DE69126793T2

DE69126793T2 - Optische anordnung

Info

Publication number: DE69126793T2
Application number: DE69126793T
Authority: DE
Inventors: Robert William John Malvern Worcestershire Wr14 4Xe Devereux; Richard Michael Malvern Worcestershire Wr14 3Ht Jenkins
Original assignee: UK Secretary of State for Defence
Current assignee: Qinetiq Ltd
Priority date: 1990-12-20
Filing date: 1991-12-02
Publication date: 1997-12-18
Anticipated expiration: 2011-12-03
Also published as: EP0563067A1; WO1992011562A1; JPH06503900A; EP0563067B1; DE69126793D1; EP0563073A1; CA2096423C; EP0563073B1; GB9027659D0; US5475776A; CA2096229C; DE69128942T2; CA2096423A1; US5396570A; CA2096229A1; JP3188697B2; WO1992011555A1; JP3188696B2; JPH06503901A; DE69128942D1

Description

Diese Erfindung bezieht sich auf eine optische Vorrichtung. Sie bezieht sich genauer auf Vorrichtungen zur Durchführung einer oder mehrerer der Funktionen der Strahlteilung, Rekombination oder Mischung, und auf Vorrichtungen, die solche Funktionen verwenden.
Optische Vorrichtungen, die Eingangslichtstrahlen annehmen und Strahlteilungs-, Rekombinations- oder Mischungsfunktionen durchführen, sind im Stand der Technik bekannt. Solche Vorrichtungen enthalten Strahlteiler und Prismen, die einen Eingangsstrahl in zwei Strahlen aufteilen oder zwei Eingangsstrahlen mischen, um zwei gemischte Ausgangsstrahlen zu erzeugen. Dies sind Massenkomponenten, die zur Verwendung in der Freiraumoptik geeignet sind; sie leiden unter Stabilitätsproblemen, Größen- und Kostenbeschränkungen und sind nicht einfach auf die integrierte Optik anwendbar.
Optische Vorrichtungen zur Strahlteilung und dergleichen können auch aus Lichtleitfasern aufgebaut werden. Diese können z. B. verschmolzene Faserkoppler oder Richtungskoppler sein. Ähnlich den Festkörperkomponenten leiden solche Faserkomponenten unter den Beschränkungen ihrer Anwendbarkeit auf die integrierte Optik. Außerdem ist die Effizienz der Einkopplung der Lichtstrahlen in die Fasern im allgemeinen niedrig, wobei die Effizienz der Teilung oder Rekombination im allgemeinen niedrig ist. Die typischen Teilungsverluste in verschmolzenen Faserkopplern betragen 75 %.
Eine Vielzahl von Vorrichtungen für die Strahlteilung und verwandte Funktionen ist auch aus der Planarwellenleitertechnik bekannt. Diese sind leichter auf die integrierte Optik anwendbar als Festkörper- und Faseroptikvorrichtungen. Sie basieren hauptsächlich auf Y-Verbindungen, in welchen die Effizienz der Teilung oder Rekombination niedrig ist. Das Einkoppeln von Lichtstrahlen in diese Vorrichtungen ist normalerweise ineffizient, wie im Fall der Faseroptikkomponenten.
In "Passive Paths for Networks", Physics World, September 1991, S. 50-54, T. Ikegami und M. Kawachi werden die Formen der obenbeschriebenen Vorrichtungen isoliert von Betrachtungen über die Eingaben in dieselben kurz beschrieben.
Aufgrund der zunehmenden Bedeutung optischer Netze und integrierter Schaltungen wurde viel Arbeit aufgewendet, um die Effizienz der Teilung und der Rekombination in Fasern oder Planarwellenleiter-Y-Verbindungen und den zugehörigen Vorrichtungen zu verbessern. Einige Arbeiten, wie z. B. Z. Weissman, A. Rardy und E. Marom in IEEE Journal of Quantum Electronics, Bd. 25, Nr. 6 (1989), S. 1200-1208,, haben Grundmoden betrachtet, die sich innerhalb der Vorrichtungen ausbreiten. Sie haben jedoch festgestellt, daß die Teilungseffizienz immer noch stark vom Winkel innerhalb der Y-Verbindung abhängt und bei 7º auf 20 % reduziert wurde. Andere Arbeiten haben aktive Y- Verbindungen entwickelt, von denen eine beschrieben wird von H. Sasaki und I. Anderson in "Theoretical an Experimental Studies on Active Y-Junctions in Optical Waveguides", IEEE Journal of Quantum Electronics, Bd. QE- 14, Nr. 11 (1978), S. 883-892. Diese Autoren haben festgestellt, daß die Effizienz mit steigendem Teilungswinkel zwischen den Y-Verbindungs-Ausgängen schnell abfiel und bei einem Spaltungshalbwinkel von 3º nur 20 % betrug.
Asymmetrische Y-Verbindungen sind ebenfalls bekannt. Eine solche Vorrichtung, die die interne Totalreflexion verwendet, um bei der Teilung eine höhere Effizienz zu erreichen, wird beschrieben von K. Shirafuji und S. Kurazono in "Transmission Characteristics of Optical Asymmetric Y-Junction with Gap Region", Journal of Lightware Technology, Bd. 9, Nr. 4 (1991), S. 425-429. Alle diese Literaturhinweise beschreiben die Operation der entsprechenden Vorrichtungen und betrachten nicht die Eingabe in dieselben.
Andere Formen von optischen Vorrichtungen zur Strahlteilung und dergleichen sind auch in der Planarwellenleitertechnik bekannt, wie z. B. Kombinationen von Y- Verbindungen, die komplexere Vorrichtungen und Sternkoppler bilden. Es besteht jedoch ein unbefriedigter Bedarf an optischen Vorrichtungen, die Eingangsstrahlen annehmen und eine effiziente Strahlteilung, Rekombination oder Mischung durchführen. Insbesondere besteht Bedarf an solchen Vorrichtungen, die einfach auf integrierte optische Schaltungen angewendet werden können.
Ein Strahlteiler des Standes der Technik ist im US-Patent Nr. 4,950,045 beschrieben. Dieser Teiler enthält eine Eingangslichtleitfaser zum Einkoppeln von Licht in einen Festkörper-Multimoden-Wellenleiter. Die Eingangslichtleitfaser ist unter Verwendung eines Indexanpassungsklebers am Multimoden-Wellenleiter befestigt. Das US-Patent Nr. 4,087,159 beschreibt mehrere optische Vorrichtungen, die Multimoden-Wellenleiter enthalten. Die Vorrichtungen beziehen sich auf die Abbildung von Objekten und erfordern bis zu 70 Moden, die sich innerhalb des Multimoden- Wellenleiters ausbreiten. Die europäischen Patentanmeldungen Nr. 0 330 457 und 0 395 060 beschreiben optische Vorrichtungen, bei denen Licht über eine Lichtleitfaser in einen Multimoden-Wellenleiter eingekoppelt wird.
Es ist eine Aufgabe der vorliegenden Erfindung, eine alternative Form einer optischen Vorrichtung zum Annehmen von Eingangsstrahlung aus dem freien Raum und zum Durchführen wenigstens einer der folgenden Funktionen zu schaffen: Strahlteilung, Rekombination oder Mischung.
Die vorliegende Erfindung schafft eine optische Vorrichtung, wie sie in irgendeinem der Ansprüche 1, 2 oder 3 definiert ist. Für die Zwecke dieser Beschreibung bedeutet der auf einen Strahl angewendete Ausdruck "Gaußsches Intensitätsprofil", das die Strahlintensität I gleich I&sub0; exp(-2w/r) ist, wobei I&sub0; die Intensität an einem zentralen Strahlungsintensitätsmaximum ist, r ein Abstand senkrecht zur Richtung der Strahlungsausbreitung von diesem zentralen Maximum zu dem Punkt ist, an dem i auftritt, und w ein Strahlbreitenradiusparameter ist.
Die Erfindung bietet den Vorteil, daß sie Eingangsstrahlung mit Gaußschem Strahlprofil annimmt und abhängig von der verwendeten Ausführungsform mit hoher Effizienz wenigstens eine der Funktionen der Teilung, Rekombination und Mischung durchführt. Untersuchungen zeigen, daß für Ein- oder Zweiwege-Teiler der Erfindung eine Effizienz von 75 % oder mehr erreicht werden kann. Dies ist hervorragend im Vergleich zu inhärenten Teilungsverlusten von 6 dB, äquivalent zu 75 % (25 % Effizienz) in Y-Verbindungen des Standes der Technik. Diese letztere Angabe enthält keine Einfügungsverluste, im Gegensatz zu derjenigen für die Erfindung. Die Erfindung hat ferner den Vorteil, daß sie in Schichtstrukturtechniken aufgebaut werden kann. Diese enthalten hohle Aluminiumoxidwellenleiter für CO&sub2;- Laserstrahlen und Steghohlleiter, die aus Halbleitermaterialien gebildet sind, für nahe Infrarotstrahlung (z. B. Nd-YAG-Laserstrahlung).
Die Erfindung kann eine Eingangsvorrichtung enthalten, die Strahlbauchdefinitionsvorrichtungen enthält, die so beschaffen sind, daß sie den Eingangsstrahl oder die Eingangsstrahlen an den Eingangsbereich des Wellenleiters anpassen. Die Strahlbauchdefinitionsvorrichtung kann eine Linse sein.
Die Vorrichtungen der Erfindung können einen Wellenleiter mit rechtwinkligem Querschnitt 2b 2a enthalten, wobei b größer ist als a. Die Eingangsvorrichtung kann so beschaffen sein, daß sie den Eingangsstrahl oder die Strahlen mit Gaußschem Profil an den Wellenleitereingangsbereich anpaßt, so daß das Verhältnis des Strahlradius w zur halben Höhe a des Wellenleiters im Bereich von 0,47 bis 1,07 liegt. Alternativ kann das Verhältnis w/s im Bereich von 0,54 bis 0,92 liegen.
Die Vorrichtungen der Erfindung zur Durchführung von Strahlteilungsfunktionen können Eingangsvorrichtungen besitzen, die so beschaffen sind, daß sie einen einzelnen Eingangsstrahl erzeugen. In einer solchen Vorrichtung kann der Eingangsstrahl bezüglich des Eingangsbereichs zentral angeordnet sein, um eine symmetrische Anregung des Wellenleiters zu erzeugen. Dies hat den Vorteil, daß nur symmetrische (d. h. ungeradzahlige) EHmn-Moden des Wellenleiters angeregt werden. In der Praxis hat sich gezeigt, daß Vorrichtungen, bei denen nur ungeradzahlige EHmn-Moden unterstützt werden müssen, weniger empfindlich gegenüber Fehlern in den Abmessungen des Wellenleiters sind als Vorrichtungen, die sowohl ungeradzahlige als auch geradzahlige Moden erfordern. Die Bearbeitungstoleranzen können daher gelockert werden, wobei die Empfindlichkeit gegenüber Temperaturveränderungen reduziert wird.
Es können Vorrichtungen der Erfindung konstruiert werden, bei denen die Eingangsvorrichtungen so beschaffen sind, daß sie zwei oder mehr Eingangsstrahlen mit Gaußschem Profil erzeugen.
Der Wellenleiter kann mit einer Ausgangsvorrichtung verbunden sein, die einen oder mehrere Nebenwellenleiter enthält. Alternativ kann die Ausgangsvorrichtung so beschaffen sein, daß sie einen oder mehrere Freiraumstrahlen mit Gaußschem Intensitätsprofil erzeugt. In einer weiteren alternativen Form kann die Ausgangsvorrichtung eine oder mehrere aktive Vorrichtungen wie z. B. Detektoren enthalten.
Für ein vollständiges Verständnis der Erfindung werden im folgenden Ausführungsformen derselben lediglich beispielhaft mit Bezug auf die beigefügten Zeichnungen beschrieben, in welchen:
Fig. 1 eine aufgeschnittene Draufsicht einer optischen Vorrichtung der Erfindung in Form eines Strahlteilers ist;
Fig. 2 eine Querschnittsansicht der Vorrichtung der Fig. 1 ist;
Fig. 3 eine schematische perspektivische Ansicht eines Lichtstrahls mit Gaußschem Profil ist, der auf eine Wellenleitereingangsöffnung mit rechteckigem Querschnitt fällt;
Fig. 4 graphisch die Veränderung der Intensitätskopplungskoeffizienten für mehrere Rechteckwellenleiter-EHmn-Moden darstellt, wobei das Verhältnis des Strahlbauchradius zur Wellenleiterhalbbreite verändert wird;
Fig. 5 Feldamplitudenverteilungen in einem Rechteckwellenleiter für verschiedene Verhältnisse des Eingangs-Gaußstrahlbauchradius w zur Wellenleiterhalbbreite a zeigt;
Fig. 6 die Veränderung der Intensitätskopplungskoeffizienten für verschiedene Rechteckwellenleiter-EHmn-Moden zeigt, wobei das Schlankheitsverhältnis des Wellenleiters verändert wird;
Fig. 7 Feldamplitudenverteilungen für verschiedene Rechteckwellenleitermoden zeigt;
Fig. 8, 9 Veränderungen der elektrischen Feldstärkeverteilung als Funktion der Position längs der Multimodenwellenleiter bezüglich der Schlankheitsverhältnisse 3 bzw. 6 zeigen;
Fig. 10 die Phasenänderung längs jeder der Intensitätsverteilungen in den Fig. 8 oder 9 zeigt;
Fig. 11 Strahlprofile von der pyroelektrischen Vidicon-Kamera für den Fall zeigt, in dem die Eingangsfeldregeneration erreicht wird;
Fig. 12 quasi-dreidimensionale Profile der Strahlen zeigt, die aus den Ausgangslichtleitfasern austreten, die der Feldteilung in einem Rechteck-Multimoden-Wellenleiter folgen;
Fig. 13 eine aufgeschnittene Draufsicht einer optischen Vorrichtung der Erfindung in Form eines Strahlkombinierers ist;
Fig. 14, 15 Änderungen der elektrischen Feldstärkeverteilung als Funktion der Position längs eines Multimoden-Wellenleiters für zwei Eingänge in Phase bzw. in Gegenphase zeigen; und
Fig. 16 eine aufgeschnittene Draufsicht einer Vorrichtung der Erfindung für die Verwendung in der Heterodyn-Detektion ist.
In den Fig. 1 und 2 sind Schnittansichten einer optischen Vorrichtung der Erfindung in Form eines Strahlteilers gezeigt, der allgemein mit 10 bezeichnet ist. Der Strahlteiler 10 enthält einen rechteckigen Block 12 mit einem Loch mit rechtwinkligem Querschnitt, das durch ihn hindurchläuft, um einen Rechteckwellenleiter zu definieren, der allgemein mit 14 bezeichnet ist. Der Wellenleiter 14 besitzt einen konstanten rechteckigen Querschnitt und reflektierende Wände 16a bis 16d; er besitzt die Höhe 2a, die Breite 2b und die aktive Länge L, wobei sich diese Abmessungen jeweils parallel zu den kartesischen Koordinatenachsen x, y und z erstrecken, die mit 18 und 20 bezeichnet sind. Zur Vereinfachung der Ausdrucksweise werden von diesen x als vertikal und y und z als horizontal bezeichnet. Der Ursprung des Koordinatensystems ist für den Zweck dieser Beschreibung so definiert, daß die gestrichelte Linie A/A in Fig. 1 die Ebene z = 0 angibt, während die Wände 16a bis 16d in den Ebenen y = -b, x = +a, y +b bzw. x = -a liegen. Der Wellenleiter 14 besitzt eine Eingangsöffnung 22 in der Ebene z = 0 und eine Ausgangsöffnung 24 in der Ebene z = 2L.
Die Parameter a, b und L werden verwendet, um die Allgemeinheit sicherzustellen, wobei spezifische Werte später beschrieben werden. In diesem Beispiel gilt jedoch b > 2a.
Der Strahlteiler 10 enthält ferner zwei Hohlkern-Lichtleitfasern 26 und 28, die als Strahlteilerausgänge wirken. Die Fasern 26 und 28 besitzen Eingangsöffnungen 30 und 32, die im Wellenleiter 14 so angeordnet sind, daß deren Mitten bei x = 0, y = +b/2, z = L bzw. x = 0, y = -b/2, z = L angeordnet sind. Diese Fasern besitzen ferner Ausgangsöffnungen 33 bzw. 35. Die Fasern 26 und 28 werden von z = L bis z = 2L vom Wellenleiter 14 unterstützt.
Im folgenden wird die Operation des Strahlteilers 10 allgemein beschrieben, wobei eine genauere theoretische Analyse später angestellt wird. Eine (nicht gezeigte) Laserlichtquelle ist so beschaffen, daß sie einen kohärenten Lichtstrahl 34 erzeugt, der in einer horizontalen Ebene linear polarisiert ist. Der Strahl 34 besitzt eine Wellenlänge λ = 2b²/L. Der Strahl 34 ist ein TEM&sub0;&sub0;-Freiraummodus; er besitzt einen Strahlbauch 36 mit Gaußschem Profil und einem Durchmesser von 2w, der in seiner Mitte am Punkt x = 0, y = 0, z = 0 angeordnet ist, was der Mitte der Wellenleitereingangsöffnung 22 entspricht. Zwecks der Klarheit der Darstellung ist die Konvergenz des Strahls 34 zu seinem Bauch 36 im übertriebenen Maßstab gezeigt. Wie gewöhnlich ist der Strahlbauchdurchmesser 2w über das Laserstrahlmitten-Intensitätsmaximum zwischen den Punkten gemessen, an denen die Intensität den Bruchteil 1/e² der Maximalintensität beträgt, wobei e die Basis des natürlichen Logarithmus ist. Der Durchmesser 2w des Strahlbauches 36 ist so gewählt, daß er effektiv in einen Grundmodus EH&sub1;&sub1; in einem Rechteckwellenleiter mit dem Querschnitt 2a 2a einkoppelt. Der Strahlbauch 36 kann an den erforderlichen Durchmesser angepaßt werden, indem eine Linse mit geeigneter Brennweite verwendet wird. Der Strahl 34 regt die symmetrischen Moden EH1n (n ungerade) des Rechteckwellenleiters 14 an, der in der horizontalen Querrichtung oder y-Richtung eine Multimoden-Vorrichtung ist. In der vertikalen Richtung oder x- Richtung operiert er nur im Grundmodus. Antisymmetrische Moden (n gerade) des Multimoden-Wellenleiters 14 werden nicht angeregt, da der Eingang (a) koaxial, (b) eine enge Näherung an den Grundmodus des Rechteckwellenleiters mit der Seite 2a und (c) von konstanter Phase über die Eingangsöffnung 22 ist. Die Gaußsche (TEM&sub0;&sub0;) elektrische Feldverteilung des Strahls 34 wird im Wellenleiter 14 in eine lineare Kombination der EH1n-Wellenleitermoden zerlegt. Die EH1n-Moden weisen unterschiedliche Ausbreitungskonstanten in z-Richtung längs der Achse x = 0, y = 0 innerhalb des Wellenleiters 14 auf. Folglich verändert sich die Feldverteilung in den Ebenen parallel zur Ebene z = 0 in z-Richtung. Als Folge dieser Veränderung wird die Feldverteilung in der Ebene der Eingangsöffnung 22 längs der aktiven Länge L des Wellenleiters 14 in zwei ähnliche Feldverteilungen an den entsprechenden Eingangsöffnungen 30 und 32 der Fasern 26 und 28 umgesetzt. Diese Verteilungen sind auf die jeweiligen Faseröffnungsmitten bei x = 0, y = +b/2, z = L und x = 0, y = -b/2, z = L zentriert.
Jede der Feldverteilungen an den Öffnungen 30 und 32 regt einen Grundmodus der jeweiligen Fasern 26 und 28 an. Die Strahlung im Rechteckwellenleiter 14 wird daher effizient in die Ausgangsfasern 26 und 28 eingekoppelt. Der Strahlteiler 10 teilt somit einen Eingangsstrahl 34, der am Rechteckwellenleiter 14 anliegt, in zwei Ausgangsstrahlen auf, die aus den Fasern 26 und 28 austreten. Er tut dies, da die Modenstruktur des Rechteckwellenleiters 14 eine einzelne, annähernde Grundmodusfeldverteilung an der Eingangsöffnung 22 in zwei getrennte ähnliche Verteilungen nach einer Strecke L umsetzt. Dies ist ein spezielles Beispiel einer allgemeineren Erscheinung und entsteht aufgrund der Auf-Achse-Ebene-Wellenanregung des Rechteckwellenleiters 14 und der obenerwähnten Beziehung zwischen der Wellenleiterlänge L und der Wellenlänge λ, die gegeben ist durch:
L = 2b²/λ (1)
wobei b die halbe Breite des Wellenleiters 14 ist.
Wie später beschrieben wird, werden durch Veränderungen der Wellenleiterlänge L und der Phasenbeziehung, des Orts und der Form der Eingabe in den Wellenleiter 14 die Strahlungsaufteilungseffekte verändert.
Im folgenden werden die theoretischen Ausbreitungseigenschaften eines Rechteckwellenleiters analysiert. Es sei angenommen, daß der Wellenleiter eine Höhe 2a und eine Breite 2b besitzt und durch ein homogenes dielektrisches Material mit der komplexen Dielektrizitätskonstanten &epsi; begrenzt ist. Es sei ferner angenommen, daß dieses dielektrische Material (das die Wellenleiterwände bildet) für die erforderlichen Ausbreitungsmoden hochreflektierend und kaum dämpfend ist. Der Wellenleiter besitzt Höhen-, Breiten- und Längsausdehnungen, die parallel zu den Achsen x, y bzw. z verlaufen. Er weist normierte, linear polarisierte Moden der Art EHmn auf. Die elektrische Feldverteilung Emn (x, y, z) des mn-ten Modus EHmn am Punkt (x, y, z) wurde von Laakmann u. a. in Appl. Opt., Bd. 15, Nr. 5, S. 1334-1322, Mai 1976, wie folgt beschrieben:
wobei
m die Modusnummer ist, die sich auf die Feldabhängigkeit längs der x-Achse bezieht,
n die Modusnummer ist, die sich auf die Feldabhängigkeit längs der y-Achse bezieht,
z die Strecke längs der z-Achse ist,
γmn = (βmn + iαmn) die Ausbreitungskonstante des mn-ten Modus ist, wobei βmn und αmn die Phasen- und Dämpfungskoeffizienten des mn-ten Modus sind, und
"cos" über "sin" angibt, daß das erstere auf ungeradzahlige Modusnummern (m oder n entsprechend) und das letztere auf geradzahlige Modusnummern angewendet wird.
Der Phasenkoeffizient βmn ist gegeben durch:
Wenn der negative Ausdruck (in der Gleichung) (3.1) klein ist im Vergleich zu 1 (paraxiale Strahlungsannäherung), was in der Praxis erfüllt ist, dann kann das Binomial- Theorem verwendet werden, um die Gleichung (3.1) umzuschreiben zu:
wobei a, b, m und n wie oben definiert sind und λ die Wellenlänge der sich im Wellenleiter ausbreitenden Strahlung ist.
Die Gleichung (2) stellt die elektrischen Feldverteilungen dar, die von allen linear polarisierten Moden eines Rechteckwellenleiters erhalten werden können. Sie wird berechnet auf der Grundlage, daß die elektrische Feldverteilung jedes Modus an den Seitenwänden 16a und 16c des Wellenleiters, d. h. bei y = +b und -b, gleich 0 ist.
Dies ist erfüllt, wenn der Wellenleiter 14 reflektierende Seitenwände 16 besitzt.
Im Fall des Strahlteilers 10 der Fig. 1 und 2 wird wie oben erwähnt der Eingangsstrahlbauchradius w so gewählt, daß er effizient einen fundamentalen EH&sub1;&sub1;-Modus in einem Wellenleiter mit rechteckigem Querschnitt und der Seitenlänge 2a anregt. Dies wird im folgenden genauer beschrieben.
In Fig. 3 ist eine schematische Ansicht eines Lichtstrahls 50 mit Gaußschem Intensitätsprofil gezeigt, der auf eine Eingangsöffnung 52 eines Wellenleiters 54 mit Rechteckquerschnitt fällt. Der Wellenleiter 54 besitzt eine innere Höhe und Breite gleich 2a, die jeweils parallel zu den Koordinatenachsen y bzw. x verlaufen, wie mit 56 gezeigt ist. Die Eingangsöffnung 52 liegt in der Ebene z = 0. Der Lichtstrahl 50 besitzt einen Bauch 58 mit dem Radius w, der ebenfalls in der Ebene z = 0 angeordnet ist. Die Öffnung 52 und der Bauch 58 besitzen ein gemeinsames Zentrum bei 59. Der Wellenleiter 54 und der Lichtstrahl 50 besitzen die Zentrallängsachsen 60 bzw. 62, die zueinander koaxial sind und mit der z-Achse auf der Linie x = 0, y = 0 zusammenfallen.
In Fig. 4 ist die Veränderung der Intensitätskopplungskoeffizienten (Imn) für verschiedene Rechteckwellenleiter-EHmn-Moden zusammen mit der Veränderung des Verhältnisses des Gaußschen Strahlbauchradius zur Wellenleiterhalbbreite (w/a) graphisch dargestellt. Der Gaußsche Strahlbauchradius w wird (wie üblich) zwischen zwei Punkten in der interessierenden Ebene gemessen, wobei ein Punkt derjenige mit der maximalen Strahlintensität ist und der andere derjenige ist, bei dem die Intensität des Strahls auf 1/e² seines Maximalwerts gefallen ist. Die Kurve 70 zeigt den Intensitätskopplungskoeffizienten I&sub1;&sub1; des Modus EH&sub1;&sub1;. Die Kurve 72 zeigt I&sub1;&sub3; und I&sub3;&sub1; der Moden EH&sub1;&sub3; bzw. E&sub3;&sub1;, wobei diese zwei Koeffizienten sich identisch mit dem Verhältnis w/a ändern. Die Kurve 74 zeigt I&sub3;&sub3; des Modus EH&sub3;&sub3;. Weitere, nicht bezeichnete Kurven zeigen die Intensitätskopplungskoeffizienten von Moden höherer Ordnung. Aus der Kurve 70 wird deutlich, daß mit einem w/a-Verhältnis von 0,71 98 % der Intensität des Gaußschen Strahls in den EH&sub1;&sub1;-Modus des Rechteckwellenleiters 54 eingekoppelt werden. Wenn sich das Verhältnis w/a von 0,71 entfernt, wird ein geringerer Anteil der Intensität des Lichtstrahls 50 in den EH&sub1;&sub1;-Modus des Rechteckwellenleiters 54 eingekoppelt. Für Werte von w/a zwischen 0,54 und 0,92 werden wenigstens 90 % der Intensität des Lichtstrahls 50 in den EH&sub1;&sub1;-Modus eingekoppelt. Für Werte von w/a zwischen 0,47 und 1,07 werden wenigstens 80 % der Intensität in den EH&sub1;&sub1;-Modus eingekoppelt.
In Fig. 5 sind Feldamplitudenverteilungen innerhalb eines Rechteckwellenleiters mit einer Breite und Höhe von 2a für verschiedene Werte des Verhältnisses w/a gezeigt. Diese wurden durch Berechnung erhalten und sind als Graphen (a) bis (f) in quasi-dreidimensionaler Form gezeigt. Die betreffenden Koordinatenachsen sind bei (g) gezeigt. Die Graphen (a) bis (f) entsprechen den folgenden Werten von w/a: (a) 0,2, (b) 0,34, (c) 0,48, (d) 0,68, (e) 0,71 und (f) 0,9. Der Graph (e) zeigt somit die Anregung von im wesentlichen nur dem Grundmodus EH&sub1;&sub1; des Rechteckwellenleiters 54. Die Graphen (a) bis (d) und (f) zeigen komplexere Strukturen der elektrischen Feldverteilungen, die deutlich Verteilungen von Moden höherer Ordnung zeigen.
Wie in Fig. 1 gezeigt, wird die Eingangsstrahlung dem Strahlteiler 10 mit einem Strahlbauchradius w zugeführt, der so gewählt ist, daß ein Wert w/a von 0,71 geschaffen wird. Hierbei ist a die halbe Höhe des Rechteckwellenleiters 14. Der Strahl 34 bewirkt eine Anregung, die in die verschiedenen EHmn-Moden des Rechteckwellenleiters 14 eingekoppelt wird. Die Gaußsche Eingangsverteilung wird somit in eine lineare Kombination von EHmn-Moden mit entsprechenden komplexen multiplikativen Amplitudenkopplungskoeffizienten Amn zerlegt. Für den Fall der Anregung der Rechteckwellenleitermoden EHmn durch einen Grundmodus EH&sub1;&sub1; eines Rechteckwellenleiters sind die Koeffizienten Amn gegeben durch:
EH&sub1;&sub1; = Σ Amn EHmn (4)
Es hat sich gezeigt, daß die Anregung eines Rechteckwellenleiters durch einen Lichtstrahl mit Gaußschem Profil und einem Strahlbauch/Wellenleitergröße-Verhältnis von w/a = 0,71 dem Grundmodus EH&sub1;&sub1; sehr nahe kommt. Folglich sind die durch Gleichung 4 gegebenen Amplitudenkopplungskoeffizienten Amn eine gute Näherung der entsprechenden Gaußschen Koeffizienten. Im wesentlichen sind die Koeffizienten Amn die Koeffizienten einer Fourier-Reihe, die das elektrische Feld an der Eingangsöffnung 22 darstellen. Die EHmn-Moden sind wechselweise orthogonal, weshalb die Koeffizienten Amn aus den Mehrfachintegralen der folgenden Form berechnet werden können:
Aus den Gleichungen (2) bis (5) kann berechnet werden, wie die Intensitätskoeffizienten Imn = Amn ² der angeregten Rechteckleitermoden sich als Funktion von b/a, dem Verhältnis der Breiten der zentralen Wellenleiter und dem Eingangs-Wellenleiter ändern. Fig. 6 zeigt die Veränderung von Imn mit b/a; d. h. die Auswirkung der Veränderung des Wellenleiteraspekts oder des Verhältnisses der Breite zur Höhe. Die Fig. 6 zeigt, daß Imn = 0 gilt, mit der Ausnahme, wenn m = 1 und n ungerade ist. Dies liegt an den symmetrischen Eigenschaften der Anregungsbedingungen. Folglich sind die angeregten Moden nur die ungeradzahligen symmetrischen Moden EH&sub1;&sub1;, EH&sub1;&sub3;, EH&sub1;&sub5; usw. des Rechteckwellenleiters 14.
Die Formen einiger der EHmn-Wellenleitermoden niedrigerer Ordnung sind als elektrische Feldamplitudenverteilungen in Fig. 7 gezeigt. Diese wurden durch Berechnung erhalten und sind als Graphen (a) bis (f) in quasi-dreidimensionaler Form gezeigt. Die Koordinatenachsen sind bei (g) gezeigt. Die Achsen x, y und z entsprechen den Richtungen transversal vertikal, transversal horizontal und longitudinal im Multimoden-Wellenleiter 14, wie oben beschrieben. Die Graphen (a) bis (f) entsprechen den folgenden Moden:
(a) : EH&sub1;&sub1;; (b) : EH&sub2;&sub1;; (c) : EH&sub3;&sub1;;
(d) : EH&sub1;&sub2;; (e) : EH&sub1;&sub3;; (f) : EH&sub2;&sub2;.
Von diesen sind (a), (c) und (e) symmetrische Moden und (b), (d) und (f) antisymmetrische Moden. Um dies zu verdeutlichen, seien E(x) und E(-x) jeweils die elektrischen Feldamplitudenverteilungen, die jeweils den positiven und negativen Abschnitten der x-Achse in Fig. 1 zugeordnet sind; E(x=0) liegt auf der x-Achse. E(y) und E(-y) seien die Äquivalente für die y-Achse.
Für einen symmetrischen Modus gilt:
E(x) = E(-x) und E(y) = E(-y) (6.1)
Für einen antisymmetrischen Modus gelten entweder eine oder beide der folgenden Beziehungen (6.2) und (6.3):
E(x) = -E(-x) (6.2)
E(y) = -E(-y) (6.3)
Im Strahlteiler 10 sorgt die symmetrische Auf-Achse- Eingabe dafür, daß nur symmetrische Moden des Wellenleiters 14 angeregt werden.
Die transversale elektrische Feldverteilung in einer xy- Ebene im Abstand z von der Eingangsöffnung 22 ist Ez und ist gegeben durch:
Ez = Σ Amn EHmn (7)
Die Feldstärkeverteilung in xy-Ebenen im Abstand z von der Eingangsöffnung 22 beträgt Ez ², das Quadrat des Modulus oder der Größe in Gleichung (7) . Ez ² wurde als Funktion des Abstands z längs des Wellenleiters 14 für zwei Werte von b/a berechnet. In beiden Fällen betrug die Wellenleiterbreite (2b) 3 mm, während dessen Höhe (2a) in einem Fall 1 mm und im anderen Fall 0,5 mm betrug. Dies entspricht b/a = 3 und b/a = 6, wobei die Berechnungsergebnisse in den Fig. 8 bzw. 9 graphisch dargestellt sind. Die Fig. 8 und 9 zeigen die Feldstärke I = Ez ² als eine Funktion der Position y über dem Wellenleiter 14 für jeden Wert einer Serie von Werten von z längs dieses Wellenleiters. In beiden Fällen beruht die Berechnung auf einer Strahlungswellenlänge von 10,59 µm (CO&sub2;-Laser) und einer aktiven Wellenleiterlänge L von 425 mm, die durch Gleichung (1) gegeben ist.
Wie in Fig. 6 gezeigt, werden dann, wenn b/a = 3 gilt, nur die Moden EH&sub1;&sub1;, EH&sub1;&sub3;, EH&sub1;&sub5; und EH&sub1;&sub7; angeregt, wobei diese ungefähre relative Leistungen von 0,32, 0,33, 0,13 bzw. 0,02 aufweisen. Wenn b/a = 6 gilt, werden die Moden EH&sub1;&sub1; bis EH1,13 mit entsprechenden relativen Leistungen von 0,27 bis 0,02 angeregt.
In Fig. 8 zeigt ein anfängliches Zentralmaximum 80 die elektrische Feldstärkeverteilung I an der Eingangsöffnung 22 in Fig. 1. An diesem Punkt (z = 0) ergeben die Moden EH&sub1;&sub1; bis EH&sub1;&sub7; elektrische Felder, die zueinander in Phase sind und sich konstruktiv überlagern, um das Maximum 80 zu erzeugen. Entlang des Wellenleiters 14, d. h. mit zunehmendem z, geraten die Moden EH&sub1;&sub1; bis EH&sub1;&sub7; außer Phase. Dies ist eine Konsequenz der Gleichungen (2) und (3), in denen der Phasenkoeffizient βmn und somit auch die Ausbreitungskonstante γmn von den Modennummern m und n abhängen.
Die räumlichen Änderungsraten dieser modalen elektrischen Feldverteilungen unterscheiden sich daher längs der z- Achse, d. h. in Axialrichtung des Wellenleiters 14. Dies verändert die Form der Überlagerung zwischen den modalen Feldverteilungen und gibt Anlaß zu einer Verschiedenheit der elektrischen Feldstärkeverteilungen, die sich in Querrichtung erstrecken. Die Verteilungen sind durch Kurven wie z. B. 81 und 82 in xy-Ebenen bei entsprechenden Werten von z gezeigt. Nach ungefähr zwei Dritteln der Strecke längs des Wellenleiters 14 ist die Intensitätsverteilung durch eine Kurve 83 mit drei ähnlichen Maxima gegeben. Nach einer Strecke L längs des Wellenleiters 14 ergibt sich eine Intensitätsverteilung wie in Fig. 84 gezeigt, die zwei gut getrennte Maxima 84a und 84b aufweist. Die Maxima 84a und 84b sind in den Mitten der Eingangsöffnungen 30 und 32 der Ausgangsfasern 26 und 28 angeordnet. Sie sind zueinander in Phase und regen jeweils den Grundmodus der entsprechenden Ausgangsfaser 26 oder 28 an, die ihnen zugeordnet ist.
Berechnungen zeigen, daß eine effiziente Einkopplung der Strahlung vom Lichtstrahl 34 in den Wellenleiter 14, wie mit der Kurve 80 gezeigt, und vom Wellenleiter 14 in die Ausgangsfasern 26 und 28, wie mit der Kurve 84 gezeigt, vorliegt. Die Kurve 84 wird in den Abschnitten 84c, 84d und 84e gleich 0. Die Maxima 84a und 84b regen Grundmoden der jeweiligen Ausgangsfasern 26 und 28 an, wobei keine Fehlanpassung vorhanden ist, die in Richtung zur Eingangsöffnung 22 reflektierte Wellen erzeugt. Es wird daher angenommen, daß die Dämpfung längs des Wellenleiters 14 und der Fasern 26 und 28 unbedeutend ist, d. h. daß αmn für mn = 1 und n = 1, 3, 5 und 7 vernachlässigt werden kann, wobei die Strahlung im Eingangslichtstrahl 34 effizient und gleichmäßig in beide Ausgangsfasern 26 und 28 eingekoppelt wird. Der Strahlteiler 10 besitzt daher gute Strahlteilungseigenschaften, wenn b/a gleich 3 ist.
Die Fig. 9 zeigt die transversalen elektrischen Feldverteilungen in Längsrichtung des Wellenleiters 14, wenn dessen Querschnittsschlankheitsverhältnis b/a wie oben erwähnt 6 beträgt. Wie in Fig. 6 gezeigt, ist die Auswirkung der Erhöhung von b/a von 3 (wie in Fig. 8) auf 6 (wie in Fig. 9), daß die in die Rechteckwellenleitermoden EH&sub1;&sub1; und EH&sub1;&sub3; eingekoppelte Leistung reduziert wird und die in die Moden EH&sub1;&sub5; bis EH1,13 eingekoppelte Leistung ansteigt. Da Moden höherer Ordnung mehr Leistung aufnehmen, ist der Grad der Struktur und Definition in Fig. 9 gegenüber denjenigen in Fig. 8 erhöht. In Fig. 9 ist die Feldverteilung in der Ebene der Öffnung 22 durch eine Kurve 90 mit einem einzigen Maximum 90a dargestellt. Da wie vorher die Moden EH&sub1;&sub1; bis EH1,13 unterschiedliche Werte βmn aufweisen, verändern sich die transversalen Intensitätsverteilungen mit dem Abstand z längs des Wellenleiters 14. Die Kurven 91 bis 95 zeigen Orte, an denen die Feldstärkeaufteilung in mehrere Maxima von im wesentlichen gleicher Form und Größe vorliegt. Die Kurven 91, 92, 93, 94 und 95 besitzen 6, 4, 3, 5 bzw. 2 Maxima. Die Kurve 93 besitzt genauer drei gut definierte Maxima 93a, 93b und 93c. Die Kurven 91 bis 95 sind von der Wellenleitereingangsöffnung in Abständen 22 von L/3, L/2, 2L/3, 4L/5 bzw. L angeordnet, wobei wie oben erwähnt L die aktive Wellenleiterlänge ist. Diese Längen können ausgedrückt werden als 2L/6, 2L/4, 2L/3, 4L/5 und 2L/2. Dementsprechend ergibt sich eine umgekehrte Beziehung zwischen der Anzahl der Maxima und der Strecke. Es kann gezeigt werden, daß die minimale Länge LK, bei der eine Teilung in K Maxima auftritt, 2L/K beträgt, d. h. 4b²/λK.
Der Wellenleiter 14 besitzt Ausgangsfasern 26 und 28, die so angeordnet sind, daß sie Strahlung von den Maxima 95a und 95b der Kurve 95 aufnehmen. Eine alternative Vorrichtung kann einen kürzeren Wellenleiter verwenden und einen Satz von Ausgangsfasern besitzen, die an entsprechenden Maxima von einer der Kurven 91 bis 94 angeordnet sind. Dies würde eine N-Weg-Strahlteilung ergeben, wobei N = 6, 4, 3 oder 5 gilt. Es ist ferner möglich, mehrere Eingänge und Ausgänge für eine M-zu-N-Weg-Strahlteilung zu schaffen. Zum Beispiel können drei Eingänge mit ihren Zentren an den Orten der Maxima auf der Kurve 93 angeordnet sein, während fünf Ausgänge von Positionen am Äquivalent auf der Kurve 94 entnommen werden können. Wie später beschrieben wird, müssen sich jedoch die Phasen der elektrischen Felder, zu denen die Eingänge beitragen, voneinander unterscheiden. Während die Maxima 90a, 95a und 95b elektrischen Feldern entsprechen, die in Phase sind, sind im allgemeinen die Maxima auf einer Kurve, wie z. B. 91, nicht zueinander in Phase.
Wenn eine Mehrfachstrahlteilung erforderlich ist, ist es notwendig, einen ausreichend großen Wert von b/a vorzusehen, um eine angemessene Trennung der Maxima an den Fasereingangsöffnungen sicherzustellen. Ein ausreichend hoher Wert von b/a stellt sicher, daß genügend symmetrische EHmn-Moden (m = 1, n = 1, 3, 5 ...) angeregt werden, um wohldefinierte Maxima mit einer dazwischenliegenden Null-Intensität zu erzeugen. Dies ist eine Sache des Entwurfs individueller Anwendungen. Es ist jedoch ein Vorteil, daß die Erfindung relativ wenig Moden erfordert, die angeregt werden müssen, wie z. B. sechs Moden. Selbst abbildende Leiter des Standes der Technik erfordern 50 weitere Moden; folglich erfordern sie größere Wellenleiterabmessungen oder Kernmedien mit höherem Brechungsindex, um die innere Totalreflexion bei hohen Modennummern sicherzustellen.
Fig. 10 zeigt die Veränderung der Phase φ längs der y- Achse für das resultierende elektrische Feld für die Wellenleiterabmessungen, aus denen die Fig. 9 abgeleitet wurde. Es sind Kurven wie z. B. 100 bis 105 gezeigt, die den Kurven 90 bis 95 entsprechen. Jede der Phasenkurven, wie z. B. 101, zeigt die Phasenveränderung des elektrischen Feldes über dem Wellenleiter 14 für einen entsprechenden Wert von z und entspricht einer entsprechenden Intensitätsverteilung in Fig. 9. Der vertikale Maßstab der Phasendarstellung φ ist mit 106 bezeichnet, wobei ein Intervall von 2π angegeben ist. Die Feldverteilungen bei 90 und 95 besitzen konstante Phase, wie durch die geraden Linien 100 und 105 gezeigt ist. Die Kurve 103 besitzt jedoch z. B. einen Zentralbereich 103a, der sich in der Phase von seinen zwei äußeren Bereichen 103b und 103c unterscheidet. Die Bereiche 103a bis 103c ergeben die Phasen der zugehörigen Maxima 93a bis 93c in Fig. 9. Folglich ist das zentrale Maximum 93a gegenüber den äußeren Maxima 93b und 93c, welche zueinander in Phase sind, außer Phase. Dies zeigt, daß ein "3-auf-2"-Strahlkombinierer/Teiler ein zentrales Maximum 93a mit verschobener Phase bezüglich den äußeren Maxima 93b und 93c erfordert, um zwei in Phase befindliche Maxima 95a und 95b zu erzeugen.
Da die Kurven 100 und 105 in Phase sind, erzeugen sie umkehrbare Eigenschaften; d. h. zwei in Phase befindliche Eingänge 95a und 95b ergeben unter anderem einen Ausgang 90. Wird dies weitergeführt, würden zwei Wellenleiter 14 mit einer Länge von jeweils L, die Ende an Ende angeordnet sind, das Maximum 90 in die Maxima 95a/95b und anschließend zurück zum Maximum 90 umsetzen. Dies kann verdeutlicht werden durch Betrachten zweier Versionen der Fig. 9 in Serie mit überlagerten Maxima 95a/95b. Die so erzeugte doppelte Länge des Wellenleiters beträgt 2L, was sich aus Gleichung (1) ergibt durch:
2L = 4b²/λ (8)
Die Gleichung (8) ergibt den symmetrischen Modenwiederholungsabstand, der die Länge des Rechteckwellenleiters ist, über der eine anfängliche elektrische Feldverteilung wiederhergestellt wird. Hierbei wird das Fehlen einer signifikanten Dämpfung der relevanten symmetrischen Wellenleitermoden EHmn im Verlauf der Ausbreitung der Strahlung längs des Wellenleiters angenommen.
Die Vorstellung der zwei Versionen der Fig. 9, die Rückseite an Rückseite ähnlich wie in Fig. 10 kombiniert sind, zeigt die Auswirkungen der optischen Phase. Zum Beispiel wird das einzelne Maximum 90 und die zugehörige In-Phase-Kurve 100 in vier Maxima 92 mit einer Phasenveränderung bei einer Strecke L/2 umgesetzt. Diese Maxima 92 werden in zwei In-Phase-Maxima 95a/95b bei einer Strecke L/2 und in ein einzelnes Maximum bei einer Strecke 3L/2 umgesetzt.
Die Fig. 8, 9 und 10 beziehen sich auf spezifische Werte von b/a. Genauer werden für den Strahlteiler 10 der Fig. 1 und 2 aufgrund der EH&sub1;&sub1;-Symmetrie der Anregung vom Eingangslichtstrahl 34 nur die Moden EH1n angeregt. An der Wellenleitereingangsöffnung 22 ist die Phase konstant. Für den Fall der Verwendung willkürlicher Werte b/a ist der Phasenkoeffizient β1p des Modus EH1p unter Verwendung der Gleichung (3) gegeben durch:
wobei der Phasenkoeffizient β1q des Modus EH1q gegeben ist durch:
Durch Subtraktion der Gleichung (10) von Gleichung (9) und Umordnen ist die Faserndifferenz zwischen den Moden EH1p und EH1q bei der Wellenleiterlänge z gleich χz, und ist gegeben durch:
Wenn die Bedingung vorausgesetzt wird, daß eine Phasendifferenz von 2π zwischen den Moden existiert, wird Gleichung (11) zu:
wobei die Ausbreitungsstrecke z (sprich z2π) in Gleichung (12) im Rechteckwellenleiter, der eine Phasendifferenz von 2π zwischen den Moden EH1p und EH1q ergibt, gegeben ist durch:
Für den Fall der Moden EH&sub1;&sub1; und EH1n (d. h. des Grundmodus und des n-ten ungeraden Modus höchster Ordnung) ist z2π gegeben durch:
Durch Kombination der Gleichungen (2) und (14) ergibt sich:
Mit n = 3, 5, 7, 9, 11 ... (16L/n² - 1) z2π ergibt sich 2L, 2L/3, L/3, L/5, 2L/15 ... als Bruchteile der Ausbreitungsstrecke 2L im Rechteckwellenleiter, was dazu führt, daß die Moden EH&sub1;&sub1; und EH&sub1;&sub3; wieder in Phase sind, wobei die relativen Längenverhältnisse 1, 1/3, 1/6, 1/10, 1/15 usw. betragen. Dies zeigt, daß hier eine harmonische Beziehung zwischen den EH1n-Moden des Rechteckwellenleiters vorliegt. Die Gleichung (4) zeigt, daß die Ausbreitungsstrecke z2π, die zu einer Phasenverschiebung von 2π zwischen dem Grundmodus EH&sub1;&sub1; und dem Modus EH&sub1;&sub3; der nächst höheren Ordnung führt, auch zu einer Phasenverschiebung von 2π zwischen dem Grundmodus und allen anderen Moden EH1n (n ungerade) führt. Dies führt zu einer Wiederherstellung eines beliebigen symmetrischen elektrischen Eingangsfeldes nach einer Strecke von z2π, vorausgesetzt, daß nur die ungeraden EH1n-Moden angeregt werden; d. h. daß kein kreisförmig symmetrisches Feld erforderlich ist. Ein symmetrisches Eingangsfeld wird ferner periodisch in Abständen von tz2π erzeugt, wobei "t" eine ganze Zahl ist, wenn eine ausreichende Länge des Rechteckwellenleiters zur Verfügung steht.
Die Gleichungen (12) bis (15) können umgeschrieben werden, um zπ zu ermitteln, die Ausbreitungsstrecke im Rechteckwellenleiter, über die eine Zwischenmoden-Phasenänderung von π erreicht wird. Durch Untersuchen dieser Gleichungen wird deutlich, daß gilt:
L und 2L sind die Wellenleiterlängen, über die zπ und z2π erreicht werden, wobei L = 2b²/λ aus Gleichung (1) gilt. Folglich sind sowohl zπ als auch z2π proportional zu b² und können durch eine geeignete Wahl der Wellenleiterbreite so angeordnet sein, daß sie an vorgegebenen Abständen längs des Rechteckwellenleiters auftreten. Die vorangegangene Analyse wurde unter Verwendung der Vorrichtung der Fig. 1 und 2 wie folgt experimentell überprüft. Der Rechteckwellenleiter 14 besaß die Abmessungen 1,5 mm (Breite 2b) mal 0,6 mm (Höhe 2a) mal 212 mm (Länge 2L) und war aus Aluminiumoxid konstruiert. Diese Länge ist gleich 4b²/λ für eine CO&sub2;-Laserwellenlänge von 10,59 µm. Der Eingangslichtstrahl 34 wurde von einem CO&sub2;- Laser erzeugt, der auf einen Strahlbauchdurchmesser (2b) von 0,42 mm auf der z-Achse (x = 0, y = 0) fokussiert war, wobei der Strahl längs dieser Achse ausgerichtet war.
Bevor die Ausgangsfasern 26 und 28 im Wellenleiter 14 positioniert wurden, wurde eine pyroelektrische Vidicon- Kamera verwendet, um den Ausgang des Rechteckwellenleiters 14 zu ermitteln. Fig. 11 zeigt mit durchgezogenen Linien die Strahlprofile vom Kameraausgang und mit gepunkteten Linien die besten Gaußschen Annäherungen dieser Profile längs a) der x-Achse und b) der y-Achse. Fig. 11 bestätigt, daß die vom Wellenleiter 14 ausgegebene Strahlung in ihrer Intensitätsverteilung gleich der eingegebenen Strahlung ist, die um die Wellenleiterlänge 212 mm verschoben ist; d. h. der Eingang wurde mit einer axialen Verschiebung gleich 2L oder 4b²/λ wiederhergestellt. Die Gesamtübertragung der Intensität betrug 82 % des Eingangs. Dies zeigt eine hohe Übertragungseffizienz des Wellenleiters 14, da die Verluste von 18 % klein sind. Die Messungen haben bestätigt, daß eine elektrische Eingangsfeldverteilung von einem Rechteckwellenleiter nach einer Ausbreitungsstrecke 4b²/λ wiederhergestellt wird, wobei b die Wellenleiterbreitenabmessung ist, die für die Mehrmoden-Effekte verantwortlich ist.
Als nächstes wurden zwei Hohlkern-Lichtleitfasern 26 und 28 (mit einem Innendurchmesser von 0,53 mm) in den Rechteckwellenleiter 14 eingeführt und wie in Fig. 1 gezeigt angeordnet. Die Fasereingangsöffnungen 30 und 32 waren somit in einem Abstand von L = 2b²/λ = 106 mm vom CO&sub2;- Laserstrahlbauch 36 angeordnet. Die pyroelektrische Vidicon-Kamera wurde verwendet, um den Ausgang der Fasern 26 und 28 zu erfassen. Fig. 12 zeigt den Kameraausgang in einer quasi-dreidimensionalen Form, wobei die Ausgänge der Fasern 26 und 28 durch die Spitzen 120 bzw. 122 dargestellt sind. Die Spitzen 120 und 122 zeigen, daß die Faserausgänge in ihrer Amplitude und Intensitätsverteilung gleich waren, die in beiden Fällen kreisförmig symmetrisch waren. Dies hat bestätigt, daß eine Grundmodenteilung der Eingangsstrahlung mit gleicher Amplitude auf einer Länge von L =2b²/λ des Rechteckwellenleiters stattgefunden hat. Die Fasern wurden anschließend Seite an Seite angeordnet, um eine Überlappung ihrer Ausgänge zu erzeugen. Dies erzeugt wohldefinierte Überlagerungsrandbereiche.
Es wurden Messungen der Eingangsleistung des Rechteckwellenleiters 14 und des Ausgangs der Fasern 26 und 28 durchgeführt. Durch Zulassen von Dämpfungsverlusten im Wellenleiter 14 und in den Fasern 26 und 28 wurde berechnet, daß der Prozeß der Strahlteilung eine Effizienz von 75 % aufwies. Der Verlust von 25 % wurden der Faserfehlausrichtung und der unkorrekten Bemessung zusammen mit einer nicht perfekten Eingangsfeldverteilung zugewiesen. Solche Verluste können durch eine verbesserte Ausrichtung und durch die Verwendung besser geeigneter Fasern reduziert werden. Trotzdem wurde die Strahlteilungswirkung bei der Wellenleiterlänge L zusätzlich zur vorherigen Demonstration der Eingangswiederherstellung bei der Wellenleiterlänge 2L demonstriert.
Der obenbeschriebene Verlust von 25 % ist im Vergleich zu Y-Verbindungen des Standes der Technik sehr günstig. Bei solchen Vorrichtungen sind Teilungsverluste von 75 % typisch. Wenn die Einfügungsverluste ebenfalls berücksichtigt werden, ist die Effizienz von wenigen Prozenten alles, was normalerweise erreicht werden kann.
Der Wellenleiter 14 der Strahlteilungsvorrichtung 10 kann aus anderen Materialien als Aluminiumoxid konstruiert sein, wie z. B. BeO, Si, Macor oder Metall. Ferner können die Fasern aus anderen Materialien als Silica konstruiert sein. Ferner können die Fasern 26 und 28 durch andere Formen von Wellenleitern ersetzt werden. Zum Beispiel kann eine Vorrichtung der Erfindung Wellenleiter mit quadratischem Querschnitt und einer Seitenlänge 2a, deren Seiten parallel zu den Achsen x, und y liegen, oder deren Seiten im Winkel von 45º zu den Achsen x, und y liegen, oder elliptische Wellenleiter enthalten, deren Haupt- und Nebenachsen parallel zu den Achsen x, und y liegen. Andere Formen, wie z. B. rautenförmige oder achteckige Wellenleiter können ebenfalls verwendet werden.
Die Ausgänge des Strahlteilers 10 können als Gaußsche Freiraumstrahlen statt als geführte Strahlen betrachtet werden. Ein Wellenleitergrundmodus EH&sub1;&sub1; koppelt mit hoher Effizienz in einen Gaußschen Freiraummodus TEM&sub0;&sub0; ein. Etwa 98 % der Energie eines EH&sub1;&sub1;-Modus werden in einen TEM&sub0;&sub0;-Modus eingekoppelt.
Andere Formen von Ausgangseinrichtungen können ebenfalls verwendet werden. Diese können z. B. aktive Vorrichtungen sein, wie Detektoren, die geeignet angeordnet sind, so daß die Ausgangsstrahlung auf diese auftrifft. Alternative optische Systeme, die Linsen, Gitter, Prismen und dergleichen enthalten, können die Ausgangsstrahlung aufnehmen.
Die vorangegangene Beschreibung mit Bezug auf die Fig. 1 bis 12 zeigt, daß die Strahlteilung in der Breitenrichtung eines Rechteckwellenleiters erreicht werden kann. Zum Beispiel sind in Fig. 9 die Maxima 95a und 95b längs der y-Achse quer zur Wellenleiterbreite beabstandet. Wenn der Wellenleiter mit ausreichender Höhe konstruiert wird, ist es möglich, zusätzlich zu beschriebenen Teilung eine Mehrfachteilung in X-Richtung zu erreichen. Genauer setzt ein zentraler Wellenleiter mit quadratischem Querschnitt und der Breite 2b = 4a und der Länge L einen Eingangswellenleitergrundmodus EH&sub1;&sub1; oder eine andere Eingabe, die diesem nahekommt, auf der Achse an einem Ende in vier in Phase befindliche Grundmodenausgänge am anderen Ende um. Diese Ausgänge sind auf Punkte in der xy-Ebene bei z = L zentriert, die gegeben sind durch (b/2, b/2), (b/2, -b/2), (-b/2, -b/2) und (-b/2, b/2); wobei hier x = y = 0 auf der Längssymmetrieachse des Wellenleiters gilt. In diesem Beispiel werden zweidimensionale Wellenleitermoden EHmn (m, n = 1, 3, 5 ...) angeregt an Stelle des nur eindimensionalen Äquivalents (m = 1, n = 1, 3, 5 ...) der Fig. 1 bis 12. Die Betrachtung der zwei Versionen der Fig. 9 im rechten Winkel zueinander zeigt, daß mit geeigneter Anordnung der Eingänge und der Ausgänge und einer Phasensteuerung wie in Fig. 10 eine komplexere Strahlteilung möglich ist.
Die vorangegangenen Anmerkungen bezüglich der quadratischen Wellenleiter können auch auf die Rechteckwellenleiter ausgedehnt werden. Wie oben erwähnt, tritt die Strahlteilung in K Intensitätsmaxima in einem Weltenleiter mit der Breite 2b in einem Abstand LK auf der gegeben ist durch:
LK = 4b²/λK (17)
Wenn der Wellenleiter eine orthogonale Breitenabmessung der Breite 2a besitzt, in der die Teilung in J Intensitätsmaxima benötigt wird, tritt dies bei einer Länge LJ auf, die gegeben ist durch:
LJ = 4a²/λJ (18)
Wenn auf der gleichen Länge des Wellenleiters eine Teilung in J mal K Intensitätsmaxima benötigt wird, sind die Wellenleiterquerschnittsabmessungen gegeben durch gleichsetzen von LJ und LK und Ziehen der Quadratwurzel, wie folgt:
b / a = [(K/J)] (19)
Folglich tritt die Teilung in eine Matrix von 9 mal 4 Intensitätsmaxima in einem Wellenleiter mit b gleich 3a/2 nach einer Strecke von a²/λ auf.
Eine theoretische Beschreibung ähnlich der obigen kann verwendet werden, um zu zeigen, daß auch asymmetrische Ausführungsformen der Erfindung konstruiert werden können. In solchen Ausführungsformen ist der Eingang gegen die Achse des Wellenleiters versetzt. Folglich werden antisymmetrische EHmn-Moden (m und/oder n gerade) zusätzlich oder an Stelle der symmetrischen Moden angeregt. Die Verteilung der angeregten Moden hängt wie oben von den Abmessungen des Wellenleiters und vom Ort des Eingangsstrahlbauches ab. Solche Vorrichtungen können z. B. konstruiert werden, um mehrere Ausgangsstrahlen mit unterschiedlichen Intensitäten zu erzeugen.
Die Vorrichtungen der Erfindung können so konstruiert sein, daß sie Strahlkombinierungs- und Mischfunktionen bewerkstelligen. Die Eingabe in solche Vorrichtungen kann zwei oder mehr Gaußsche TEM&sub0;&sub0;-Moden enthalten. Die Funktion der Vorrichtungen wird bestimmt durch die Länge des Multimodenwellenleiterabschnitts und durch die Anzahl, die Phase und die Anordnung der Eingangsstrahlen.
In Fig. 13 ist eine Vorrichtung der Erfindung in Form eines Strahlkombinierers schematisch dargestellt. Die Vorrichtung ist allgemein mit 110 bezeichnet und enthält einen Rechteckwellenleiter 112 mit der Breite 2b, der Höhe 2a und der Länge L = 2b²/λ. Die betreffenden Koordinatenachsen sind mit 114 bezeichnet, während der Ursprung mit 116 bezeichnet ist. Die Vorrichtung 110 besitzt eine Eingangsöffnung 117, die mit einer Kettenlinie durch den Ursprung 116 gezeigt ist. Sie enthält ferner einen Wellenleiter 118 mit quadratischem Querschnitt und der Breite und Höhe 2a. Der Wellenleiter 118 ist koaxial auf dem Reckteckwellenleiter 112 ausgerichtet und besitzt eine Öffnung 120, die in der Ebene z = L angeordnet ist.
Zwei Gaußsche TEM&sub0;&sub0;-Modus-Eingangsstrahlen 122, 124 werden von einer (nicht gezeigten) Eingabevorrichtung zugeführt, so daß deren jeweilige Achsen parallel zu der mit 114 bezeichneten z-Achse verlaufen. Sie besitzen entsprechende Strahlbäuche 122a und 124a in der Eingangsöffnung 117, wobei die Strahlbauchzentren bei den y- Werten -b/2 bzw. +b/2 angeordnet sind. Die Eingangsstrahlen 122 und 124 bewirken Anregungen, die im wesentlichen den zwei Quadratwellenleiter-Grundmoden entsprechen, die an denselben Orten eingegeben werden, vorausgesetzt, die Strahlbäuche werden geeignet gewählt, wie oben beschrieben worden ist. Die Abmessungen des Rechteckwellenleiters 112 und die Positionen der Eingänge 122, 124 sind so beschaffen, daß dann, wenn die Eingänge 122, 124 in Phase sind, diese kombiniert werden und einen einzigen Ausgangsstrahl bilden, der über die Öffnung 120 in den Quadratwellenleiter 118 eintritt. Die Wirkung der Phasen der Eingangsstrahlen wird im folgenden genauer beschrieben.
In den Fig. 14 und 15 ist die Veränderung der elektrischen Feldstärkeverteilung I mit dem Abstand längs eines Multimodenwellenleiters gezeigt. Diese Zeichnungen beziehen sich auf zwei Wellenleitereingangsstrahlen mit gleicher Intensität, die zueinander in Phase bzw. in Antiphase sind. In Fig. 14 zeigen zwei anfängliche Maxima 130 und 132 die elektrische Feldstärkeverteilung I bei z = 0. Sie sind auf der y-Achse bei -b/2 bzw. +b/2 angeordnet.
Die relativen Phasen der Maxima 130 und 132 sind mit 134 bezeichnet. Sie sind zueinander in Phase. Wie bei der Strahlteilung tritt im Wellenleiter eine Modendispersion auf, wobei nach einer Länge L (d.h. bei z = L) ein einziges Maximum 136 erzeugt wird, das auf der y-Achse bei y = 0 angeordnet ist.
In Fig. 15 zeigen zwei anfängliche Maxima 140 und 142 elektrische Feldstärkeverteilung I bei z = 0. Sie sind bei y = -b/2 bzw. y = +b/2 angeordnet. Die relativen Phasen der Maxima 130 und 132 sind mit 134 bezeichnet. Sie sind zueinander in Antiphase. Erneut tritt im Wellenleiter eine Modendispersion auf, wobei jedoch nach einer Länge L (d. h. bei z = L) zwei Maxima 148 erzeugt werden. Sie sind auf der y-Achse bei -b/2 bzw. +b/2 angeordnet. Somit wird die eingegebene elektrische Feldstärkeverteilung nach einer Länge L des Wellenleiters reproduziert.
Für Phasenbedingungen zwischen den zwei in den Fig. 14 und 15 gezeigten Extremen werden bei z = L drei Ausgangsmaxima erzeugt. Die jeweiligen Amplituden hängen von den relativen Phasen der Eingänge ab. Die Auflösung dieser drei Ausgangsmaxima hängt von der Breite des Rechteckwellenleiters ab.
Verwandte Situationen entstehen, wenn mehr als zwei Eingänge verwendet werden. Die Phasen der Eingänge müssen umsichtig gewählt werden, um sicherzustellen, daß der Ausgang der Vorrichtung den Anforderungen entspricht. Die Wirkung der Eingangsphase kann jedoch in Vorrichtungen der Erfindung verwendet werden, um eine gewünschte Funktion zu erhalten.
In Fig. 16 ist eine Vorrichtung der Erfindung für die Verwendung in der Heterodyn-Detektion auf der Grundlage eines Strahlkombinierers schematisch dargestellt. Die Vorrichtung ist allgemein mit 150 bezeichnet. Die Vorrichtung 150 enthält einen Rechteckwellenleiter 152 mit der Breite 2b, der Höhe 2a und der Länge L. Die betreffenden Koordinatenachsen sind mit 154 bezeichnet. Zwei Eingangsstrahlen 156 und 158 mit Gaußschem Intensitätsprofil sind bei y = -b/2 bzw. y = +b/2 angeordnet und erzeugen ein lokales Oszillatorsignal bzw. ein empfangenes Signal. Das empfangene Signal kann ein Signal von einer Quelle sein, das Reflexionen oder Streuungen von einer Zielzone unterliegt. Die empfangene Signalquelle kann die des lokalen Oszillators sein. Wenn die Reflexion oder die Streuung des empfangenen Signals eine Doppler- Verschiebung erzeugt, besitzen die Eingangsstrahlen 156 und 158 eine kleine Frequenzdifferenz und somit unterschiedliche Wellenlängen. Ein Detektor 100 ist in seinem Zentrum bei x = 0, y = 0, z = L angeordnet.
Die Vorrichtung 150 arbeitet wie folgt. Die zwei Eingänge 156 und 158 werden kombiniert, um eine Schwebungs- oder Differenzfrequenz zu erzeugen. Die Wirkung bei z = L ist, daß sich die elektrische Feldstärkeverteilung I von einem einzelnen Maximum bei x = 0, y = 0 zu zwei Maxima bei x = 0, y = -b/2 und x = 0, y = +b/2 ändert. Zu den Zeitpunkten zwischen diesen, zu denen diese zwei Maxima auftreten, werden alle drei Maxima mit unterschiedlichen Amplituden erzeugt. Somit ändert sich die auf den Detektor 160 fallende Intensität zwischen den minimalen und den maximalen Werten mit der Schwebungs- oder Differenzfrequenz.
Weitere Ausführungsformen ähnlich der Vorrichtung 150 können für die Heterodyn-Detektion konstruiert werden. Es kann z. B. vorteilhaft sein, drei Detektoren bei x = 0, y = 0; x = 0, y = -b/2 und x = 0, y = +b/2 anzuordnen. Somit würde die Intensität aufgezeichnet, die in allen drei Maxima vorhanden ist. Alternativ kann es vorteilhaft sein, wie in der Vorrichtung 150 einen Detektor zu verwenden und bei x = 0, y = -b/2 und x = 0, y = +b/2 Absorber anzuordnen, wodurch sichergestellt wird, daß die Energie nicht in einen zu 152 äquivalenten Rechteckwellenleiter zurückreflektiert wird.
Noch komplexere Vorrichtungen können konstruiert werden, indem zwei oder mehr Strahlteiler oder Strahlkombinierer der Erfindung kombiniert werden. Zum Beispiel kann ein Mach-Zehnder-Interferometer konstruiert werden, indem jeweils ein Stahlteiler und ein Strahlkombinierer der Erfindung verwendet und Rückseite an Rückseite angeordnet werden.

Claims

1. Optische Vorrichtung, die Eingangsstrahlung (34) aus dem freien Raum annimmt und so beschaffen ist, daß sie eine Strahlteilung vornimmt, wobei die Vorrichtung (10) Eingangseinrichtungen, die so beschaffen sind, daß sie Eingangsstrahlung erzeugen, und einen Wellenleiter (14) mit rechtwinkligem Querschnitt enthält, der so beschaffen ist, daß er die Eingangsstrahlung (34) in einem Wellenleitereingangsbereich (22) empfängt und wenigstens einen Anteil hiervon an Ausgangseinrichtungen (30, 32) leitet, die in einem Ausgangsbereich des Wellenleiters (14) angeordnet sind,

(a) wobei die Ausgangseinrichtungen mehrere einzelne Ausgangselemente (30, 32) besitzen, deren Zentren über die gesamte Breite des Ausgangsbereichs des Wellenleiters hinweg voneinander beabstandet sind und in entsprechenden gleichen Unterteilungen desselben mittig angeordnet sind,

dadurch gekennzeichnet, daß

(b) der Wellenleiter (14) ein Multimoden-Wellenleiter mit einer größeren Querschnittsseite der Länge 2b, einer kleineren Querschnittsseite der Länge 2a und einer Länge, die gleich 4b²/λK ist, wobei λ die Eingangsstrahlungswellenlänge im Wellenleiter (112) ist und K die Anzahl der Ausgangselemente (30, 32) ist,

c) die Eingangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie einen einzigen Strahl (34) der Eingangsstrahlung erzeugen, der:

(1) durch den freien Raum zum Eingangsbereich (22) des Wellenleiters (14) geleitet wird,

(2) über den gesamten Querschnitt des Wellenleiters im Eingangsbereich (22) hinweg ein Gaußsches Intensitätsprofil, eine einzige Wellenlänge und eine konstante Phase besitzt,

(3) mittig auf den Eingangsbereich des Wellenleiters auftrifft und nur symmetrische Modi des Wellenleiters (14) anregen kann, und

(d) der Wellenleiter (12) so beschaffen ist, daß er in dem Strahl (34) der Eingangsstrahlung kraft der Modendispersion längs des Strahlungsweges im Wellenleiter (14) K Intensitätsmaxima erzeugt, die auf entsprechende Ausgangselemente (30, 32) zentriert sind.

2. Optische Vorrichtung, die Eingangsstrahlung (122, 124) aus dem freien Raum annimmt und so beschaffen ist, daß sie eine Strahlrekombination ausführt, wobei die Vorrichtung (110) Eingangseinrichtungen, die so beschaffen sind, daß sie Eingangsstrahlung erzeugen, sowie einen Wellenleiter (112) mit rechtwinkligem Querschnitt enthält, der so beschaffen ist, daß er die Eingangsstrahlung (122, 124) an einem Wellenleitereingangsbereich (117) empfängt und wenigstens einen Anteil hiervon an Ausgangseinrichtungen (118) leitet, die in einem Ausgangsbereich des Wellenleiters (112) angeordnet sind, dadurch gekennzeichnet, daß

(a) die Eingangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie zwei Strahlen (122, 124) der Eingangsstrahlung mit Gaußschem Intensitätsprofil und der gleichen einzigen Wellenlänge erzeugen, die durch den freien Raum an einen Eingangsbereich (117) des Wellenleiters (112) geleitet werden, wobei die Strahlen jeweils Auftreffzentren besitzen, die über die gesamte Breite des Eingangsbereichs (117) hinweg in der Weise beabstandet sind, daß sie in bezug auf die jeweiligen Hälften mittig positioniert sind,

(b) der Wellenleiter (112) ein Multimoden-Wellenleiter der Breite 2b ist und zwischen dem Eingangsbereich (117) und den Ausgangseinrichtungen (118) einen optischen Weg der Länge 2b²/λ erzeugt, wobei λ die Eingangsstrahlungswellenlänge im Wellenleiter (112) ist,

(c) die Ausgangseinrichtungen (118) in bezug auf den Querschnitt des Ausgangsbereichs des Wellenleiters mittig angeordnet ist und

(d) der Wellenleiter (112) so beschaffen ist, daß die Strahlen (122, 124) der Eingangsstrahlung, die über den gesamten Querschnitt des Wellenleiters im Eingangsbereich (117) hinweg eine konstante Phase besitzen und hier miteinander in Phase sind, kraft einer Modendispersion längs des Weges der Strahlung im Wellenleiter (112) ein einziges Intensitätsmaximum bei den Ausgangseinrichtungen (118) erzeugen.

3. Optische Vorrichtung, die Eingangsstrahlung (156, 158) aus dem freien Raum annimmt und so beschaffen ist, daß sie eine Strahlmischung ausführt, wobei die Vorrichtung (150) Einrichtungen, die so beschaffen sind, daß sie Eingangsstrahlung bereitstellen, sowie einen Wellenleiter (152) mit rechtwinkligem Querschnitt enthält, der so beschaffen ist, daß er die Eingangsstrahlung (156, 158) an einem Wellenleitereingangsbereich empfängt und wenigstens einen Anteil hiervon an Ausgangseinrichtungen (160) leitet, die in einem Ausgangsbereich des Wellenleiters (152) angeordnet sind, dadurch gekennzeichnet, daß: (a) die Eingangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie zwei Strahlen (156, 158) der Eingangsstrahlung mit Gaußschem Intensitätsprofil und einer leicht unterschiedlichen Frequenz erzeugen, die durch den freien Raum an einen Eingangsbereich des Wellenleiters (152) geleitet werden, wobei die Strahlen jeweils Auftreffzentren besitzen, die über die gesamte Breite des Eingangsbereichs des Wellenleiters hinweg in der Weise beabstandet sind, daß sie in bezug auf entsprechende Hälften desselben zentriert sind, wobei wenigstens einer der Strahlen über den gesamten Querschnitt des Wellenleiters im Eingangsbereich hinweg eine einzige Wellenlänge und eine konstante Phase besitzt,

(b) der Wellenleiter (112, 152) ein Multimoden-Wellenleiter der Breite 2b ist und zwischen dem Eingangsbereich und der Ausgangseinrichtung (160) einen optischen Weg der Länge 2b²/λ erzeugt, wobei λ die Wellenlänge im Wellenleiter (152) eines der Strahlen mit einer einzigen Wellenlänge und konstanter Phase wie oben erwähnt ist,

(c) die Ausgangseinrichtung (160) in bezug auf den Querschnitt des Ausgangsbereichs des Wellenleiters mittig angeordnet ist, und

(d) der Wellenleiter (152) so beschaffen ist, daß die Strahlen (156, 158) der Eingangsstrahlung, die über den gesamten Querschnitt des Wellenleiters im Eingangsbereich hinweg eine konstante Phase besitzen und miteinander in Phase sind, miteinander kombiniert werden, um kraft der Modendispertion längs des Weges der Strahlung im Wellenleiter (152) ein einziges Intensitätsmaximum erzeugen, das auf die Ausgangseinrichtungen (160) zentriert ist.

4. Optische Vorrichtung nach irgendeinem vorangehenden Anspruch, dadurch gekennzeichnet, daß der Wellenleiter eine kleinere Querschnittsseite der Länge 2a besitzt und die Eingangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie einen Eingangsstrahl-Wellenbauchradius w im Bereich von 0,47a bis 1,07a erzeugen, um eine wirksame Anregung der Wellenleiter-Grundschwingung EH&sub1;&sub1; zu erzielen.

5. Optische Vorrichtung nach Anspruch 4, dadurch gekennzeichnet, daß die Eingangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie einen Eingangsstrahl-Wellenbauchradius w im Bereich von 0,54a bis 0,92a erzeugt.

6. Optische Vorrichtung nach irgendeinem vorangehenden Anspruch, dadurch gekennzeichnet, daß die Ausgangseinrichtungen wenigstens einen zusätzlichen Wellenleiter (26, 28) enthalten.

7. Optische Vorrichtung nach irgendeinem der Ansprüche 1 bis 5, dadurch gekennzeichnet, daß die Ausgangseinrichtungen so beschaffen sind, daß sie wenigstens einen Strahl des freien Raums mit Gaußschem Intensitätsprofil anregen.

8. Optische Vorrichtung nach irgendeinem der Ansprüche 1 bis 5, dadurch gekennzeichnet, daß die Ausgangseinrichtungen einen Detektor (116) enthalten.