DE3231832A1

DE3231832A1 - Optische faser

Info

Publication number: DE3231832A1
Application number: DE19823231832
Authority: DE
Inventors: Takao Mito Ibaragi Edahiro; Toshihito Hosaka; Juichi Noda; Katsunari Okamoto; Yutaka Sasaki
Original assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Current assignee: Nippon Telegraph and Telephone Corp
Priority date: 1981-08-27
Filing date: 1982-08-26
Publication date: 1983-03-17
Also published as: NL187873B; GB2104680A; FR2512214A1; FR2512214B1; US4480897A; DE3231832C2; CA1181274A; NL187873C; JPS5835503A; JPS6258481B2; GB2104680B; NL8203146A

Description

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u.Z.: Pat 129/11-82E München, den

26. August 1982

vS/6/js

NIPPON TELEGRAPH & TELEPHONE PUBLIC CORPORATION

Tokyo/Japan

"Optische Faser"

Beanspruchte Priorität:

Datum: 27. August 1981

Land: Japan

Az: 133334/'8l

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Briefanschrift Postfach 86032^l) · 8000 München 86

Nippon Telegraph & Telephone München, den

Public Corporation, Tokyo 26. August 1982

u.Z.: I&t 129/11-82E vS/6/js

Optische Faser

Die Erfindung bezieht sich auf eine optische Faser für eine Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation, insbesondere auf eine optische Faser gemäß der im Oberbegriff des Anspruchs 1 angegebenen Gattung. Derartige Fasern sind in kohärenten optischen Übertragungssystemen, in optisehen Meßanordnungen, als Koppelglieder an integrierte Schaltkreise, usw. verwendbar.

Gibt man die Ausbreitungskonstanten von Licht im HE...-Mode, das in zwei zueinander orthogonalen Hauptachsen einer optisehen Faser polarisiert ist, mit den Symbolen $_χ und β an, dann läßt sich die modale Doppelbrechung B wie folgt wiedergeben:

B = ((i_x - jj_y)/k (1)

Das Symbol k steht hierbei für die Wellenzahl von sich im Vakuum ausbreitendem Licht und wird durch folgende Gleichung wiedergegeben: k = 27Γ/Λ (A = Vakuumwellenlänge) .

_5_

Bekanntlich muß die modale Doppelbrechung B größer als etwa 10 sein, wenn der linear polarisierte Zustand von Licht nicht durch externe Kräfte, beispielsweise Biege- oder Druckkräfte gestört werden soll. Hierbei wird angenommen, daß linear polarisiertes Licht in Richtung der Hauptachse einer optischen Faser einfällt (s. z.B. R. Ulrich et al "Bending-induced birefringence in single-mode fibers" Optics Ltt. Vol. 5, No. β, S. 273-275, 1981). In diesem Zusammenhang wurden zur Erhöhung der modalen Doppelbrechung folgende Vorschläge gemacht:

Vorsehen eines nicht kreisförmigen Kernes in der Mitte einer Ummantelung (s. z.B. C. Yah, "Elliptical

•|5 dielectric waveguides", Journal of applied Physics. Vol. 33. No. 11, S. 3235-3243, 1962) oder Anordnen eines Paares von zweiten Ummantelungen zu beiden Seiten eines zentrischen Kernes/ wobei die zweiten Ummantelungen aus einem Material aufgebaut sind/ das einen anderen thermischen Ausdehnungskoeffizienten hat als der zentrische Kern und eine Ummantelung. Hierdurch wird eine asymmetrische Spannung auf den zentrischen Kern ausgeübt (s.

deutsche Pat.-Anm. P 32 01 342.6-51, desselben Anmelders; Titel "Optische Faser für Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation").

Die modale Doppelbrechung B einer optischen Faser mit nicht kreisförmigem Kern läßt sich durch folgende Gleichung wiedergeben:

^{B = ( ß}xo - ^ß yo^{)/k + p} '^{σ χ ~ ° y^} ' Die Symbole β und 0 stehen für die Ausbreitungs-

NTT

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konstanten bei spannungsfreiem Zustand, die Symbole ^_x und **_v für die Hauptspannungen (kg/mm²) in den Hauptachsenrichtungen und das Symbol P für den fotoelastischen Koeffizienten von Quartzglas. Letzterer ergibt sich durch folgende Beziehung:

P = 3.36 x 10~⁵ (mm /kg) ...(3)

Der erste Term der Gleichung (2) wird geometrische Anisotropie B genannt, der zweite spannungsinduzierte Doppelbrechung B . Die Exzentrizität der elliptischen optischen Faser wird bekanntlich durch folgende Gleichung wiedergegeben:

ε = 1 - 7 ...(4)

3.

Hierbei repräsentieren a die große Halbachse und b die kleine Halbachse der Ellipse.

Die geometrische Anisotropie B und die spannungsinduzierte Doppelbrechung B einer optischen Faser mit einer Exzentrizität 6 = 0,4 und einer relativen Brechzahldifferenz Δ = 0,6% ergeben sich zu B = 1,2 χ 10~⁵ und B_g = 3,1 χ 10~⁵. Die modale Doppelbrechung B ergibt sich demnach zu

B = B + B_s = 4,3 χ 10⁵ . . . (5) .

Die Verzögerungszeiten pro Längeneinheit von orthogonal polarisierten Moden einer optischen Faser mit einer einzigen Polarisation ergeben sich zu

1 ^d(ix
T_x = UdTT --·⁽⁶⁾

C dk . "·⁽⁷⁾

NTT

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-7-

Unter den vorgenannten Voraussetzungen ergibt sich die Verzogerungszeitdifferenz (Polarisations-Moden-Dispersion) pro Längeneinheit D der zwei Polarisationsmoden durch folgende Gleichung:

^υ ^Tx ^Ty C ⁽dk dk ' ..

Hierbei wird die Vakuurnlichtgeschwindigkeit durch das Symbol C ausgedrückt. Unter Berücksichtigung der Gleichungen (1) und (2) ergibt sich die Polarisations Moden-Dispersion D durch die nachstehende Gleichung:

^{D =(τ}χθ - ^Tyo^{) +} C ^(σχ -° Y^} "·⁽⁹⁾

Der erste Term der rechten Seite der Gleichung (9) gibt die Verzogerungszeitdifferenz in Abwesenheit asymmetrischer Spannung wieder - er wird mit D symbolisiert -, der zweite Term die Verzogerungszeitdifferenz infolge induzierter Spannung - er wird mit dem Symbol D belegt. Bei einer optischen Faser mit einem elliptischen Kern ergibt sich die spannungsinduzierte Verzogerungszeitdifferenz D wie folgt:

Hierbei steht das Symbol n₁ für die Brechzahl des Kernes. Die Größe F(v) ist eine Funktion, die von der normierten Frequenz ν und der Exzentrizität 6 abhängt. Die bei Spannungseinwirkung auftretende Polarisations-Moden-Dispersion läßt sich experimentell ermitteln.

Sind beispielsweise Δ= 0,6%, £= 0,4 und ν = 0,9 = ν (mit ν : = Grenzfrequenz einer optischen Faser mit elliptischem Kern) dann ergibt sich - wegen F(v) = 0,16 35

NTT -8-

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D = 11 (ps/km) ... (11)

-5
und wegen B =3,1x10

B
D_s = ~ = 103 (ps/km) ...(12)

Für den vorgenannten Fall ergibt sich demgemäß die Polisariations-Moden-Dispersion zu

D = D + D= 114 (ps/km) ...(13)

g s

Die Polarisations-Moden-Dispersion D einer optischen Faser mit einer einzigen Polarisation läßt sich für den Fall, daß eine asymmetrische Spannung in Richtung der X-Achse durch ein Paar fächerförmiger spannungsinduzierender Elemente induziert wird, ermitteln (s. Hosaka et al "Single-polarization optical fiber having asymmetrical refractive index pits" OQE81-22, S. 43 48, 1981). Hierbei wird angenommen, daß der Kern aus GeO« - SiO„, die spannungsinduzierenden Elemente aus B₂O_ - SiO„ und der Mantel aus SiO„ besteht; ferner, daß der Kern eine relative Brechzahldifferenz Δ = 0,61%, eine Exzentrizität E= 0,07, die spannungsinduzierenden Elemente eine spezifische Brechzahldifferenz Δ = -0,44

% und der Mantel einen Außendurchmesser 2d = 160 μπι aufweisen.

Eine optische Faser mit einer einzigen Polarisation und einer, großen modalen Doppelbrechung B -,die zum Zwecke der Stabilisierung der Polarisationseigenschaften gegen externe Kräfte verwendet wird»- hat eine große Polarisations-Moden-Dispersion D. Dies wird anhand der beigefügten Zeichnungen noch erläutert werden.

Eine derartige optische Faser, in der eine (geringe) Modenkopplung

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zwischen zwei Polarisationsmoden besteht/ weist eine große Polarisations-Moden-Dispersion auf, mit der Folge, daß die Ausbreitungseigenschaften in kohärenten optischen Ubertragungssystemen od. dgl. deutlich verschlechtert werden.

Ausgehend von vorgenanntem Stand der Technik liegt der Erfindung die Aufgabe zugrunde, die gattungsgemäße optische Faser - unter weitestgehender Beibehaltung ihrer bisherigen Vorzüge - derart weiterzuentwickeln, daß deren Polarisations-Moden-Dispersion reduziert wird, im günstigsten Fall ganz verschwindet.

Diese Aufgabe wird dadurch gelöst/ daß die gattungsgemäße optische Faser gemäß dem Kennzeichen des Anspruchs 1 weitergebildet ist.

Nachstehend wird die Erfindung unter Bezugnahme auf die beigefügten schematischen Zeichnungen noch näher erläutert.

In den Zeichnungen zeigen:

Fig. 1 eine schematische Darstellung eines Me ßsystems zur Messung der Polarisations-Moden-

Dispersion;

Fig. 2 einen Querschnitt durch ein bevorzugtes Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen optisehen Faser;

Fig. 3 eine graphische Wiedergabe des Kontrastes der Interferenzstreifen bei einer optischen Faser mit einer Länge von 1 m und 400 m; 35

NTT "¹⁰~

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• -f. W ■*

-10-

Fig. 4 eine graphische Darstellung der Funktion G(v) , welche die geometrische Doppelbrechung einer optischen Faser mit elliptischem Kern festlegt;

Fig. 5 eine graphische Darstellung der Funktion H(v) = G(v) - F(v), in Abhängigkeit der normierten Frequenz v;

Fig. 6 eine graphische Darstellung der Abhängigkeit

der normierten Grenzfrequenz ν einer Faser mit elliptischem Kern von der Exzentrizität £ ;

Fig. 7 eine graphische Darstellung der Abhängigkeit der Funktion G(v), welche die geometrische

Doppelbrechung einer optischen Faser mit elliptischem Kern bestimmt, von der Exzentrizität c;

Fig. 8 eine graphische Darstellung der Beziehung

zwischen der Exzentrizität ζ. und der Funktion F(v), welche die Polarisations-Moden-Dispersions-Kennlinie einer optischen Faser mit elliptischem Kern festlegt;

Fig. 9 eine graphische Darstellung der Abhängigkeit

zwischen der Exzentrizität £ und der in Fig. gezeigten Funktion H(v);

Fig. 10 eine graphische Darstellung der Beziehung

zwischen der Exzentrizität £ und der Größe Q₁ = 10"⁵Zn₁ n*c ;

Fig. 11 eine graphische Darstellung der Beziehung zwischen der Exzentrizität £ und der Größe

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Q₀ = 5 χ 10 ⁵/η, Α\ ;

Fig. 12 eine graphische Darstellung der Wellenleiter-

—5 parameter, die der Gleichung H(v) =1x10 / η. Λ²£ genügen;

Fig. 13 eine graphische Darstellung der Wellenleiter-

—5 parameter, die der Gleichung H(v) = 5 χ 10 /

η.. A²^ genügen;

Fig. 14 eine graphische Darstellung der Wellenleiterparameter, die ein Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen optischen Faser für eine Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation und einer modalen Doppelbrechung B = 1 χ 10

aufweist;

Fig. 15 eine graphische Darstellung der Wellenleiterparameter, die ein Ausführungsbeispiel der erfindungsgemäßen optischen Faser für eine

Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation und einer modalen Doppelbrechung B = 5 χ 10 aufweist;

Fig. 16 einen Teil-Querschnitt eines Ausführungsbeispiels der erfindungsgemäßen optischen Faser;

Fig. 17 eine graphische Darstellung der Beziehung

zwischen der Spannungsdifferenz d - er des Kernes und der spezifischen Brechzahldifferenz

Λ (molarer Prozent:

zierenden Elemente;

Λ (molarer Prozentsatz) der spannungsindu-

Fig. 18 eine graphische Darstellung einer weiteren Beziehung zwischen der Spannungsdifferenz

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C_x ^-C^ des Kernes und der spezifischen Brech-

Jt

zahldifferenz Δ (molarer Prozentsatz) der Spannungsinduzierenden Elemente; und

Fig. 19 und 20 graphische Darstellungen der Beziehungen zwischen der spezifischen Brechzahldifferenz A der spannungsinduzierenden

Elemente und der relativen Brechzahldifferenz A unter der Randbedingung, daß gilt: B = 1 χ 10~⁵ und B = 5 χ 10~⁵.

Vor einer Beschreibung der Erfindung werden die Gründe für die Verwendung der eine asymmetrische Spannung induzierenden Elemente bei der zum Stande der Technik gehörenden optischen Faser mit einer einzigen Polarisation erläutert. Die Polarisations-Moden-Dispersion, d.h. die Verzögerungszeit-Differenz zwischen den zueinander orthogonal stehenden HE₁₁- und HE₁₁-Moden, einer derartigen optischen Faser wird mit der in Fig. 1 schematisch dargestellten Meßanordnung gemessen. Die dargestellte Meßanordnung ist aufgebaut aus einem Halbleiter-Laser 4 (λ = 1,29 um), einem Linsensystem 5, λ/2 Plättchen 6, einer optischen Faser 7 mit einer einzigen Polarisation, einem Wollaston-Prisma 8, einem Filter 9, einem halbdurchlässigen Spiegel 10, einem PbS-Detektor 11, einem Monitor 12, einem stationären Spiegel (M1) 13 und einem beweglichen Spiegel (M2) 14. Obengenannter Meßanordnung liegt folgendes Meßprinzip zugrunde: Im folgenden werden die Lichtintensitäten des HE₁₁- und des HeY₁-Mode auf der Oberfläche des Detektors 11 mit dem Symbol I« bzw. I_? wiedergegeben; die Differenz D zwischen den Verzögerungszeiten dieser beiden Moden durch das Symbol AT , wobei gilt ΔΤ = DL (mit L = Länge der optischen Faser 7). Die resultierende Intensität I

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wird dann durch die nachstehende Gleichung wiedergegeben :

I = Ι1+ΐ2+2/ΙϊΪ2ΐγ(Δτ) | cos <ζί(Δτ)· cosfi --.(14J 5

Hierbei bedeuten die Symbole
γ: komplexer Kohärenzgrad,
φι Phasenwinkel des Kohärenzgrades und ifl: einen Winkel zwischen den beiden polarisierten Lichtstrahlen auf der Oberfläche des Detektors

Durch Justierung des λ/2-Plättchens 6 ist es möglich, den Winkel €L· = 0 zu machen, mit der Folge, daß cos.fl = gilt. Der Kontrast V der Interferenzstreifen ist wie folgt definiert:
15

V= ¹^aX - !min ₌ 2/ H+I₂ ■ . ι . . . M51 Imax + Imin ΐχ+12 ^|Ύ '

Durch Justierung des Filters 9 können die beiden Lichtintensitäten I₁ und I» einander gleichgemacht werden, mit der Folge, daß gilt:

V = |γ( Δτ ) I ·· · ⁽¹⁶⁾

Es ist bekannt, daß der komplexe Kohärenzgrad y gleich 1 wird, wenn für die Verzögerungszeitdifferenz AX - 0 gilt, also JY(O)I = 1. Demnach wird der Kontrast der Interferenzstreifen ein Maximum, wenn gilt: AT= 0 und V= 1. In Fig. 1 ist der bewegliche Spiegel M2 bzw. so positioniert, daß der Kontrast V bei einer Länge L der optischen Faser 7 ein Maximum wird. In Fig. 1 wird durch das Symbol M2' bzw. 14' diejenige Position wiedergegeben, bei welcher der Kontrast V maximal bei einer optischen Faser 7 mit einer Länge von 1 m wird. M2¹ gibt hierbei die Position des beweglichen Spiegels wieder, in welcher beide Arme des in Fig. 1 gezeigten

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Interferometers eine gleiche optische Länge haben, bei einer optischen Faser 7 von 1 m Länge die Polarisations-Moden-Dispersion also mit Null angegeben werden kann. Hat die optische Faser 7 die Länge L, dann erreicht die HEjj - Mode-Welle die Endfläche der Faser eher als die HE₁ -Mode-WeIIe. Die Zeitdifferenz ist hierbei wiedergegeben durch die Beziehung At = (t - ΐ )L. Wird nun die optische Weglänge des Lichtstrahls längs des vorderen Interferometerarms um C Δ Γ verkürzt, dann wird der Kontrast V wieder ein Maximum. Bezeichnet man die Verschiebung des beweglichen Spiegels 14 mit dem Symbol I , dann gilt folgende Relation: C Af= 2 ti..

Demgemäß ergibt sich die Polarisations-Moden-Dispersion D wie folgt:

^D ~ X YL CL . . . U /J

Die entsprechenden Meßergebnisse für eine optische Faser mit einer einzigen Polarisation und einem Paar

spannungsinduzierender Elemente zu beiden Seiten eines zentrisch angeordneten Kernes sind in Fig. 3 dargestellt. Hieraus ergibt sich der Betrag der Verschiebung des beweglichen Spiegels 14 zu
25

£ = 16.47 mm (L = 400 m) ...(18)

Setzt man den oben gefundenen Wert von £ in Gleichung 17 ein, ergibt sich folgende Polarisations-Moden-Dispersion:

D = 275 (ps/km) ...(19)

Die erfindungsgemäße optische Faser mit einer einzigen Polarisation hat eine Polarisations-Moden-Dispersion,

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die gleich Null ist. Die optische Faser ist eine Faser für eine Einmodenwelle und weist einen elliptischen Kern 20, ein Paar segmentförmiger spannungsinduzierender Elemente 21 und einen Mantel 23 auf. Die erfindungsgemäße optische Faser ist in Fig. 2 dargestellt. Die Polarisations-Moden-Dispersion D einer derartigen optischen Faser ergibt sich - ausgehend von den Gleichungen (9) und (10) - wie folgt:

D = § U₃A²EF (v)+| -(σ_χ-σ^) ...(20)

Oben wiedergegebene Polarisations-Moden-Dispersion D ist dann gleich Null, wenn folgende Gleichung erfüllt ist:

U₁A²EF(VHP- (σ_χ-σ_γ) = 0 ...(21)

Ausgehend von den Gleichungen (2) und (21) ergibt sich die modale Doppelbrechung B unter den vorstehend genannten Bedingungen wie folgt:

B= Xi₁^²SG(ν)+Ί>- (σ_χ-σ_γ)=ηιΔ²ε [G(v)-F(v)]

...(22) = Ji₁A ²EH(V)

Im Falle eines elliptischen Kernes 20 gilt:

^Bg ⁼ (ß_xo-ß_yo)/k=_niA²EG(v) _₍₂₃₎

Die Werte von G(v) für unterschiedliche Werte von £ sind in Fig. 4, die Abhängigkeit von H(v) von der normalisierten Frequenz ν ist in Fig. 5 dargestellt.

Um die Polarisationseigenschaften einer optischen Faser mit einer einzigen Polarisation gegen externe Kräfte zu stabilisieren, sollte die modale Doppelbrechung B größer als 1 χ 10 sein.

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Nachfolgend werden Berechnungen des strukturellen Aufbaus der optischen Faser für zwei Fälle wiedergegeben, nämlich für

I) B = 1 χ 10"⁵ und

II) B = 5 χ 10~⁵.

Eine kurze Zusammenfassung der Herstellung einer optischen Faser, deren Polarisations-Divergenz bzw. -Dispersion gleich Null ist, wird nachstehend wiedergegeben: 1) Man bestimme eine Kombination von relativer Brechzahldifferenz Δ , Exzentrizität £ und normalisierter

Frequenz ν derart, daß folgende Beziehungen gelten: B = 1I₁A²EH(V) = 1 x 10~⁵ oder

= 5 χ 10~⁵.

Gleichzeitig wird der Wert von n.A²E F(v) bestimmt. 2) Man bestimme die spannungsinduzierenden Elemente derart, daß folgende Beziehung gilt: ^(ox " ^e*y^{) =} -n/² € F(v)/P.

Vor der endgültigen Festlegung der optischen Faser mit einem elliptischen Kern ist es erforderlich, deren Grenzfrequenz ν zu kennen. Fig. 6 gibt die Beziehung zwischen der Exzentrizität £ und der Grenzfrequenz ν wieder. Die Grenzwellenlänge λ ergibt sich wie folgt:

χ = 2£ ma ^2Δ
c >v_c -¹- ...(24)

Unter Berücksichtigung der Gleichung (21) und der nachstehenden Gleichung v= (2 TT/ X)Ti₁ElSTH ergibt sich: 30

Aus Vorstehendem ergibt sich, daß bei der Behandlung von optischen Fasern für Einmodenwellen die Verwendung des Verhältnisses v/v als Parameter von Vorteil ist.

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Die Fig. 7,8 und 9 geben die Abhängigkeit der Funktionen G(v), F(v) und H(v) von der Exzentrizität £ wieder, wobei als Parameter das Verältnis v/v gewählt wurde.

Im folgenden werden bezeichnet:

Fall I: der Fall, in welchem gilt:

B = n.jÄ²£ H(v) = 1 χ 10~⁵.

Fall II: der Fall, in welchem gilt:

B = n^'€ H(v) = 5 χ 10"⁵.

Demgemäß ist es erforderlich, die Größen A, £ und ν
derart zu bestimmen, daß gilt:

im Fall I: _. . _ lxlO~ . _ _n ...(26) und . ^η1^{Δ e}

im Fall II: _{H(v) =} 5χ1θ"⁵ _{= Q} ...(27)

Die Größen Q₁ und Q₂ sind hierbei Funktionen lediglich der relativen Brechzahldifferenz A und der Exzentrizitat £. Die funktioneile Abhängigkeit der Größen Q₁ und Q₂ von der Exzentrizität C ist in Fig. 10 bzw. 11
wiedergegeben. Hierbei ist die Größe Λ als Parameter
gewählt worden. Diejenigen Wertekombinationen der
GrößenA, £ und v, die den Gleichungen (26) bzw. (27)

genügen, können wie folgt ermittelt werden:

Fall I: durch Übereinanderlegen der Fig. 9 und 10 und Ermittlung der Schnittpunkte der Kurven H(v) und Q. ;

Fall II: durch Übereinanderlegen der Fig. 9 und 11

und Ermittlung der Schnittpunkte der Kurven H(v) und Q„.

Die auf diese Weise erhaltenen Beziehungen zwischen den Größen Δ, £ und ν sind für den Fall I in Fig. 12 und

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it Λ it 9 · ♦ *

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für den Fall II in Fig. 13 dargestellt, wobei jeweils das Verhältnis v/v als Parameter gewählt worden ist.

Aus den genannten Figuren ergibt sich, daß für B = 1 χ 1O~⁵ (Fall I) Δ größer als 0,3% und für den Fall B = 5 χ 10~⁵ (Fall II) A größer als 1% sein sollte.

Gleichzeitig ergibt sich aus den beiden genannten Figuren, daß die Exzentrizität £ mit steigender relativer Brechzahldifferenz abfällt.

Unter Verwendung der Fig. 12 und 13 werden die Parameter einer in der Praxis einsetzbaren Wellenleiter strukturbestimmt. Für die nachfolgend wiedergegebene Struktur der optischen Faser wird angenommen, daß das Verhältnis v/v = 0,95 und die Wellenlänge λ= 1,3 μΐη ist. Unter diesen Voraussetzungen liefert Gleichung (25) als ^:.Grenzwellenlänge λ = 1,235 um. Werden aus den Kurven v/v = 0,95 in den Fig. 12 und 13 die Beziehungen zwischen der relativen Brechzahldifferenz A,

der großen Halbachse a des Kernes und der Exzentrizität £ ermittelt, dann ergeben sich für den Fall I die in Fig. 14 und für den Fall II die in Fig. 15 dargestellten Kurven.
25

Vorstehend wurde die Bestimmung von Wellenleiterparametern, nämlich der Wellenleiterparameter relative Brechzahldifferenz Δ , Kerndurchmesser bzw. große Halbachse a und Exzentrizität £ beschrieben, die notwendig sind, um eine Polarisations-Divergenz bzw. -Dispersion herbeizuführen, die gleich Null ist. Aus Fig. ergibt sich dann der bzw. die entsprechende(n)Wert(e) für die Kurve F(v).

Danach müssen die spannungsinduzierenden Elemente so

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bestimmt werden, daß folgende Gleichung erfüllt ist: ^σχ~^σ _Υ ⁼~Ρ ^η1^Δ2εΡ(ν) ...(28) ·

Fig. 8 zeigt, daß F(v) positiv ist, ausgenommen der Fall, in dem v/v =1,0 gilt.

Aus Gleichung (28) ergibt sich, daß die Spannungsdifferenz im Kern folgender Beziehung genügen sollte: 10

O_x - Oy < 0 ...(29)

Ohne die spannungsinduzierenden Elemente sollte Differenz im elliptischen Kern einer optischen Faser der Beziehung (c - er ) > 0 genügen. Demgemäß sollten

χ y

die spannungsinduzierenden Elemente in Richtung der Y-Achse angeordnet sein, wie in Fig. 16 gezeigt. In Fig. 16 bedeuten die Symbole η die Brechzahl des spannungsinduzierenden Elementes, r.. und r„ dessen Innen- bzw. Außenradien und θ den in Fig. 16 gezeigten, von der Y-Achse aus gemessenen Winkel. In .diesem Fall beträgt der Äußendurchmesser der optischen Faser 2d = 125 um. Vor einem Festlegen des strukturellen Aufbaues des spannungsinduzierenden Elementes ist es notwendig, die Abhängigkeit der Spannungsdifferenz im Kern von der Brechzahl (ino3-arer Prozentsatz des als Dotierungsstoff für die spannungsinduzierenden Elemente verwendeten B₉O-J der spannungsinduzierenden Elemente zu untersuchen, wobei der Durchmesser a des elliptischen Kernes, die relative Brechzahldifferenz Δ und die Exzentrizität £. als konstante Parameter gewählt werden.

In den Fig. 17 und 18 ist die Beziehung zwischen der spezifischen Brechzahldifferenz -& und der Spannungsdifferenz (er - C ) der spannungsinduzierenden Elemente wiedergegeben, wobei die obengenannten Parameter

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■ν.: /ν::

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folgende Werte hatten:

Im ersten Fall: Δ = 0,5%; £ = 0,52; a = 5,2 μπι und im anderen Fall: Δ = 1%; E= 0,18,' a = 2,5 μπι.

_ ist hierbei durch folgende Gleichung definiert:

Δ = ^S

Δ
10 ^{S 2n}2²

Die erforderlichen Untersuchungen wurden unter Verwendung der Methode der finiten Elemente durchgeführt und hierbei für r* = 5b, r_ = 10b gewählt, wobei das Symbol b die kleine Halbachse des Kernes repräsentiert. Aus den Fig. 17 und 18 ergibt sich, daß bei Abwesenheit der spannungsinduzierenden Elemente gilt: σ* - ö* >0; ferner, daß mit ansteigender spezifischer Brechzahldifferenz (molarer Prozentsatz) -Δ der spannungsindu-

zierenden Elemente für die Spannungsdifferenz im Kern gilt: ö" ~ C <0. Ferner ergibt sich aus den genannten Figuren, daß die Größe cf - <y linear abhängig von der Größe Δ ist.

Die spezifische Brechzahldifferenz (molarer Prozentsatz) der spannungsinduzierenden Elemente, welche zur Erfüllung der Gleichung (28) führt, wurde aufgrund der oben angegebenen Ergebnisse berechnet. Die Rechenergebnisse sind für den Fall I in Fig. 19 und für den Fall II in Fig. 20 wiedergegeben.
30

Vorstehende Ergebnisse zusammenfassend kann gesagt werden, daß eine erfindungsgemäße optische Faser für eine Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation dadurch herstellbar ist, daß die in den Fig. 14 und 15 wiedergegebenen Wellenleiterparameter sowie ein elliptischer

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Kern und spannungsinduzierende Elemente verwendet werden, die den Daten gemäß Fig. 19 und 20 entsprechen.

Vorstehende Ausführungen haben gezeigt, daß die Polarisations-Moden-Dispersion der erfindungsgemäßen optischen Faser für eine Einrcodenwelle mit einer einzigen Polarisation gleich Null ist, ohne daß hierdurch die polarisationserhaltenden Eigenschaften der optischen Faser für eine Einmodenwelle nachteilig beeinflußt würden.

Die erfindungsgemäße optische Faser eignet sich daher bestens zur Anwendung als kohärentes optisches übertragungssystem, als optische Faser in einem Meßsystem sowie als Koppelglied an einen integrierten optischen Kreis.

In den vorangehenden Ausführungsbeispielen war die relative Brechzahldifferenz Δ S 3% - bezogen auf den Kern. Die genannte Beziehung wurde wegen der Rayleigh-Streuverluste gewählt, da mit steigender Konzentration der Dotierungsstoffe im Kern auch die Rayleigh-Streuung ansteigt. Wird jedoch die erfindungsgemäße optische Faser dort verwendet, wo derartige Streuungsverluste hingenommen werden können, beispielsweise bei einem Faserfühler od. dgl. , dann kann die relative Brechzahldifferenz sogar bis zu 5% betragen. Auch in einem solchen Fall kann eine optische Faser für eine Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation entsprechend den vorstehend beschriebenen Ausführungsbeispielen hergestellt werden.

Zur Frage der Absorptionsverluste infolge des Dotierungsstoffs in den spannungsinduzierenden Elementen wird noch folgendes ausgeführt: Zur Vermeidung von Infrarotlicht-Absorptionsverlusten in den B„O_-SiO_- spannungsinduzierenden Elementen haben letztere in

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diesem Ausführungsbeispiel einen Abstand vom Kern 20, der größer als das Fünffache der kleinen Halbachse b ist. Geht man dagegen von dem Fall aus, bei welchem Lichtverluste hingenommen werden können, dann können die spannungsinduzierenden Elemente auch näher am Kern angeordnet werden. Selbst wenn die· spannungsinduzierenden Elemente einen Abstand vom Kern haben, der größer als das 15-fache von dessen kleiner Halbachse ist, kann die Polarisations-Divergenz dadurch zu Null gemacht werden, daß die Konzentration des Dotierungsstoffes in den spannungsinduzierenden Elementen erhöht wird.

Wird als Dotierungsstoff für die spannungsinduzierenden Elemente ein den thermischen Ausdehnungskoeffizienten reduzierendes Material, beispielsweise TiO„ verwendet, dann werden die spannungsinduzierenden Elemente in Richtung der X-Achse angeordnet - nicht also in Richtung der Y-Achse wie im vorangehenden Aüsführungsbeispiel.

Im vorangehenden Ausführungsbeispiel wurde die Exzentrizität des Kernes 20 so gewählt, daß folgende Beziehung derfüllt ist: 0,1 <£. 60,6... Können jedoch Kopplungsverluste hingenommen werden, dann kann £ auch bis auf etwa 0,9 erhöht werden.

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Claims

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1. Optische Faser für eine Einmodenwelle mit einer einzigen Polarisation mit

a) einem elliptischen Kern (20),

b) einem Paar spannungsinduzierender, B_?0_ enthaltender Elemente (21), die zur Induzierung asymmetrischer Spannung im Kern (20) zu dessen beiden Seiten in Richtung der kleinen Halbachse (b) angeordnet sind,und

c) einem Mantel (23), in welchem der Kern (20) und die spannungsinduzierenden Elemente (21) eingebettet sind,

dadurch gekennzeichnet , daß-zur Vermeidung einer Verzögerungszeitdifferenz zwischen den HE. ..-Moden und den hierzu orthogonalen HE-^₁-Moden-

d) die relative Brechzahldifferenzά zwischen dem Kern (20) und dem Mantel (23) der Beziehung 0,004 ^ ä ^ 0,05 genügt,

e) die Exzentrizität £ des elliptischen Kernes (20) der Beziehung 0,01 — £ —0,9 genügt, mit

a: = große Halbachse des elliptischen Kerns (20);

b: = kleine Halbachse des elliptischen Kerns (20), f) der für den Aufbau der spannungsinduzierenden Elemente (21) verwendete Dotierungsstoff B₃O eine molare Konzentration von 1 bis 25 mol% aufweist,

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1 g) das Dickenverhältnis zwischen den spannungsinduzierenden Elementen (21) und dem Kern (20) 5 bis 15 beträgt und

h) die modale Doppelbrechung B der Beziehung Β^1 χ 5 genügt, wobei

B definiert ist durch B: = (ß - β )/k;

der Ausdruck (ß - (3 ) die Differenz der Aus^x Υ ν

breitungsgeschwindigkeiten zwischen einem HE₁₁-

und einem HE₁₁-Mode ist;und 10 k eine Vakuum-Wellenzahl repräsentiert.

2. Optische Faser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, daß der Mantel (23) im wesentlichen aus SiO„ besteht.

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