. 1 und 2 auf Seite 111 dieser Druckschrift gezeigt ist Der Wert für « liegt dabei näherungsweise bei 1,92 für Wellenlängen von 0,5—1,1 μπι. Dennoch ist die Bandbreite verhältnismäßig schmal, da viele Moden gleichzeitig übertragen werden, so daß die Gruppenver zögerung jedes Moden nicht gleich der Gruppenverzö gerung der anderen Moden sein kann. Die mögliche Vergrößerung des Kerndurchmessers wird daher durch eine Einschränkung in der Bandbreite erkauft Demgegenüber liegt der Erfindung die Aufgabe zugrunde, eine Gradientenfaser zu schaffen, die sowohl eine große Bandbreite als auch einen großen Kerndurchmesser hat

Diese Aufgabe wird durch die in dem Hauptanspruch gekennzeichnete Faser gelöst, wobei eine bevorzugte Ausführungsform der erfindungsgemäßen Faser dadurch gekennzeichnet ist, daß der Wert von α in dem Bereich von 3,2 Ξ α S 6, vorzugsweise im Bereich 4,5 <«<5,4, liegt Das Prinzip der Erfindung liegt darin, den Kerndurch messer so zu vergrößern, daß die LPn-Moden ausbreitungsfähig sind, aber durch geeignete Wahl der Faserparameter zu gewährleisten, daß die normalerweise auftretenden Laufzeitenverzenungen durch den zweiten Wellentyp eliminiert werden. Es sind die LP01-

■t'i und die LPu-Moden ausbreitungsfähig, während bei der Betriebswellenlänge keine weiteren Wellentypen ausbreitungsfähig sind. Eine solche Gradientenfaser hat unter Voraussetzung gleicher Krümmungsverluste wie bei der Standardfaser einen sehr viel größeren Kerndurchmesser (bis zu dem l,5fache der herkömmlichen Standardfaser) und Bandbreiten, die deutlich über den mit echten Multimode-Fasern erzielbaren Bandbreiten liegen. Ein großer Kerndurchmesser ist vorteilhaft beim Spleißen der Gradientenfasern. Außerdem kann bei einem großen Kerndurchmesser eine große axiale Fehlausrichtung zwischen den Gradientenfasern zugelassen werden, wenn die Gradientenfasern miteinander oder mit einer optischen Einrichtung gekoppelt werden. Schließlich ist vorteilhaft, daß bei der erfindungsgemäßen Gradientenfaser die Verbesserungen in der Bandbreite und dem Kerndurchmesser nicht durch größere Biegeverluste erkauft werden. Vielmehr sind die Biegeverluste bei der erfindungsgemäßen Gradientenfaser nicht größer als bei herkömmlichen

Standardfasern.

Aus IEEE Trans. MTT. Vol. MTT-24, No. 7, Juli 1976, Seiten 416-421 ist ein mathematisches Verfahren zur Lösung der elektromagnetischen Problemstellung, näm-

lieh eine Anwendung der Variationsmethode nach Rayleigh-Ritz auf Gradientenfasern mit einem «-Potenzprofil, bekannt Dieses bekannte mathematische Verfahren bildet eine Grundlage für die im Zusammenhang mit der erfindungsgemäßen Gradientenfaser erforderlichen Berechnungen. Die mathematischen Berechnungen in der hier genannten Literaturstelle erstrecken sich jedoch nur auf die Auswirkungen eines Brechzahltales (ρ> 1 in Gleichung (1) der Literaturstelle) zwischen Kern und Mantel in Muliimode-Fasern mit einem nahezu parabolischen Profil. Der Profilparaiteter hat hierbei einen optimalen Wert λ= 1 +y<*2 (mit /als Profildispersionsparameter), wie er auch aus AppL Opt. 15 (1976), Seiten 483—491 bekannt ist, wobei die zuletzt genannte Literaturstolle besagt, daß eine Multimode-Gradientenfaser dann minimale Laufzeitstreuung hat, die aber nicht Null ist, wenn der Parameter α den Wert «=2+y und der Parameter ρ den Wert g=2+y/2 hat. Der Wert für den Faserparameter ν ist im Fall von Multimode-Fasern im allgemeinen sehr groß (v>20) und spielt bei der Berechnung der Laufzeitdifferenzen keine wesentliche Rolle. Anhaltspunkte, daß die Gruppenverzögerungsdifferenz von irgendwelchen Moden zu Null gemacht werden kann, sind aus diesem Stand der Technik jedoch nicht zu entnehmen, schon deshalb nicht, weil es sich um ein mathematisches Verfahren handelt, das ohne den physikalischen Hintergrund zu keinen Merkmalen führen kann.

Theoretische Überlegungen zu den Eigenschaften optischer Fasern und Ausführungsbeispiele der Erfindung werden nun anhand der Zeichnungen beschrieben. Es zeigen

F i g. 1 eine graphische Darstellung der Beziehung zwischen dem Brechungsindex und dem radialen Abstand von der Kernachse in einer Standardfaser,

Fig.2 eine graphische Darstellung der Beziehung zwischen dem Brechungsindex und dem radialen Abstand von der Kernachse in einer Gradientenfaser,

F i g. 3 eine graphische Darstellung der Kurvenverläufe von Gruppenverzögerungen zweier Moden,

F i g. 4 (A), 4 (B) und 4 (C) graphische Darstellung der Beziehung zwischen der normalisierten Frequenz ν und dem Exponenten « für verschiedene Werte von Δ und der Bandbreite g als Parameter,

F i g. 5 eine graphische Darstellung für die zulässige Toleranz der Brechungsindexverteilung bei einer geforderten Bandbreite von g> 10 GH_Z · Km an einem Beispiel der erfindungsgemäßen Faser,

F i g. 6 eine graphische Darstellung, die die optimalen Werte von λ und ν zeigt, wenn der Wert vo.\ Δ von der Wellenlänge abhängt,

F i g. 7 eine Einrichtung zur Herstellung der erfindungsgemäßen Gradientenfaser.

F i g. 1 zeigt den Verlauf des Brechungsindex im Kern und im Mantel der Fasern. Der Brechungsindex im Kern ist größer als der im Mantel, wobei die beiden Brechungsindizes jeweils konstant sind.

F i g. 2 zeigt den Verlauf des Brechungsindex im Kern und den konstanten Brechungsindex im Mantel der Gradientenfaser. Der Brechungsindex π in dem Kern genügt der Gleichung:

« = noil-' Δ(τ/ΰ>\,

(1)

Brechungsindexdifferenz zwischen Kern und Mantel bedeutet Δ ist dabei definiert als:

wobei η. der Brechungsindex des Mantels ist Es ist zu beachten, daß der Brechungsindex des Mantels in dem gesamten Mantel konstant ist
Die Bandbreite ist definiert als

wobei /Jo der Brechungsindex an der Kernachse, r der radiale Abstand von dem Kernmittelpunkt, a der Kernradius, χ ein Exponent und Δ die relative wobei Xa die Gruppenverzögerungsdifferenz ist die als Differenz der Gruppenverzögerungen x_g definiert ist

Bei der Diskussion der Eigenschaften einer Gradientenfaser spielt die normalisierte Frequenz ν eine Rolle, die durch die folgende Gleichung definiert ist:

wobei A die Wellenlänge ist Dabei muß d^;e Bedingung Δ < 1 erfüllt sein.

Eine optische Faser mit einem Wert von ν kleiner als 2,405 arbeitet als Monomode-Faser, und eine Faser mit einem Wert ν gleich oder größer als 2,405 arbeitet als Multimode-Faser, wobei diese Aussage für Standardfasern gilt Bei einer Monomode-Faser mit einem gegebenen Wert von ν kann man einen größeren Kernradius a dadurcn erreichen, daß man den Wert Δ verringert Dies ist aus Gleichung (3) ersichtlich. Obwohl dieses Mittel versucht worden ist ist die daraus resultierende optische Faser nicht befriedigend, da neue unerwünschte Nachteile, beispielsweise größere Verluste bei Biegungen der Faser, damit verbunden sind. Andererseits kann eine Multimode-Faser einen Wert von ν haben, der um einige Zehner größer ist; die Bandbreite der Multimode-Faser ist jedoch, wie bereits erwähnt wurde, zu schmal. Obwohl der Wert von χ näherungsweise gleich 2 gewählt wird, um eine breitere Bandbreite ir. einer Gradientenfaser zu erzielen, ist die auf diese Weise erhältliche Bandbreite immer noch unbefriedigend.

Die Erfindung befaßt sich daher mit dem Problem des Kerndurchmessers und der Bandbreite bei Gradientenfasern.

Ein bevorzugtes Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen Gradientenfaser läßt sich wie folgt beschreiben:

1. Es wird eine Gradientenfaser mit einem Brechungsindexverlauf wie in F i g. 2 verwendet.

2. Der Grundmode LPoi und der Mode LPi, der ersten höheren Ordnung bewegen sich simultan fort.

3. Der Wert der normalisierten Frequenz ν wird so groß wie möglich gewählt, solange der Wert ν kleiner als die Grenzfrequenz des Moden LP21 der zweiten höheren Ordnung ist.

4. Die Brechungsindexverteilung in dem Kern wird so gewählt, daß die Gruppenverzögerung des Moden LP01 mit der Gruppenverzögerung des Moden LPn zusammenfällt Die Brechungsindexverteilung einer erfindungsgemäßen Gradientenfaser ist gegeben durch:

_ Jw₀(I -A(r In₀(I -A)

wobei /Jo der Brechungsindex an der Kernachse, a der Kernradius, Δ die relative Brechungsindexdiffe-

renz, die durch Gleichung (2) definiert ist, n_c der Brechungsindex des Mantels und α ein Exponent ist.

Im folgenden wird die Gruppenverzögerung v_g linear polarisierter Moden, der sogenannten LP-Moden diskutiert. Die LP-Moden umfassen zwei entartete Spezialfälle von Moden, wobei ein Mode LP_m; aus der Überlagerung des HE_mvi,rModes (Θ-Abhängigkeit ist durch cos[(/n+l)0] gegeben) und das EH_m-_a,/ (Θ-Abhängigkeit ist durch cos[(m—1)θ] gegeben) gebildet wird. Zur Ableitung dieser Moden und deren theoretischer Diskussion wird auf: IEEE Trans. MTT, Band 24, Nr. 7 (1976) S. 416 ff. und Applied Optics, Band 10, Nr. 10, Oktober 1971, S. 2252 ff. verwiesen. In der erstgenannten Veröffentlichung wird die Gruppenverzögerung T_g für den Grundmoden (LP₀I Mode) oder die Modengruppen erster höherer Ordnung (LPn oder HE₂I, TEoi und TMoi Moden) in der Nachfolgenden Formel angegeben, wobei die Potenzreihenentwicklung von Δ bis zu der ersten Ordnung in Betracht gezogen wird:

+ y/4)QX

(1 -

Q =

1 +

2ΧΟ-Ϊ/Ζ)

c =

(5)

(6)

(7)

(8)

(9)

wobei c die Lichtgeschwindigkeit, n_s der Gruppenindex an der Faserachse ausgedrückt als

II.. =

ti»,, d/.

und y der Profil-Dispersionsparameter ist, der durch Gleichung (15) definiert ist. u, wund ν sind Parameter, die Eigenschaften der optischen Faser angeben, und J bezeichnet die Besselfunktion des ersten Typs, während K die modifizierte Besselfunktion des ersten Typs darstellt. Die Gleichung (10) und (11) werden in Bezug auf u, w und ν in diesem Fall befriedigt wie folgt:

ifÄ',, (

J₁(Il)

A',

a + 2

(10)

eingesetzt, um die Gruppenverzögerungsdifferenz r^zu erhalten.

Die Gruppenverzögerungsdifferenz Td ist definiert als:

wobei τ^ι und Tg₀ die Gruppenverzögerungen der LPn- und LPoi-Moden respektive bedeuten.
Als nächstes wird die Prozedur zur Bestimmung der

ίο Gruppenverzögerungsdifferenz Xd der beiden Moden LPoi und LPn zusammengefaßt. Die Werte für den Brechungsindex no, dessen Ableitung dno/dA und damit für den Gruppenindex ng, die relative Brechungsindexdifferenz Δ, sowie deren Ableitung άΔ/άλ und damit der Profildispersionsparameter y sind durch die Wahl des Materials für Faserkern und Fasermantel und der Betriebswellenlänge λ vorgegeben. Die Werte α und ν sind Parameter der Rechnung und werden daher physikalisch sinnvoll vorgegeben. Damit ist auch der Kernradius a festgelegt. Die Konstanten uund w für den LPor und den LPn-Moden werden sodann aus den Gleichungen (10) und (11) bestimmt. Einsetzen dieser Werte in die Gleichungen (6) bis (9) ergibt Q und X, mit denen schließlich die Gruppenverzögerungen T₁₀ des

2j LPoi-Moden und v_gx des LPn-Moden aus Gleichung (5) bestimmt werden. Für jedes vorgegebene Paar von α und ν wird die obige Prozedur wiederholt. Aus dieser Rechnung erhält man den Satz a. und v, bei dem die Gruppenverzögerungen Tg₀ und r_#1 übereinstimmen.

j« Wenn die Werte Tg₀ und τ_ελ übereinstimmen, ergibt sich aus g*= 1 Ιτd— 1 /(r^ — Tg₀), daß g= <χ> wird.

F i g. 3 zeigt die Abhängigkeit der Gruppenverzögerung Tg von dem Wert ν für beide Moden, wobei λ = 4,5 und y=0 ist. Es ist in Fig.3 zu beachten, daß die

r, Gruppenverzögerungen der beiden Moden bei ν=4,605 zusammenfallen. Dieser Wert von κ (=4,605) ist auch der gleiche Wert wie die Grenzfrequenz ν& des Moden der zweiten höheren Ordnung. Bei Fig.3 wird angenommen, daß die Brechungsindexdifferenz Δ

w konstant ist und nicht von der Wellenlänge abhängt. Von den Daten analog zu Fig.3 ausgehend ist der Bereich von Werten v, bei dem die Bedingung einer größeren Bandbreite als g= 1 GH_Z · Km für gegebene Werte von α und Δ erfüllt ist, in den F i g. 4 (A), 4 (B) und 4(C) gezeigt. Fig. 4 (A) zeigt den Fall für 4=0,004, Fig.4 (B) zeigt den Fall für 4 = 0,003 und Fig.4 (C) zeigt den Fall für Δ = 0,002. In diesen Figuren zeigen die gestrichelten Linien auf der rechten Seite der Darstellung der Grenzfrequenz v& der Modengruppe der zweiten höheren Ordnung (LP21, d. h. HE31 und EH11 Moden). Es ist zu beachten, daß eine normalisierte Frequenz, die höher als die Grenzfrequenz va liegt, nicht ausgenutzt werden kann, da Moden höherer Ordnung ins Spiel gebracht werden, die höher liegen βίΓ

ο die Moden der zweiten höheren Ordnung.

Die Grenzbedingung für ν& ist gegeben durch w= 0. Wenn der Wert χ vorgegeben ist, wird die Grenzfrequenz Va wie folgt erhalten:

(11)

>V2 =

wobei ν die oben definierte, normalisierte Frequenz ist Aus den Gleichungen (10) und (11) können die Konstanten u, wfür die Moden LP01 oder LPu bei einer vorgegebenen, normalisierten Frequenz erhalten werden. Das Resultat wird in der Gleichung (5) bis (9) wobei u aus der Gleichung (10) mit w= 0 erhalten wird.

In den F i g. 4 (A) bis 4 (C) liegen die Werte für ν und Oi, bei denen die erwünschte Bandbreite erfüllt wird, in einem Bereich, der durch zwei Kurven eingegrenzt wird, die beide den gleichen Wert ghaben.

Um eine breitbandige Faser zu erhalten, deren Brechungsindexverteilung durch Gleichung (4) definiert ist, d. h. um beispielsweise eine Bandbreite von 10 GH_zKm zu erzielen, wenn 4 = 0,003 ist. kann eine Kombination von ν und α in dem Bereich zugelassen werden, der durch die langen gestrichelten Linien umgeben ist, die als g= 10 in F i g. 4 (B) bezeichnet sind. Wenn beispielsweise α = 4,5 ist, ist der Bereich für ν gegeben durch 4,5 S v₌ 4,605. Ferner ist zu beachten, daß der größere v-Wert bevorzugt ist, um einen größeren Kerndurchmesser zu erhalten. Mit anderen Worten sollte der Wert ν nahe bei der Grenzfrequenz Vc2 für den Moden der zweiten höheren Ordnung liegen unter der Bedingung, daß der Wert ν kleiner als die Grenzfrequenz va ist.

Die zulässige untere Grenze des Wertes α wird unter Berücksichtigung des Wertes va bestimmt und wird als λ = 4,5 ermittelt, wobei bei diesem Wert die Kurve v_c2 die Kurve g= oo in den F i g. 4 (A) bis 4 (C) schneidet. Die Kurve g= °o bedeutet, daß die Bandbreite unendlich, d. h. die Gruppenverzögerungsdifferenz Td= 0, ist

Andererseits ist die zulässige Obergrenze für den Wert « durch den Kernradius bestimmt, wenn man die Energieverluste an Biegungen der Faser berücksichtigt. Der Biegungsverlust (Verlust an Energie aufgrund einer Biegung in der optischen Faser) ist bei der Standardfaser genauso groß wie bei der Gradientenfaser. Unter der Bedingung eines gleichen Biegeverlustes entspricht die relative Indexdifferenz Δ in einer Gradientenfaser der relativen Indexdifferenz in einer Standardfaser, wie sie durch die folgende, näherungsweise Gleichung angegeben wird.

1,= (aHa + 2)) · Δ.

(12)

Gleichung (12) zeigt, daß die relative Indexdifferenz Δ in einer Gradientenfaser größer als der Wert A_e in einer Standardfaser sein muß, wenn die Biegeverluste in beiden Fasertypen als gleich angenommen werden. Mit anderen Worten ist die Erhöhung des Wertes ν in einer Gradientenfaser nicht proportional zu der Vergrößerung des Kerndurchmessers, solange der Biegeverlust der Gradientenfaser als gleich groß wie der Biegeverlust bei der Standardfaser angenommen wird.

Folglich wird eine neue normalisierte Frequenz v_e definiert, die anzeigt, um wieviel der Kerndurchmesser einer Gradientenfaser erhöht wird unter der Bedingung, daß die Biegeverluste der beiden optischen Fasern damit in Einklang zu bringen sind:

ν,. = ν V A₁JA = vi/a/(a + 2).

(13)

Aus der vorstehend erläuterten Theorie kann man die Obergrenze für den Wert « bestimmen ais 5,4 («Si 5,4) unter der Annahme, daß der Kerndurchmesser auf den Wert erhöht wird, der aus 90% der Wertes v_e für α=4,5 abgeleitet wird. « = 5,4 wird wie folgt abgeleitet. In Fi g. 4 (B) zeigt der Kreuzungspunkt der Kurve «=44 und der Kurve g= <» den Wert v=4,61. Als nächstes zeigt der Kreuzungspunkt von v=4,04 (v_c=3,83 χ 0,9=3,45) und der Kurve g=°° den Wert «=5,4. Folglich erfüllt der Bereich der Werte α die Ungleichung 44 S λ S 5,4.

Die Struktur der optischen Faser wird so gewählt daß der Bereich von « die vorstehende Bedingung erfüllt und daß der Wert von Δ in dem erlaubten Bereich bei den ausgewählten Werten von α ist Für «=4,5 und v= 4,5 ist beispielsweise die relative Indexdifferenz A_e der erfindungsgemäßen Gradientenfaser etwa gleich ²Λ des entsprechenden Wertes bei Standardfasern. Unter der Annahme, daß der Biegeverlust bei der erfindungsgemäßen Gradientenfaser der gleiche ist wie bei einer Standardfaser wird die äquivalente normalisierte Frequenz (vj/«/(« + 2) ), die zu einer Vergrößerung des Kerndurchmessers bei einer optischen Faser beiträgt, gleich v_e = 4,50xi/273 = 3,67. Dieser Wert v_f=3,67 ist

ίο nahezu 1,5 mal so groß wie der maximale Wert v= 2,405 bei einer herkömmlichen Monomode-Standardfaser mit stufenförmiger Änderung des Brechungsindexes an der Grenzfläche zwischen Kern und Mantel. Man kann daher zusammenfassen, daß, wenn die Werte von λ, η und der äquivalente Wert von Δ vorgegeben sind, der resultierende Kerndurchmesser bei der erfindungsgemäßen Gradientenfaser um das l,5fache größer sein kann als bei früheren Fasern.
F i g. 5 zeigt die Brechungsindexverteilung der erfindungsgemäßen Gradientenfaser, wobei folgende Werte vorhanden sind:

Wellenlänge = 1,25 μπι
Brechungsindex /J= 1,4521
Differenz Δ = 0,003 ± 0,00015
Exponent «=4,45 ±0,11

Radius a: 14,94S2a< 16,54 μπι
Außendurchmesser 2b=(130 ± 1) μπι

In F i g. 5 zeigt die Abszisse den Abstand von dem

jo Kernmittelpunkt und die Ordinate den Brechungsindex

n. Der schraffierte Bereich zeigt den möglichen Bereich, wo eine Bandbreite von wenigstens 10GH_z-Km erreicht wird.

Es ist zu beachten, daß bei den vorstehenden

jj Erläuterungen angenommen wurde, daß der Wert unabhängig von Wellenlänge λ ist. Der Wert Δ hängt jedoch in einem geringen Maße von der Wellenlänge ab.

Die Änderung des Wertes Δ wird durch den Profil-Dispersionsparameter y ausgedrückt, der in Gleichung (5) auftaucht.

ν = -(2n„/H_v) (λ/Α) (άΔ/άλ),

(14)

wobei n_e der Gruppenindex an dem Kernmittelpunkt ist.

F i g. 6 zeigt die mögliche Untergrenze «o des Wertes λ und den Wert vo, der derjenige Wert von ν ist, an dem α = «ο ist, wenn y mit berücksichtigt wird. Es ist in F i g. 6 zu beachten, daß der Wert α bei y=0 selbstverständlich «0=4,5 ist. Aus Fig. 6 ist ebenfalls zu ersehen, daß der Bereich von «o von 3,2 bis 6 geht, wenn y sich von — 0,3 bis 0,3 ändert. Die Kurve von F i g. 6 kann mit derselben Methode erhalten werden, wie im Zusammenhang mit den Fig.4(A) bis 4 (C) erläutert wurde unter der Annahme, daß der Wert A = 0,2 bis 03% beträgt.

F i g. 7 zeigt eine Einrichtung zur Herstellung der erfindungsgemäßen Gradientenfaser durch chemische Abscheidung aus der Dampfphase, siehe US-PS 37 11262. In Fig.7 sind drehbare Rahmen Ha, 116 dargestellt die von einem Motor 18 gedreht werden. Zwischen den Rahmen ist ein hohles Rohr 10 aus S1O2 montiert und dreht sich in der durch den Pfeil A angegebenen Richtung. Ein verschiebbarer Brenner 12 bewegt sich in horizontaler Richtung entlang der Schraube 17, um das hohle Rohr 10 zu beheizen. Einige Gase, beispielsweise Ge, P, Al oder B werden in das hohle Rohr 10 durch das Rohr 13 eingeführt und eine dünne Schicht wächst an der Innenwand des hohlen Rohres. Diese auf der Innenseite gewachsene Schicht

dient dann als Kern für eine optische Faser. In dem in F i g. 7 gezeigten Ausführungsbeispiel der Einrichtung wird das in das hohle Rohr 10 eingeführte Gas aus GeCU, O2 und SiCU gebildet. Im übrigen ist ein Ständer 14 vorgesehen, um die Drehrahmen, den Brenner, das hohle Rohr und den Motor zu tragen. Ein Behälter 15, der das SiCU enthält, wird von einem weiteren Gestell 16 getragen. Nachdem die Innenschicht in dem hohlen Rohr voll ausgewachsen ist, wird das Rohr 10 ausgezogen, um eine dünne, lange optische Faser zu

10

bilden. Durch allmähliche Erhöhung der Konzentration des Dotiemngsmittels ist der Brechungsindex des mittleren Teiles des Kernes größer als der des Randbereiches des Kerns. Folglich kann die gewünschte Brechungsindexverteilung durch Steuerung der Konzentration des Dotierungsmittels erhalten werden.

Ein anderes Verfahren zur Herstellung der erfindungsgemäßen Gradientenfaser ist die axiale Abscheidung aus der Dampfphase, siehe US-PS 40 62 665.

Hierzu 3 Blatt Zeichnungen

Claims

Patentansprüche:

1. Optische Gradientenfaser mit einem Kern und einem Mantel, der den Kern koaxial umgibt, wobei die Brechungsindexverteilung π in Abhängigkeit von dem radialen Abstand rvon der Kernachse gegeben ist durch: