DE69300887T2

DE69300887T2 - Nichtlinearer optischer Koppler, der einen dotierten optischen Wellenleiter verwendet.

Info

Publication number: DE69300887T2
Application number: DE69300887T
Authority: DE
Inventors: Michel J F Digonnet; Richard H Pantell; Robert W Sadowski; Herbert J Shaw
Original assignee: Leland Stanford Junior University
Current assignee: Leland Stanford Junior University
Priority date: 1992-03-31
Filing date: 1993-03-05
Publication date: 1996-06-13
Anticipated expiration: 2013-03-06
Also published as: EP0564100A2; AU3397293A; AU661555B2; JP2843478B2; NO930875L; US5311525A; EP0564100A3; DE69300887D1; EP0564100B1; NO930875D0; JPH07261206A

Description

Anwendungsbereich der Erfindung

Die Erfindung betrifft optische Wellenleiter-Anordnungen, insbesondere Anordnungen mit Zweimodus-Wellenleitern zum Steuern der Übertragung von optischer Energie in den beiden Modi des Wellenleiters.

Hintergrund der Erfindung

Optische Fasern

Eine optische Faser ist ein optischer Wellenleiter mit einem zentralen Kern, der von einer äußeren Umhüllung umgeben ist. Die Brechungsindizes des Kerns und der Umhüllung sind so ausgewählt, daß die in der optischen Faser übertragene optische Energie gut von der Faser weitergeleitet wird.
Es ist bekannt, daß eine einzelne optische Faser unter bestimmten Bedingungen einen oder mehrere Fortpflanzungswege aufweisen kann. Diese Fortpflanzungswege werden üblicherweise als die Normalmodi einer Faser bezeichnet, die als unabhängige optische Wege durch die Faser aufgefaßt werden können. Normale Modi haben einheitliche elektrische Feldverteilungsmuster, die mit Ausnahme der Amplitude beim Fortpflanzen des Lichtes durch die Faser unverändert bleiben. Ferner pflanzt sich jeder Normalmodus mit einer einheitlichen Fortpflanzungsgeschwindigkeit durch die Faser fort.
Die Anzahl der Modi, die von einer bestimmten optischen Faser übertragen werden können, wird von der Wellenlänge des durchgeleiteten Lichtes bestimmt. Wenn die Wellenlänge größer ist als eine "Grenzmodus zweiter Ordnung"-Wellenlänge (d.h. daß die Frequenz des Lichtes niedriger ist als eine Grenzfrequenz), überträgt die Faser nur einen einzigen Modus. Wenn die Wellenlänge niedriger als der Grenzwert ist (d.h. daß die Frequenz höher als die Grenzfrequenz ist), fängt die Faser an, Modi höherer Ordnung zu übertragen. Bei Wellenlängen niedriger als der Grenzwert, jedoch in dessen Nähe, überträgt die Faser nur den Grundmodus bzw. Modus erster Ordnung, und den nächsten Modus, den Modus zweiter Ordnung. Wenn die Wellenlänge weiter abnimmt, überträgt die Faser weitere Modi, z.B. eine dritte und eine vierte Ordnung usw.
Jeder der normalen Modi (d.h. erster Ordnung, zweiter Ordnung usw.) ist orthogonal, das besagt, daß normalerweise keine Kopplung des Lichtes zwischen diesen Modi besteht. Die Ausrichtung der elektrischen Feldvektoren der Modi bestimmt die Polarisation des Lichtes in dem Modus, beispielsweise linear vertikal oder linear horizontal. Eine weitergehende Erörterung dieser Modi und ihrer entspechenden elektrischen Feldmuster erfolgt weiter unten.
Es sind zahlreiche Anordnungen entwickelt worden, um die Orthogonalität der Modi einer optischen Faser dazu zu verwenden, eine selektive Kopplung zwischen den Modi zu erzielen. Beispielsweise wird in der anhängigen US-Patentanmeldung Serial-Nr. 884871 mit der Bezeichnung "Fiber Optic Modal Coupler" des Anmelders der vorliegenden Erfindung eine Anordnung beschrieben, die die Energie des Modus erster Ordnung mit dem Modus zweiter Ordnung und umgekehrt koppelt. Die US-Patentanmeldungen Serial-Nr. 820513 und 909503 mit der übereinstimmenden Bezeichnung "Fiber Optic Inter-Mode Coupling Single-Sideband Frequency Shifter", beide für den Anmelder der vorliegenden Erfindung, beschreiben Frequenzverschieber, welche die optische Energie eines Übertragungsmodus mit einem Übertragungsmodus koppeln und dabei die Frequenz der optischen Energie verschieben. Die US-Patentanmeldung Serial-Nr. 820411 mit der Bezeichnung "Fiber Optic Mode Selector" beschreibt eine Anordnung, welche optische Energie, die in dem Übertragungsmodus erster oder zweiter Ordnung übertragen wird, von dem anderen Übertragungsmodus erster oder zweiter Ordnung abtrennt.

Neodym- und Erbium-dotierte optische Fasern

Dotierte Fasern hatten interessante kommerzielle Anwendungen als Lichtquellen und Verstärker. In den vergangenen Jahren haben dotierte Fasern, insbesondere Erbium-dotierte Fasern, wachsende Beachtung als mögliche Quellen und für Verstärker gefunden, vor allem in dem verlustarmen Faser-Kommunikationsfenster bei 1500 nm. Man kann einen hohen Verstärkungsfaktor erreichen, wenn der Dotierstoff richtig in eine Faser dotiert wird, meist eine Silikafaser. Das von Erbium-dotierten Fasern emittierte Licht geht leicht in andere Fasern mit gleichen Modusgrößen über. Außerdem emittieren Erbium-dotierte Fasern ein längerwelliges Licht als Neodym-dotierte Fasern und sind dadurch weniger empfindlich gegenüber strahlungsbedingten Dämpfungsmechanismen.
Eine theoretische Analyse der verstärkten Spontanemission findet sich in einem Artikel von E. Desurvire u.a. "Amplification of Spontaneous Emission in Erbium-Doped Singel-Mode Fibers", Journal of Lightwave Technology, Bd. 7, Nr. 5, S. 835-845 (Mai 1989). Mit der Wirkungsweise einer Erbium-dotierten Silikafaser als Superfluoreszenzquelle bei 1535 nm und gepumpt bei 980 nm befaßt sich auch ein Artikel von P.R. Morkel "Erbium-doped Fibre Superluminescent-Source for the Fibre Gyroscope", Springer Proceedings in Physics, Bd. 44, in Optical Fiber Sensors, Springer Verlag Berlin und Heidelberg, 1989. Dieser Artikel analysiert die Änderung der Superfluoreszenz-Ausgangsleistung mit der Pumpleistung und der Faserlänge und erfaßt die Abhängigkeit des Superfluoreszenz-Emissionsspektrums von der Faserlänge, der Pumpleistung und der Fasertemperatur.
Neodym-Silika kann als ein Vierstufensystem ausgebildet werden, während Er-Silika genauer als ein Dreistufensystem ausgebildet wird. Der Dreistufenübergang von Er-Silika ist um einiges komplexer als der Vierstufenübergang bei Neodym. In Erbium sind der Grundstatus und der niedrigere Laserstatus in einem einzigen Status kombiniert. Somit bleibt sowohl die obere wie die untere Laserebene entsprechend der Boltzman-Statistik besetzt. Es ist sowohl eine Signalemission als auch eine Signalabsorption möglich. Diese beiden Vorgänge werden oft durch die Bildung eigener Emissions- und Absorptionsquerschnitte getrennt, die aufgrund der Wahrscheinlichkeit der Besetzung der Ebenen in jedem Einzelfall gewichtet werden. Die Emission erfolgt von den besetzten niedrigeren Ebenen des höheren Laserstatus auf den niedrigeren Laserstatus, während die Absorption von den besetzten niedrigeren Ebenen des niedrigeren Laserstatus auf den höheren Laserstatus erfolgt. Eine Darstellung des Emissionsquerschnittes wird deshalb zu niedrigeren Frequenzen (längeren Wellenlängen) hin verlagert als der Absorptionsquerschnitt.

Nichtlineare optische Anwendungen dotierter Fasern

Zusätzlich zu ihrer Eignung als Quellen und Verstärker stellen dotierte Fasern ein interessantes Medium für eine ganze Klasse neuer aktiver Anordnungen auf der Grundlage nichtlinearer Optiken dar.

Optische Schalter

Nur-Faser-Schalter mit Schaltzeiten im Millisekunden- bis zum Sub-Pikoskunden-Bereich werden für zahlreiche Anwendungen benötigt, wie lokale Netzwerke, Sensorreihen und Fernsprechsysteme. Der stärkste Bedarfin diesem Bereich findet sich in Hochgeschwindigkeitsanordnungen. Ein Artikel von H.G. Park u.a. "Optical Kerr switch using elliptical core two-mode fiber", Optical Letters, Bd. 13. Nr. 9, S. 776-778, September 1988, berichtet über einen Nanosekundenschalter in einer reinen Silikafaser. Dieser benötigt jedoch wegen der schwachen Nichtlinearität von Silika eine hohe Pumpleistung und eine große Länge. Halbleiter-dotierte Gläser, die deutlich größere Nichtlinearitäten aufweisen, haben Pikosekunden-Schaltzeiten in Faseranordnungen erbracht, siehe D. Cotter u.a. "Picosecond pump-probe interferometric measurement of optical nonlinearity in semiconductor-doped fibers", Optical Letters, 14, 6, 317-319, März 1989. Halbleiter-dotierte Gläser haben auch Schaltzeiten in Wellenleiteranordnungen erzeugt, wie von N. Finlayson u.a. in "Picosecond switching induced by saturable absorption in a nonlinear directional coupler", Applied Physics Letters, 53, 13, 1144-1146, September 1988, dargelegt. In beiden Fällen erfordern diese Gläser noch hohe Pumpleistungen und bewirken einen hohen Absorptionsverlust des Signals.
Es besteht daher weiterhin ein Bedarf an einem kompakten und zuverlässigen optischen Koppler mit einem geringen Leistungsbedarf für die Pumpquelle und einem geringen Signal- Absorptionsverlust.

Zusammenfassung der Erfindung

Die vorliegende Erfindung betrifft in einer ersten, im Anspruch 1 gekennzeichneten Ausbildungsform eine Vorrichtung zum Steuern eines optischen Signals, mit einem durch ein aktives Medium dotierten optischen Wellenleiter, der einen ersten und einen zweiten räumlichen Fortleitungsmodus aufweist, welche einen ersten bzw. zweiten Brechungsindex besitzen; und mit einer gekoppelten Pumpquelle zum Einleiten eines Pumpsignals in wenigstens einen der räumlichen Modi, um wenigstens einen der beiden Brechungsindizes optisch zu stören, wobei das Pumpsignal regelbar die räumliche Intensitätsverteilung des optischen Signals variiert.
Der zweite räumliche Modus hat vorzugsweise eine höhere Ordnung als der erste räumliche Modus. Der optische Wellenleiter kann einen nicht-kreisförmigen Querschnitt mit solchen Querschnittsformen aufweisen, daß der Wellenleiter das Licht in dem höheren Ordnungsmodus in nur einem einzigen stabilen Intensitätsmuster leitet.
Die Störung wenigstens eines der effektiven Brechungsindzes kann eine in dem ersten oder zweiten Modus fortgeleitete Signalkomponente phasenverschieben. Die Pumpquelle besitzt eine Leistung und kann die Intensität des Pumpsignals zur Änderung der Phasenverschiebung ändern, die ungefähr π betragen kann.
Das Pumpsignal hat eine Pumpleistung, die größer sein kann als Pabs/(1 - exp( pN&sub0;L + Pabs/AIP,sat), worin Pabs durch die Gleichung (24) gegeben ist, p der Absorptionsquerschnitt der Pumpquelle ist, N&sub0; die Gesamt-Speziesdichte des aktiven Mediums ist, L die Länge des optischen Wellenleiters ist, A der von dem Pumpsignal beaufschlagte Bereich des optischen Wellenleiters ist, und Ip,sat durch die Gleichung (13) gegeben ist. Die Länge des optischen Wellenleiters ist vorzugsweise größer als Lmin, das durch die Gleichung (27) gegeben ist.
Der optische Wellenleiter hat vorzugsweise ein optisches Intensitätsverteilungsmuster, das auf dem Phasenverhältnis zwischen dem im ersten und im zweiten Modus fortgeleiteten Licht beruht und wenigstens zwei Lappen (lobes) aufweist.
Das aktive Medium ist vorzugsweise eine Seltene Erde wie etwa Erbium. Es kann auch ein Halbleitermaterial sein.
Das optische Signal besitzt eine erste Wellenlänge und das Pumpsignal besitzt eine zweite Wellenlänge. Die zweite Wellenlänge liegt vorzugsweise in der Nähe des Absorptionsübergangs des aktiven Mediums. Die erste Wellenlänge kann in der Nähe eines weiteren Absorptionsübergangs des aktiven Mediums liegen und dadurch die Leistung der Pumpquelle herabsetzen sowie die Dämpfung des optischen Signals für eine bestimmte Phasenverschiebung steigern. Der Absorptionsübergang und der weitere Absorptionsübergang können dieselben sein. Die erste Wellenlänge kann auch abseits von einem weiteren Absorptionsübergang des aktiven Mediums ausgewählt werden, um die Leistung der Pumpquelle zu steigern und die Dämpfung des optischen Signals für eine bestimmte Phasenverschiebung zu verringern.
Der optische Wellenleiter enthält vorzugsweise Silika. Das aktive Medium besitzt vorzugsweise hohe Löslichkeitsgrenzen in Silika. Der optische Wellenleiter kann als Erbium-dotierte optische Silikafaser ausgebildet sein.
Das optische Signal kann in dem optischen Wellenleiter eine Signaldämpfung erhalten, die sich aus der Gleichung (21) ergibt.
Das aktive Medium besitzt eine Schwingungsstärke. Die Schwingungsstärke ist vorzugsweise gleich oder größer als eins.
Nach einer weiteren, in Anspruch 18 gekennzeichneten Ausbildungsform besteht die Erfindung in einem Verfahren zum Steuern eines optischen Signals in einem optischen Wellenleiter mit den folgenden Schritten: Vorsehen eines mit einem aktiven Medium dotierten optischen Wellenleiters mit mindestens einem ersten und einem zweiten räumlichen Fortleitungsmodus, die einen ersten bzw. zweiten Brechungsindex aufweisen; Eingeben des optischen Signals mit einer ersten Wellenlänge in den optischen Wellenleiter; Eingeben eines Pumpsignals mit einer zweiten Wellenlänge in den optischen Wellenleiter, um wenigsten einen der beiden Brechungsindizes optisch zu stören; selektives Einstellen der Intensität des Pumpsignals, um regelbar die räumliche Intensitätsverteilung des optischen Signal zu ändern.
Das erfindungsgemäße Verfahren kann ferner den Schritt aufweisen, das aktive Medium derart auszuwählen, daß das aktive Medium einen hohen Schwingungswiderstand besitzt. Es kann ferner den Schritt aufweisen, die zweite Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt.
Das erfindungsgemäße Verfahren kann den Schritt aufweisen, die erste Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums oder von einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums entfernt liegt. Ferner kann es den Schritt aufweisen, die erste und die zweite Wellenlänge so auszuwählen, daß sie nahe bei demselben Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegen. Es kann den Schritt aufweisen, die zweite Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt, und zusätzlich den Schritt, die erste Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie von dem Absorptionsübergang des aktiven Mediums entfernt liegt.
Das erfindungsgemäße Verfahren kann den Schritt einer Phasenverschiebung der optischen Signalkomponente aufweisen, die in dem ersten oder dem zweiten Modus fortgeleitet wird. Das optische Signal kann bei seiner Übertragung in dem optischen Wellenleiter eine Dämpfung erhalten. Die Pumpquelle besitzt eine Leistung, und die Störung wenigstens eines der Brechungsindizes kann eine Komponente des optischen Signals in dem ersten oder dem zweiten Modus phasenverschieben. Das Verfahren kann den Schritt aufweisen, die erste Wellenlänge so auszuwählen, daß die Dämpfung des optischen Signals minimiert wird und die Leistung der Pumpquelle für eine spezifische Phasenverschiebung minimiert wird, wobei die Pumpleistung verringert und die Signaldämpfung gesteigert wird, wenn die erste Wellenlänge nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt, und umgekehrt die Pumpleistung gesteigert und die Signaldämpfung verringert wird, wenn die erste Wellenlänge von einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums entfernt ausgewählt wird.
Der optische Wellenleiter besitzt eine Länge und die Pumpquelle eine Leistung. Die Störung wenigstens eines der Brechungsindizes kann die Phase einer Komponente des optischen Signals in dem ersten oder dem zweiten Modus verschieben. Das Verfahren kann außerdem den Schritt enthalten, die Länge des optischen Wellenleiters und die Leistung der Pumpquelle so festzulegen, daß sowohl die Länge des optischen Wellenleiters als auch die Leistung der Pumpquelle für eine be stimmte Phasenverschiebung minimiert werden, wobei die minimale Länge sich aus der Gleichung (27) und die minimale Leistung sich aus der Gleichung (26) ergibt.

Kurzbeschreibung der Zeichnungen

Figur 1 ist ein Querschnitt durch einen beispielhaften kreisförmigen Kern einer optischen Faser.
Figur 2a und 2b zeigen die elektrischen Feldintensitäts-Verteilungsmuster in den vertikal und horizontal polarisierten HE&sub1;&sub1; (Grund-) Fortleitungsmodi des kreisförmigen optischen Faserkerns gemäß Figur 1.
Figur 2c ist eine Kurve der Amplitudenverteilung des elektrischen Feldes entsprechend den Intensitäts-Verteilungsmustern von Figur 2a und 2b.
Figur 2d, 2e, 2f und 2g zeigen die elektrischen Feldintensitäts-Verteilungsmuster in den Fortleitungsmodi TE&sub0;&sub1;, TM&sub0;&sub1;, HE&sub2;&sub1; gerade und HE&sub2;&sub1; ungerade (zweiter Ordnung) des kreisförmigen optischen Faserkerns gemäß Figur 1.
Figur 2h ist eine Kurve der Amplitudenverteilung des elektrischen Feldes entsprechend den Modi zweiter Ordnung der optischen Faser gemäß Figur 1.
Figur 3a und 3b zeigen die LP&sub0;&sub1; Annäherungswerte für den Fortleitungsmodus erster Ordnung der optischen Faser gemäß Figur 1.
Figur 3c, 3d, 3e und 3f zeigen die LP&sub1;&sub1; Annäherungswerte für den Fortleitungsmodus zweiter Ordnung der optischen Faser gemäß Figur 1.
Figur 4 ist eine nicht maßstäbliche Kurve der Fortleitungskonstanten eines optischen Wellenleiters bezogen auf die Elliptizität des Kerns des optischen Wellenleiters.
Figur 5 ist ein Querschnitt eines beispielhaften elliptischen Kerns.
Figur 6a und 6b zeigen die elektrischen Feldintensitätsmuster in den LP&sub0;&sub1; (Grund-) Fortleitungsmodi des elliptischen optischen Faserkerns gemäß Figur 5.
Figur 6c ist eine Kurve der Amplitudenverteilung des elektrischen Feldes für den LP&sub0;&sub1; Fortleitungsmodus des elliptischen optischen Faserkerns gemäß Figur 5.
Figur 6d und 6e zeigen die elektrischen Feldintensitätsmuster für die geraden LP&sub1;&sub1; Fortleitungsmodi des elliptischen optischen Faserkerns gemäß Figur 5.
Figur 6f ist eine Kurve der Amplitudenverteilung des elektrischen Feldes für die geraden LP&sub1;&sub1; Fortleitungsmodi des elliptischen optischen Faserkerns gemäß Figur 5.
Figur 6g und 6h zeigen die elektrischen Feldintensitätsmuster für die ungeraden LP&sub1;&sub1; Fortleitungsmodi des elliptischen optischen Faserkerns gemäß Figur 5.
Figur 7 zeigt einen optischen Koppler nach einer Ausführungsform der Erfindung, bei dem Licht von einer Pumpquelle und Licht von einer Signalguelle in einer Erbium-dotierten optischen Faser einander entgegenlaufen.
Figur 8 stellt die gemessene Abhängigkeit der nichtlinearen Phasenverschiebung an der Pumpleistung dar, die von der optischen Faser gemäß Figur 6 bei einer Signalwellenlänge von 906 nm, einer Pumpwellenlänge von 1,48 µm und einer Faserlänge von 3,4 m absorbiert wird.
Figur 9 zeigt die nichtlineare Phasenverschiebung als eine Funktion der Signalwellenlänge für Pabs=10 mW.
Figur 10 stellt das Absorptionsspektrum der optischen Faser gemäß Figur 7 dar, wobei die Signalabsorption als eine Funktion der Signalwellenlänge aufgetragen ist.
Figur 11a bis 11i zeigen Querschnitte der elektrischen Feldintensitätsmuster an den Stellen 11a-11a, 11b-11b, usw. in Figur 12.
Figur 12 zeigt einen Teil der optischen Faser aus dem optischen Koppler gemäß Figur 7.
Figur 13 zeigt ein Zweiebenen-System mit zwei Ebenen und verdeutlicht die in dem aktiven Medium der optischen Faser gemäß Figur 7 erfolgenden Übergänge.
Figur 14 zeigt die Abhängigkeit des realen Teils g'(ν) und des imaginären Teils g"(ν) des Lohrentz-Übergang-Linienverlaufs über der normalisierten Frequenzwanderung aus dem Linienzentrum Δν/δν.

Detaillierte Beschreibung bevorzugter Ausführungsformen

Gegenstand der vorliegenden Erfindung ist ein optischer Wellenleiter, der vorzugsweise bei einer Wellenlänge unterhalb des Cut-off arbeitet, so daß der Wellenleiter sowohl den Grundmodus als auch den Modus zweiter Ordnung überträgt. Der Grundmodus und der Modus zweiter Ordnung bilden zwei im wesentlichen unabhängige Wege durch den optischen Wellenleiter, wodurch die Anordnung als ein optisches Fortleitungsmedium mit zwei Kanalen eingesetzt werden kann. Die Ausführungsformen der Erfindung besitzen vorzugsweise einen optischen Wellenleiter mit einer derart gewählten Geometrie des Kerns, daß nur eine stabile räumliche Orientierung des Modus zweiter Ordnung in dem Wellenleiter übertragen wird. Der optische Wellenleiter enthält ein aktives Material, in der bevorzugten Ausführungsform eine dotierte optische Faser.

Allgemeines Prinzip der Erfindung

Der erfindungsgemäße nichtlineare optische Koppler arbeitet nach dem Prinzip, nach dem die optische Nichtlinearität in der Nähe einer Absorptionsresonanz deutlich verbessert werden kann, vgl. R.H. Pantell u.a. "Fundamentals of Quantum Electronics" Kap. 2 und 5, Wiley, New York, 1969. Mit Seltenen Erden dotierte Fasern besitzen zahlreiche Absorptionsübergänge und werden in der vorliegenden Erfindung bevorzugt eingesetzt. Der erfindungsgemäße nichtlineare Koppler arbeitet mit einer geringen Länge einer dotierten Faser, in welche gleichzeitig ein Prüfsignal und ein Pumpsignal eingeleitet werden. Wenn das Pumpsignal Elektronen auf einen bestimmten Erregungszustand anregt, ändert es die elektronische Verteilung, wodurch der Brechungsindex der Führungsregion für die Signalwellenlängen in der Nähe einer Absorptionsresonanz des Dotierstoffes abgewandelt wird. Dieser Index ist klein, jedoch kann er in einer ausreichend langen Faser auch mit einer niedrigen Pumpleistung in der Größenordnung von einigen Milliwatt eine deutliche Phasenverschiebung erzeugen.
Der erfindungsgemäße nichtlineare optische Koppler verwendet deshalb vorzugsweise ein Pumpsignal, dessen mittlere Wellenlänge in die Nähe eines Resonanzübergangs in einem optischen Wellenleiter gelegt ist, um die von einem optischen Prüfsignal erzeugte Phasenverschiebung abzuwandeln. Resonanz ist eine Wellenlänge, bei der ein Spitzenwert in der Absorptionsemission des Stoffes vorhanden ist. Resonanz wird als ein resonanter elektronischer Übergang bezeichnet. Das Spektrum eines aktiven Mediums kann mehrere Resonanzübergänge aufweisen. Wie später noch erläutert wird, kann das Prüfsignal in der Nähe eines Resonanzüberganges des aktiven Mediums zentriert werden, jedoch kann es auch gegenüber dem Resonanzübergang verlagert werden. Der erfindungsgemäße Koppler arbeitet mit einer niedrigen Pumpleistung und verringert wesentlich die Absorption bei der Signalwellenlänge.
Das erfindungsgemäße Prinzip beruht darauf, daß beim Anregen eines Übergangs in der Nähe der Resonanz sich die elektronische Verteilung in gleicher Weise ändert wie der Anteil dieses Übergangs an dem Brechungsindex des Materials. Wie bereits erwähnt, ist dieser Effekt in reiner Silika vorhanden, jedoch extrem schwach, und in undotierten reinen Silikafasern sind eine hohe Pumpleistung (in der Größenordnung von einigen zehn Watt) sowie eine lange Faser (in der Größenordnung von einigen zehn Metern) erforderlich, um die zum Schalten benötigte Phasenverschiebung von π zu induzieren. Bei der Erfindung wird der nichtlineare Koeffizient in der Nähe einer Resonanz deutlich verbesssert. Beispielsweise wird hingewiesen auf A.M. Glass "Materials for optical information processing", Science, 226, 657-662 (1984), D.F. Eaton "Nonlinear optical materials", Science, 253, 281-287 (1991), und G.I.Stegeman u.a. "Third order nonlinear integrated optics", Journal of Lightwave Technology, 6, 953-970 (1988). Die Pumpwellenlänge wird dicht zu einer Absorptionsresonanzfrequenz des Dotierstoffes gelegt, so daß sie bei der Fortpflanzung durch die Faser allmählich absorbiert wird. Bei diesem Vorgang regt sie Elektronen aus dem Grundzustand des Dotierstoffes zu einem gewissen erregten Zustand an und wandelt dabei den elektronischen Anteil dieses Übergangs und den Brechungsindex des Materials ab. Bei einem Signal niedrigerer Intensität ist der Anteil eines einzelnen Übergangs identisch mit dem nichtlinearen Effekt, der sich aus einer Rückverteilung der Elektronenpopulation ergibt, vgl. D.F. Eaton "Nonlinear optical materials", Science, 253, 281-287 (1991).
Bei der vorliegenden Erfindung wird vorzugsweise eine optische Faser eingesetzt, die mit einer geeigneten Verunreinigung dotiert ist, welche optisch nahe bei der Absorptionsresonanz dieser Verunreinigung erregt wird, um deutlich verbesserte nichtlineare Suszeptibilitäten zu erzeugen. Versuche zeigen, daß es dann möglich ist, die Bemessungen der Pumpe und der Länge um mehrere Größenordungen zu verringern und eine π-Phasenverschiebung mit Längen im Zentimeterbereich und einer sehr niedrigen Pumpleistung (in der Größenordnung von wenigen Milliwatt) zu erhalten.
Dieser Effekt der Nichtlinearität wurde erstmals mit Er-dotierten Faserverstärkern entwickelt, wie in E. Desurvire "Study of the complex atomic susceptibility of erbium-doped fiber amplifier", Journal of Lightwave Technology, 8, 10, 1517-1527, Oktober 1990.
Der erfindungsgemäße optische Koppler weist vorzugsweise ein Zwei-Modus-Faserinterferometer aus einer Er-dotierten Faser auf, der von einer 1,48 µm Laserdiode gepumpt wird. Eine Beschreibung von Zwei-Modus-Faserinterferometern findet sich bei Park a.a.O. und bei B.Y. Kim u.a. "Use of highly elliptical core fibers for two-mode fiber devices", Optical Letters&sub1; 12, 9, 729-731, September 1987. Durch geeignete Wahl der Signalwellenlänge kann die Signaldämpfung vernachlässigt werden, während der Vorteil der verbesserten Nichtlinearität erhalten bleibt.
Der von dem Signal aufgenommene nichtlineare Koeffizient und die induzierte Phasenverschiebung hängen von der Nähe der Signalfrequenz zu der Übergangsfrequenz des Dotierstoffes ab. Je größer die Nähe zur Resonanz, um so größer ist der nichtlineare Effekt, aber umso stärker auch die Absorption des Signales. Es besteht somit eine Abhängigkeit darin, wieviel Leistung zum Erzeugen der Phasenverschiebung benötigt wird und wieviel Dämpfung das Signal verträgt.
Vor der Erläuterung der einzelnen Ausführungsformen der Erfindung wird noch eine Zusammenfassung der anzuwendenden Modustheorie gegeben, um das Verständnis der Erfindung zu erleichtern. Wenn auch die folgende Beschreibung anhand einer optischen Silikaglas-Faser erfolgt, so ist doch für einen Fachmann ersichtlich, daß die dargelegten Anwendungen auch mit anderen optischen Wellenleitern erfolgen können, wie etwa eine LiNbO&sub3;-Faser, integrierte Optiken, Halbleiter-Wellenleiter o.dgl. Die Modustheorie wird in Verbindung mit einer undotierten optischen Silkaglas-Faser dargelegt, da dies das Verständnis der Modusübertragung erleichtert. Für das Grundkonzept der Modusübertragung ist es unerheblich, ob eine optische Faser dotiert oder nicht dotiert ist. Weitere Einzelheiten zu der Modustheorie finden sich in dem US-Patent 4895421 desselben Anmelders.

Modustheorie

Figur 1 zeigt als Beispiel einen Querschnitt einer optischen Silikaglas-Faser 100. Die Faser 100 weist einen inneren Kern 102 und eine äußere Umhüllung 104 auf. Der innere Kern besitzt einen Radius von r. Bei der beispielhaften Faser 100 hat der Kern einen Brechungsindex nco und die Umhüllung hat einen Brechungsindex ncl. Bekannterweise ist der Brechungsindex nco des Kerns größer als der Brechungsindex ncl der Umhüllung, so daß ein in der optischen Faser fortgeleitetes optisches Signal gut geführt wird. Die Anzahl der von der optischen Faser 100 geführten Modi hängt von der Fasergeometrie und der Wellenlänge des durchgeleiteten optischen Signals ab. Üblicherweise wird die Wellenlänge, oberhalb der eine optische Faser nur einen Grundmodus bzw. Modus erster Ordnung überträgt, als die "Modus zweiter Ordnung Cut-off"- Wellenlänge λc bezeichnet, die für eine Faser mit kreisrundem Kern nach der folgenden Gleichung errechnet werden kann:
Wenn die Wellenlänge des optischen Signals größer als die Wellenlänge λc ist (d.h. die Frequenz des optischen Signals ist niedriger als die Cut-off-Frequenz), wird nur der Modus erster Ordnung bzw. Grundmodus des optischen Signals zuverlässig von der Faser geführt und durch die Faser fortgeleitet. Wenn die Wellenlänge des optischen Signals kleiner als λc ist (d.h. die Frequenz des optischen Signals ist höher als die Cut-off-Frequenz), beginnen Modi höherer Ordnung wie etwa Modi zweiter Ordnung sich fortzupflanzen.
Die echten Modi erster Ordnung und zweiter Ordnung einer optischen Faser mit kreisförmigem Kern und die Verteilung ihrer jeweiligen elektrischen Feldamplitude sind in den Figuren 2a bis 2h dargestellt. Die beiden Modi erster Ordnung sind der vertikal polarisierte HE&sub1;&sub1;-Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 110 in Figur 2a, und der horizontal polarisierte HE&sub1;&sub1;-Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 112 in Figur 2b. Der äußere Kreis in jeder Figur zeigt die Grenze des Kerns 102 der Faser 100 von Figur 1.
Gemäß Figur 2c hat der LP&sub0;&sub1;-Modus eine Amplitudenverteilung 116 des elektrischen Feldes im wesentlichen symmetrisch um die Mittellinie des Kerns 102. Die Amplitudenverteilung 116 des elektrischen Feldes ist im Zentrum des Kerns 102 konzentriert und nimmt mit zunehmender Entfernung vom Zentrum des Kernes 102 ab. Ein kleiner Bereich der Amplitudenverteilung 116 des elektrischen Feldes erstreckt sich oftmals über die Grenzen des Kerns hinaus. Dieses erweiterte elektrische Feld wird üblicherweise als das Dämpfungsfeld der geführten Modi bezeichnet.
Die vier echten Modi zweiter Ordnung sind in den Figuren 2d bis 29 gezeigt. Diese vier echten Modi unterscheiden sich durch die Richtung des querverlaufenden elektrischen Feldes, wie es durch die Richtung der Pfeile in Figur 2d bis 29 gegeben ist, und ihre Bezeichnung ist üblicherweise der TE&sub0;&sub1;- Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 120 in Figur 2d, der TM&sub0;&sub1;-Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 122 in Figur 2e, der gerade HE&sub2;&sub1;-Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 124 in Figur 2f, und der ungerade HE&sub2;&sub1;-Modus, dargestellt durch ein elektrisches Feldmuster 126 in Figur 29.
Eine Amplitudenverteilung 130 des elektrischen Feldes für ein beispielhaftes optisches Signal im Modus zweiter Ordnung ist in Figur 2h dargestellt. Wie ersichtlich, ist die Amplitudenverteilung 130 des elektrischen Feldes in der Mittellinie des Kerns im wesentlichen Null und hat zwei Amplitudenmaxima 132 und 134 in der Nähe des Randes des Kerns. Wie ferner ersichtlich, sind die beiden Amplitudenmaxima 132 und 134 um 180º phasenversetzt. Außerdem erstreckt sich im Modus zweiter Ordnung ein größerer Teil der elektrischen Feldverteilung über den Rand des Kernes hinaus und erzeugt damit ein größeres Dämpfungsfeld als die HE&sub1;&sub1;-Modi.
Jeder der vier echten Modi zweiter Ordnung hat eine etwas abweichende Fortpflanzungsgeschwindigkeit gegenüber den anderen Modi zweiter Ordnung. Wenn daher einer oder mehrere der Modi zweiter Ordnung gemeinsam in einer Zwei-Modus-Faser durchlaufen, ändert sich die Intensitätsverteilung der Faser infolge von Änderungen in der Phasendifferenz zwischen den vier durchlaufenden Modi. Die Querschnitts-Intensitätsverteilung des Modus zweiter Ordnung wechselt aufgrund von äußeren Veränderungen, welche unterschiedliche Phasenverschiebungen zwischen den fast entarteten vier Modi induzieren.
Um einfacher die Charakteristiken der sich im Modus zweiter Ordnung fortpflanzenden Signale zu analysieren, werden die Charakteristiken der Modi mit Hilfe der LP-Näherungswerte für die Modi analysiert, wie im einzelnen bei D. Gloge "Weakly Guiding Fibers", Applied Optics, Bd. 10, Nr. 10, Oktober 1971, S. 2252-2258 definiert und beschrieben ist.
Ein besseres Verständnis der Modustheorie der optischen Ausbreitung in einer optischen Faser ergibt sich aus den Figuren 3a bis 3f, in denen die Modi erster und zweiter Ordnung anhand der LP-Näherungswerte dargestellt sind, wie bei Gloge a.a.O. beschrieben. Die äußeren Kreise in jeder der Darstellungen bilden wieder den Querschnitt des Kerns 102 der optischen Faser 100 in Figur 1. Die Umrisse innerhalb der Kernkreise stellen die elektrischen Feldverteilungen dar. Die Pfeile in den inneren Umrissen stellen die Richtung der Polarisation dar.
Figur 3a und 3b zeigen die Feldmuster der beiden Polarisationsmodi in dem Grundmodus LP&sub0;&sub1;. Ein Feldmuster 140 in Figur 3a stellt vertikal polarisiertes Licht im LP&sub0;&sub1;-Grundmodus und ein Feldmuster 142 in Figur 3b horizontal polarisiertes Licht im LP&sub0;&sub1;-Grundmodus dar.
Figur 3c bis 3f zeigen die LP&sub1;&sub1;-Näherungswerte für die Modi zweiter Ordnung. Wie aus den Figuren 3c bis 3f ersichtlich, gibt es vier LP&sub1;&sub1;-Modi, von denen jeder zwei Lappen (lobes) der elektrischen Feldverteilung aufweist. Zwei der Modi, die durch ein LP&sub1;&sub1;-Modusmuster 150 in Figur 3c und ein LP&sub1;&sub1;-Modusmuster 152 in Figur 3d dargestellt sind, werden hier als die geraden LP&sub1;&sub1;-Modi bezeichnet. Die beiden anderen LP&sub1;&sub1;- Modi, dargestellt durch ein LP&sub1;&sub1;-Modusmuster 154 in Figur 3e und ein LP&sub1;&sub1;-Modusmuster 156 in Figur 3f, werden als die ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modi bezeichnet. Die vier LP&sub1;&sub1;-Modi unterscheiden sich durch die Ausrichtung der Lappenmuster und die Ausrichtung der elektrischen Feldvektoren (d.h. der Polarisationsvektoren) in den Lappenmustern. Beispielsweise hat das erste gerade LP&sub1;&sub1;-Modus-Feldmuster 150 (Figur 3c) zwei Lappen, die symmetrisch zu einer horizontalen Nullinie 160 des elektrischen Feldes liegen. Innerhalb der beiden Lappen sind die elektrischen Feldvektoren parallel und asymmetrisch zu der Nullinie 160 des elektrischen Feldes. Zur Vereinfachung wird der durch das Lappenmuster 150 dargestellte LP&sub1;&sub1;-Modus als der horizontal polarisierte gerade LP&sub1;&sub1;-Modus bezeichnet.
Das zweite gerade LP&sub1;&sub1;-Lappenmuster 152 (Figur 3d) liegt symmetrisch zu einer horizontalen Nullinie 142 des elektrischen Feldes. Innerhalb der beiden Lappen 152 liegen die elektrischen Feldvektoren rechtwinklig und asymmetrisch zu der Nullinie 162 des elektrischen Feldes. Der durch das elektrische Feldmuster 152 dargestellte LP&sub1;&sub1;- Modus wird als der vertikal polarisierte gerade LP&sub1;&sub1;-Modus bezeichnet.
Das erste ungerade LP&sub1;&sub1;-Modus-Feldmuster 154 hat zwei Lappen, die symmetrisch zu einer vertikalen Nullinie 164 des elektrischen Feldes liegen. Innerhalb der beiden Lappen liegen die elektrischen Feldvektoren rechtwinklig und asymmetrisch zu der Nullinie 164 des elektrischen Feldes und sind damit horizontal ausgerichtet. Der durch das elektrische Feldmuster 154 dargestellte LP&sub1;&sub1;-Modus wird deshalb als der horizontal polarisierte ungerade LP&sub1;&sub1;-Modus bezeichnet.
Das elektrische Feldmuster 156 des zweiten ungeraden LP&sub1;&sub1;- Modus hat zwei Lappen, die symmetrisch zu einer vertikalen Nullinie 166 des elektrischen Feldes liegen. Innerhalb der beiden Lappen liegen die elektrischen Feldvektoren parallel und asymmetrisch zu der Nullinie 166 des elektrischen Feldes. Der durch das elektrische Feldmuster 156 dargestellte LP&sub1;&sub1;- Modus wird deshalb als der vertikal polarisierte ungerade LP&sub1;&sub1;-Modus bezeichnet.
Bei den LP-Modus-Näherungen ist jedes der sechs elektrischen Feldmuster aus Figur 3a bis 3f, nämlich die beiden LP&sub0;&sub1;- Muster und die vier LP&sub1;&sub1;-Muster, orthogonal zu jedem der anderen. Das besagt, daß ohne Störungen des optischen Wellenleiters im wesentlichen keine Kopplung der optischen Energie zwischen einem der Feldmuster zu einem der anderen Feldmuster vorhanden ist. Die sechs elektrischen Feldmuster können deshalb als unabhängige optische Wege angesehen werden, zwischen denen normalerweise keine Kopplung erfolgt.
Wenn die Indizes des Kerns 102 und der Umhüllung 104 der optischen Faser etwa gleich sind, durchlaufen die beiden LP&sub0;&sub1;-Modi die Faser mit etwa derselben Fortpflanzungsgeschwindigkeit, und die vier LP&sub1;&sub1;-Modi zweiter Ordnung durchlaufen die Faser mit etwa derselben Fortpflanzungsgeschwindigkeit. Die Fortpflanzungsgeschwindigkeit der LP&sub0;&sub1;-Grundmodi ist jedoch langsamer als die Fortpflanzungsgeschwindigkeit der LP&sub1;&sub1;-Modi zweiter Ordnung. Die beiden Modusarten LP&sub0;&sub1; und LP&sub1;&sub1; bewegen sich deshalb bei der Fortpflanzung des Lichtes in der Faser in und außer Phasengleichheit zueinander. Die Fortpflanzungsstrecke, die für die beiden Modusarten erforderlich ist, um sich um 360º aus der Phase zu bewegen (d.h. 2π Radianten), wird üblicherweise als die Interferenzlänge der Faser bezeichnet, die mathematisch wie folgt ausgedrückt werden kann:
worin LB die Interferenzlänge ist, λ die optische Wellenlänge im Vakuum, Δn die Differenz der effektiven Brechungsindizes der beiden Modusarten und Δβ die Differenz in den Fortpflanzungkonstanten der beiden Modusarten.
Es ist bereits nachgewiesen worden, daß ein kohärenter Leistungstransfer zwischen den beiden Modusarten LP&sub0;&sub1; und LP&sub1;&sub1; durch die Erzeugung periodischer Störungen in der optischen Faser erreicht werden kann, die die Interferenzlänge der beiden Modi aneinander anpassen. Es sind mehrere optische Vorrichtung entwickelt worden, um die Kopplung der optischen Energie zwischen den beiden Modi zu steuern und brauchbare Anordnungen für eine selektive Kopplung, Filterung und Frequenzverschiebung eines optischen Signals zu erhalten. Vgl. zum Beispiel W.V. Sorin u.a. "Highly selective evanescent modal filter for two-mode optical fibers", Optics Letters, Bd. 11, Nr. 91 September 1986, S. 581-583; R.C. Youngquist u.a. "All-fibre components using periodic coupling", IEEE Proceedings, Bd. 132, Pkt. J, Nr. 5, Oktober 1985, S. 277-286; R.C. Youngquist u.a. "Two-mode fiber modal coupler", Optics Letters, Bd. 9, Nr. 5, Mai 1984, S. 177-179; J . N., Blake u.a. "Fiber-optic modal coupler using periodic microbending", Optics Letters, Bd. 11, Nr. 3, März 1986, S. 177-179; B.Y. Kim u.a. "All-fiber acousto-optic frequency shifter" Optics Letters, Bd. 11, Nr. 6, Juni 1986, S. 389-391; und J.N. Blake u.a. "All-fiber acousto-optic frequency shifter using two-mode fiber" Proceedings of the SPIE, Bd. 719, 1986. Die vorliegende Erfindung befaßt sich mit wesentlichen Verbesserungen vieler dieser Anordnungen und sieht mehrere neue Anordnungen vor, die mit einer Kopplung zwischen den Modi arbeiten, um ein optisches Signal besser zu steuern.
Obwohl die vier LP&sub1;&sub1;-Modi vier orthogonale Kanäle für die Fortpflanzung der optischen Energie durch eine optische Faser oder einen anderen Wellenleiter darstellen, hat es sich oft als schwierig herausgestellt, die vier Kanäle vollständig unabhängig voneinander zu verwenden. Wie vorstehend dargelegt, sind die LP&sub1;&sub1;-Modi Näherungen realer Modi und sind in einer Faser 100 mit kreisförmigem Kern nahezu entartet. Dadurch werden die LP&sub1;&sub1;-Modi sehr empfindlich gegenüber Kopplungen durch Störungen in der optischen Faser, wie etwa Biegung, Verdrehung und Seitenbelastung. Da außerdem die LP&sub1;&sub1;-Modi nur eine Näherung der realen Modi sind, kann selbst bei Abwesenheit von Störungen der Faser 100 die Kopplung nur in geringem Umfang erfolgen. Dies führt im Endergebnis dazu, daß die Fortpflanzung eines elektrischen Feldmusters im LP&sub1;&sub1;-Modus in einem gegebenen Modus nicht stabil ist. In gleicher Weise sind die elektrischen Feldmuster der beiden LP&sub0;&sub1;-Polarisationsmodi ebenfalls instabil.
Es ist bereits nachgewiesen worden, daß durch einen elliptischen Kernquerschnitt in einer optischen Faser oder einem anderen Wellenleiter eine Doppelbrechung erzeugt werden kann und die Fortpflanzungskonstanten für die beiden Polarisationen des LP&sub0;&sub1;-Modus erster Ordnung getrennt werden. Die Trennung der Fortpflanzungskonstanten legt die Polarisation des Signals auf eine prinzipielle Achse des Kernquerschnitts fest. Es wurde auch nachgewiesen, daß ein elliptischer Kern außerdem die Trennung zwischen den Fortpflanzungskonstanten der LP&sub1;&sub1;-Modusmuster steigert. Dies führt zu einer Steigerung der Modusstabilität. Dies ist in Figur 4 gezeigt, welche eine unmaßstäbliche Darstellung der Fortpflanzungskonstante β in Abhängigkeit der Eliptizität des Kernes eines optischen Wellenleiters enthält. Wie ersichtlich, hat der LP&sub0;&sub1;-Fortpflanzungsmodus eine größere Fortpflanzungskonstante als der LP&sub1;&sub1;-Fortpflanzungsmodus. Aus der Gleichung (b) wird diese Differenz der Fortpflanzungskonstanten auf die Interferenzlänge LB zwischen den LP&sub0;&sub1;- und den LP&sub1;&sub1;-Fortpflanzungsmodi wie folgt bezogen:
Δβ&sub0;&sub1; = 2π/LB01 (c)
worin Δβ&sub0;&sub1; die Differenz der Fortpflanzungskonstanten zwischen dem LP&sub0;&sub1;-Modus und dem LP&sub1;&sub1;-Modus, und LB&sub0;&sub1; die Interferenzlänge zwischen den LP&sub0;&sub1;- und LP&sub1;&sub1;-Modi ist.
Wie im linken Teil von Figur 4 gezeigt, haben der ungerade und der gerade LP&sub1;&sub1;-Modus dann, wenn der Kern des optischen Wellenleiters im wesentlichen kreisförmig ist, im wesentlichen dieselbe Fortpflanzungskonstante. Wenn jedoch der Kern des optischen Wellenleiters elliptisch ist, sind die Fortpflanzungskonstanten des ungeraden und des geraden LP&sub1;&sub1;- Modus unterschiedlich. Dies wird durch die Differenz Δβ&sub1;&sub1; der Fortpflanzungskonstanten in der rechten Hälfte von Figur 4 verdeutlicht. Wie ersichtlich, wächst die Differenz der Fortpflanzungskonstanten des ungeraden und des geraden LP&sub1;&sub1;-Modus (Δβ&sub1;&sub1;) mit der Zunahme der Elliptizität an. Die Verwendung einer optischen Faser mit elliptischem Kern ist bereits als Möglichkeit vorgeschlagen worden, die Entartung der orthogonalen Lappenausrichtung der LP&sub1;&sub1;-Modi zu vermeiden. Vgl. zum Beispiel J.N. Blake u.a. "All-fiber acousto-optic frequency shifter using two-mode fiber", Proceedings of the SPIE, Bd. 719, 1986.
Die genannten Unterschiede in den Fortpflanzungskonstanten zwischen dem LP&sub0;&sub1;-Modus und den ungeraden und geraden LP&sub1;&sub1;- Modi bei einem elliptischen Kern der optischen Faser führt auch zu einem Wechsel in der Cut-off-Wellenlänge und der zugehörigen Cut-off-Frequenz. Beispielsweise ist bei einer optischen Faser mit kreisrundem Kern die Cut-off-Wellenlänge abhängig vom Radius des Faserkerns, wie in der obigen Gleichung (a) gezeigt. Somit werden optische Signale mit Wellenlängen über der cut-off-Wellenlänge λc des Modus zweiter Ordnung (d.h. mit Frequenzen unterhalb der cut-off-Frequenz des Modus zweiter Ordnung) sich nicht in den Modi zweiter oder höherer Ordnung in der optischen Faser fortpflanzen. Optische Signale mit Wellenlängen unterhalb der Cut-off-Wellenlänge λc pflanzen sich in den Modi zweiter Ordnung fort. Wenn die Wellenlänge weiter auf eine Wellenlänge von λc2 verringert wird, werden Modi dritter und höherer Ordnungen von dem optischen Wellenleiter übertragen. Für einen optischen Wellenleiter mit kreisförmigem Kern kann, λc2 durch folgende Gleichung gefunden werden:
worin r, nco und ncl nach der obigen Gleichung (a) eingesetzt werden. Für einen Fachmann ist ersichtlich, daß Vorstehendes auch durch die Cut-off-Frequenzen dargestellt werden kann. Beispielsweise entspricht die erste Cut-off- Wellenlänge λc einer ersten Cut-off-Frequenz fc, und die zweite Cut-off-Wellenlänge λc2 entspricht einer zweiten Cut-off-Frequenz fc2, die größer als die erste Cut-off-Frequenz fc ist. Wenn insbesondere bei einem optischen Wellenleiter mit kreisförmigem Kern die erste Cut-off-Frequenz fc auf 2,405 normalisiert wird, wird die zweite Cut-off-Frequenz fc2 auf 3,832 normalisiert. Anders ausgedrückt ist die zweite Cut-off-Frequenz 1,59 mal so groß wie die erste Cut- off-Frequenz (d.h. fc2/fc 3,832/2,405 1,59). Ein optisches Signal mit einer normalisierten Frequenz von weniger als 2,405 wird sich deshalb nur in dem LP&sub0;&sub1;-Modus in dem optischen Wellenleiter fortpflanzen. Ein optisches Signal mit einer normalisierten Frequenz im Bereich von 2,405 bis 3,832 wird sich auch in dem LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung fortpflanzen. Ein optisches Signal mit einer höheren Frequenz als 3,832 wird sich in Modi höherer Ordnung fortpflanzen.
Die genannten Verhältnisse sind auch dann gegeben, wenn der Kern des optischen Wellenleiters elliptisch ist oder eine andere nicht kreisförmige Form aufweist. Allan W. Snyder und Xue-Heng Zheng in "Optical Fibers of Arbitrary Cross-Sections", Journal of the Optical Society of America, Bd. 3, Nr. 5, Mai 1986, S. 600-609, haben z.B. die Normalisierungsfaktoren für mehrere unterschiedliche Wellenleiterquerschnitte aufgezeigt. Ein Wellenleiter mit elliptischem Kern und einer Hauptachse, die doppelt so lang ist wie die kleinere Achse, besitzt beispielsweise eine normalisierte cut-off-Frequenz fc von 1,889, wenn die kleinere Achse dieselbe Länge aufweist wie der Durchmesser einer optischen Faser mit kreisförmigem Kern und derselben Materialzusammensetzung. Anders ausgedrückt pflanzen sich unterhalb der normalisierten Frequenz von 1,889 nur die LP&sub0;&sub1;-Modi erster Ordnung fort. Entsprechend legen Snyder und Zheng dar, daß der gerade LP&sub1;&sub1;-Modus eine normalisierte cut-off-Frequenz von 2,505 und der ungerade LP&sub1;&sub1;-Modus eine normalisierte Cut- off-Frequenz von 3.426 haben wird.
Snyder und Zheng verallgemeinern das vorstehende Konzept für einen optischen Wellenleiter mit elliptischem Kern bei unterschiedlichen Verhältnissen zwischen den Längen der Hauptund der Nebenachse folgendermaßen:
worin fc die normalisierte Cut-off-Frequenz für den LP&sub0;&sub1;- Modus ist, unter der die optische Energie sich nur im LP&sub0;&sub1;- Modus in der optischen Faser mit elliptischem Kern fortpflanzt; fc2even ist die normalisierte Cut-off-Frequenz für optische Energie im geraden LP&sub1;&sub1;-Modus, unterhalb der die optische Energie sich nur in dem geraden LP&sub1;&sub1;-Modus, nicht jedoch im ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modus fortpflanzt; und fc2odd ist die normalisierte Cut-off-Frequenz für den ungeraden LP&sub1;&sub1;- Modus, unter der die optische Energie sich sowohl in dem ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modus als auch in dem geraden LP&sub1;&sub1;-Modus fortpflanzt, nicht jedoch in einem Modus höhere Ordnung; b ist die halbe Länge der Nebenachse des elliptischen Kerns; und a ist die halbe Länge der Hauptachse des elliptischen Kerns. Die Gleichungen (e), (f) und (g) können für Fasern mit elliptischem Kern mit einer Länge 2a der Hauptachse von doppelter Länge 2b der Nebenachse angewendet werden, um die oben genannten normalisierten Frequenzen von 1,889, 2,505 und 3,426 zu erhalten. Ferner können die Gleichungen (e), (f) und (g) für b = a angewendet werden (d.h. für einen kreisförmigen Kern), um die LP&sub0;&sub1;-Cut-off-Frequenz von 2,405 und die LP&sub1;&sub1;-Cut-off-Frequenz von 3,832 für den ungeraden und den geraden Modus zu erhalten, wie vorstehend ausgeführt.
Die vorstehenden Eigenschaften des elliptischen Kerns von optischen Wellenleitern können in der vorliegenden Erfindung vorteilhaft angewendet werden, um die Wirkungscharakteristiken des optischen Wellenleiters zu verbessern, indem der ungerade LP&sub1;&sub1;-Fortpflanzungs-Modus eliminiert wird und damit nur eine räumliche Ausrichtung für das elektrische Feldmuster des Modus zweiter Ordnung erhalten wird. Dies ist in den Figuren 5 und 6a bis 69 dargestellt.
Figur 5 zeigt als Beispiel eine optische Faser 200 mit einem elliptischen Kern 202 und einer umgebenden Umhüllung. Die Abmessungen des elliptischen Kerns 202 sind derart ausgewählt, daß die Cut-off-Wellenlängen und -Frequenzen der beiden orthogonalen Lappenmuster des Modus zweiter Ordnung gut getrennt sind. In die Faser 200 wird ein optisches Signal eingeleitet, das innerhalb eines ausgewählten Frequenzbereiches oberhalb der Cut-off-Frequenz fc2even und unterhalb der Cut-off-Frequenz fc2odd liegt. Zum Beispiel wird bei einer optischen Faser mit einer ersten Cut-off-Frequenz fc, die auf 1,889 normalisiert ist, und mit einer zweiten Frequenz fc2even von 2,505, die Frequenz des eingegebenen optischen Signals so gewählt, daß es eine normalisierte Frequenz in dem Bereich von 1,889 bis 2,505 hat. Eine Lichtquelle wird deshalb so bemessen, daß das von der Lichtquelle erzeugte Licht im wesentlichen eine normalisierte Frequenz aufweist, die deutlich niedriger ist als die zweite Cutoff-Frequenz fc2even, und die einen wesentlichen Anteil von Licht mit einer normalisierten Frequenz aufweist, die höher ist als die erste Cut-off-Frequenz fc. In Wellenlängen ausgedrückt hat im wesentlichen alles von der Lichtquelle erzeugte Licht eine oder mehrere Wellenlängen, die größer sind als die zweite Cut-off-Wellenlänge λc2even, und ein wesentlicher Anteil des Lichtes hat wenigstens eine Wellenlänge, die kürzer ist als die erste Cut-off-Wellenlänge λc. Das in die optische Faser eintretende Licht wird damit veranlaßt, sich nur entweder in dem LP&sub0;&sub1;-Modus erster Ordnung oder in dem geraden LP&sub1;&sub1;-Modus fortzupflanzen. Da die Frequenz des optischen Signals niedriger als die Cut-off-Wellenlänge für den ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modus ausgewählt ist, kann sich praktisch kein Licht in dem ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modus ausbreiten.
Der vorstehende Sachverhalt ist in Figur 6a bis 6g gezeigt.In Figur 6a und 6b sind die beiden Polarisationsmodi für den LP&sub0;&sub1;-Modus erster Ordnung dargestellt. Ein elektrisches Feldmuster 210 in Figur 6a zeigt ein elektrisches Feld für den vertikal polarisierten LP&sub0;&sub1;-Modus, und ein elektrisches Feldmuster 212 in Figur 6b zeigt das elektrische Feld für den horizontal polarisierten LP&sub0;&sub1;-Modus. Für einen Fachmann ist ersichtlich, daß die optische Faser 200 (Figur 5) doppelbrechend für den LP&sub0;&sub1;-Modus erster Ordnung ist und daß der horizontal polarisierte LP&sub0;&sub1;-Modus sich mit größerer Geschwindigkeit fortpflanzt als der vertikal polarisierte LP&sub0;&sub1;-Modus. In Figur 6c ist eine elektrische Feldamplitudenverteilung 214 für den LP&sub0;&sub1;-Fortpflanzungsmodus dargestellt. Wie ersichtlich, ist die elektrische Feldamplitudenverteilung 214 gleich der elektrischen Feldamplitudenverteilung 116 in Figur 2b für eine Faser mit kreisförmigem Kern und besitzt einen Amplitudenscheitel 216 in der Nähe der Mittellinie des Kerns 202.
Figur 6d und 6e zeigen den geraden LP&sub1;&sub1;-Modus für die Faser 200 mit elliptischem Kern. Wie aus Figur 6d bzw. 6e ersichtlich, werden ein vertikal polarisiertes elektrisches Feldmuster 220 im geraden Modus und ein horizontal polarisiertes elektrisches Feldmuster 222 im geraden Modus von der optischen Faser 200 gut fortgeleitet. Wie in Figur 6f gezeigt, haben die geraden LP&sub1;&sub1;-Modi eine elektrische Feldamplitudenverteilung entsprechend der Kurve 224, die ein erstes Maximum 226 an dem einem Rand des Kerns und ein zweites Maximum 228 an dem gegenüberliegenden Rand des Kerns aufweist, wobei das erste Maximum 226 und das zweite Maximum 228 um 180º phasenversetzt sind.
Der ungerade vertikal polarisierte LP&sub1;&sub1;-Modus, wie er durch das elektrische Feldmuster 230 (Figur 6f) dargestellt ist, und der horizontal polarisierte LP&sub1;&sub1;-Modus, wie er durch das elektrische Feldmuster 232 (Figur 69) dargestellt ist, werden nicht von der optischen Faser 200 weitergeleitet, wenn die optische Wellenlänge über der zweiten cut-off-Wellenlänge λc2even angesetzt wird. Die optische Energie in den ungeraden LP&sub1;&sub1;-Modi, dargestellt durch die Feldmuster 230 und 232, pflanzt sich deshalb nicht fort. Anstatt vier entartete optische Kommunikationskanäle zu bilden, wie sie von einem Wellenleiter mit kreisförmigem Kern oder leicht elliptischem Kern gebildet werden, bildet deshalb der stark elliptische Kern 202 der optischen Faser 200 nur zwei Fortpflanzungskanäle im LP&sub0;&sub1;-Modus und zwei Fortpflanzungskanäle im geraden LP&sub1;&sub1;-Modus aus. Darüber hinaus sind die Kommunikationskanäle klar abgegrenzt und stabil, und ohne eine Störung in der optischen Faser erfolgt zwischen keinem der vier Kanäle eine Kopplung. Ein optisches Signal kann daher in dem LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung eingeleitet werden und pflanzt sich nur in dem geraden LP&sub1;&sub1;-Modus fort. Es ist nicht erforderlich, ein Entstehen der ungeraden Lappenmuster des LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung zu verhindern, weil sich die optische Energie in diesen Lappenmustern nicht fortpflanzt. Die optische Energie wird auch nicht an die ungeraden Lappenmuster gekoppelt.
Wegen der Stabilität der elektrischen Feldintensitätsmuster des LP&sub0;&sub1;-Modus und des geraden LP&sub1;&sub1;-Modus wird die Leistungsfähigkeit der faseroptischen Anordnungen, wie sie früher zur Verwendung des LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung entwickelt worden sind, verbessert. Nachfolgend werden spezielle Beispiele von Anordnungen gezeigt, die Wellenleiter mit stark elliptischen Kernen verwenden.

Beschreibung des erfindungsgemäßen nichtlinearen optischen Kopplers

Figur 7 zeigt eine erfindungsgemäße optische Anordnung 300. Eine der am meisten interessierenden Anwendungen der Anordnung 300 ist der Einsatz eines optischen Schalters in einem optischen Signalverarbeitungssystem, einem optischen Kommunikationssystem u.dgl. Die Anordnung 300 kann jedoch auch für andere Anwendungsgebiete verwendet werden und wird durchgehend als nichtlinearer Koppler bezeichnet. Es ist anzumerken, daß der nichtlineare Koppler 300 als Schalter wirkt, wenn die Phasenverschiebung auf den Wert π festgelegt wird.
Der in Figur 7 dargestellte optische Koppler 300 hat einen experimentellen Aufbau. Für einen Fachmann ist ersichtlich, daß ein optischer Koppler für praktische Anwendungen andere optische Komponenten aufweisen und mit anderen Koppelungsbedingungen arbeiten kann. So kann beispielsweise der erfindungsgemäße optische Koppler einen Polarisierer zwischen der Signalquelle und der Faser oder zwischen der Pumpquelle und der Faser aufweisen, so daß das von der Signalquelle abgegebene Signal oder das Pumpsignal vor dem Eintreten in die optische Faser polarisiert werden.
Der optische Koppler gemäß Figur 7 enthält eine Erbium-dotierte optische Faser 302. Die optische Faser 302 hat einen ersten Endteil 304 (auch als Eingangsteil bezeichnet) und einen zweiten Endteil 306 (auch als Ausgangsteil bezeichnet). Eine Pumplichtquelle 320 erzeugt ein Ausgangssignal mit einer Wellenlänge λ&sub1;. In der in Figur 7 gezeigten Ausführungsform ist die Pumplichtquelle 320 vorzugsweise bei dem zweiten Endteil 306 der optischen Faser 302 angeordnet. Dadurch ist die Pumplichtquelle 320 in der rückwärtigen Richtung an die optische Faser 302 gekoppelt. Das von der Pumplichtquelle 320 abgegebene Signal läuft in der optischen Faser in einer rückwärtigen Richtung von dem zweiten Endteil 306 zum ersten Endteil 3(D2. In der beispielhaften Ausführungsform gemäß Figur 7 ist zwischen die Pumplichtquelle 320 und das Ausgangsende 306 der optischen Faser 302 eine Linse 364 (z.B. ein 20er Mikroskopobjektiv o.dgl.) eingefügt, um das Signal auf den inneren Kern der optischen Faser 302 zu fokussieren. Die Pumplichtquelle 320 kann eine mit 1,48 µm emittierende Laserdiode sein. Eine beispielhafte Laserdiode ist eine InGaAsP-Laserdiode. Die Wellenlänge von 1,48 µm ist vorteilhaft, weil sie mit der &sup4;I15/2-&sup4;I13/2-Absorption von Er³&spplus; übereinstimmt. Diese Wellenlänge liegt dicht bei einem strahlungsgekoppelten Übergang und ist im wesentlichen frei von Absorption aus dem erregten Zustand. Die Wahl dieser Wellenlänge als λ&sub1; verbessert den Pumpwirkungsgrad und minimiert ein unerwünschtes Erwärmen der Faser. Bei 1,48 µm hat die Faser einen Einfach-Modus. Praktisch das gesamte Pumpsignal wird in dem symmetrischen LP&sub0;&sub1;-Fortpflanzungs- Grundmodus in die optische Faser 302 eingeleitet.
Ferner ist eine Signalquelle 330 vorgesehen, die vorzugsweise als Lasersignalquelle ausgebildet ist. Die Signalquelle 330 erzeugt ein Ausgangssignal relativ geringer Leistung mit einer Wellenlänge von λ&sub2; (als Prüfsignal bezeichnet). Bei der Ausführungsform von Figur 7 ist die Wellenlänge λ2 so ausgewählt, daß sie dem &sup4;I15/2-&sup4;I11/2-Absorptionsübergang von Er³&spplus; entspricht, d.h. bei 908 nm. Eine beispielsweise Signalquelle ist eine Ti-Saphir-Laserquelle. Das Prüfsignal wird auf ein Dämpfungsglied 324 von 40 dB gerichtet. Der variable Dämpfer 324 liegt vorzugsweise in dem Fortpflanzungsweg des Prüfsignals, um die Leistung der Signalquelle 330 am Eingangsende 304 der optischen Faser 302 selektiv zu dämpfen. Das Prüfsignal wird dann in den ersten Endteil 304 der optischen Faser 302 eingeleitet. In der beispielsweisen Ausführungsform gemäß Figur 7 ist eine Linse 366 (z.B. ein 20er Mikroskopobjektiv o.dgl.) zwischen die Signalquelle 330 und das Eingangsende 304 der optischen Faser 302 eingefügt, um das Prüfsignal auf den inneren Kern der optischen Faser 302 zu fokussieren. Das Prüfsignal wird so ausgegeben, daß praktisch die gesamte in das erste Endteil 304 eingeleitete optische Energie sich in gleicher Weise in dem Grundmodus (LP&sub0;&sub1;) und den räumlichen Modi zweiter Ordnung (LP&sub1;&sub1;) fortpflanzt. Das von der Signalquelle 330 kommende Prüfsignal durchläuft die optische Faser 302 in Vorwärtsrichtung vom ersten Endteil 304 und zweiten Endteil 306 hin.
Die räumliche Überlappung des Pumpmodus mit dem LP&sub0;&sub1;-Signalmodus ist größer als die mit dem LP&sub1;&sub1;-Signal-Modus. Die pumpinduzierte Phasenverschiebung ist deshalb für den LP&sub0;&sub1;- Modus größer als für den LP&sub1;&sub1;-Modus, und am Faserausgang wechselt die räumliche Signalverteilung aus der Interferenz zwischen den beiden Modi mit der Pumpleistung. Wenn die Phasenverschiebungsdifferenz ΔΘ gleich 2mπ ist (m=integer), summiert sich die Leistung aufbauend in der Nähe eines der beiden Lappen (lobe) des LP&sub1;&sub1;-Modus, und wenn ΔΘ=(2m+1)π ist, in der Nähe des anderen Lappens. Deshalb ist eine Phasenverschiebung von π erforderlich, um den Ausgang von einem Lappen auf den anderen zu schalten. Die Signalleistung in der Faser wird vorzugsweise im Bereich von µW gehalten, d.h. deutlich unter der Absorptionssättigungs-Intensität, um leistungs- und wellenlängenabhängige Selbst-Phasenmodulation des Signals auszuschließen. Das am Endteil 304 ausgegebene schwache Signal wird durch einen Zerhacker 340 bei rund 1,7 kHz mechanisch zerhackt und mit einem synchronisierten Verstärker 350 analysiert.
Das Pumpsignal kann dadurch ein- und ausgeschaltet werden, daß wahlweise der elektrische Eingang zu der Pumplichtquelle 320 mit einem elektrischen Schalter o.dgl. freigegeben und unterbrochen wird, durch Modulieren des Pumpsignals, oder auf andere bekannte Weise. Das Pumpsignal aus der Pumplichtquelle 320 wird auf einen Strahlenteiler 322 gerichtet. Etwa 50% der Energie in dem Laserausgangssignal geht durch den Strahlenteiler 322 und wird in den zweiten Endteil 306 der optischen Faser 302 eingeleitet.
Die optische Energie der Signalquelle 330 wird aus dem zweiten Endteil 306 emittiert und durch den Strahlenteiler 322, beispielsweise einen dichroitischen Spiegel, auf einen λ&sub2;-Detektor 360 gerichtet. Der Strahlenteiler 322 ist so bemessen, daß er optische Signale mit einer Wellenlänge von λ&sub2; reflektiert, so daß das von der Signalquelle 330 emittierte Signal hauptsächlich von dem Strahlenteiler 322 ohne wesentliche Dämpfung reflektiert wird. Der Strahlenteiler 322 ist ferner so bemessen, daß die Pumpwellenlänge λ&sub1; im wesentlichen durchgeht, so daß im wesentlichen das gesamte an dem Strahlenteiler 322 anliegende Pumpsignal durch den Strahlenteiler 322 durchtritt. Die Signalquelle 330 ist mit dem ersten Ende 304 der optischen Faser 302 ausgerichtet, so daß das Prüfsignal in einer ersten Richtung 342 durch den Strahlenteiler 322 durchtritt und an dem ersten Ende 304 der optischen Faser 302 anliegt. Der Strahlenteiler 322 ist in einem Winkel von 450 zu der ersten Richtung 342 ausgerichtet. Das Pumpsignal trifft auf den Strahlenteiler 322 in einem Winkel von 450 und durchläuft ihn in der ersten Richtung 342 zum Ausgangsende 306 der optischen Faser 302 hin. Der Strahlenteiler 322 bewirkt damit, daß das Pumpsignal zum Ausgangsende 306 der optischen Faser 302 hin und das Prüfsignal zu dem Detektor 360 hin gerichtet wird. Die emittierte optische Energie ist in Figur 7 durch ein Intensitätsmuster 380 dargestellt, das durch die Projektion auf einen Bildschirm sichtbar wird. Der optische Detektor 360 kann ein Fotodetektor o.dgl. sein. Er ist in einem Winkel von 45º zu dem Strahlenteiler 322 angeordnet, so daß das von dem Strahlenteiler 322 reflektierte Ausgangssignal an dem optischen Detektor 360 anliegt. Bekanntermaßen liefert der optische Detektor 360 ein elektrisches Ausgangssignal, das der Intensität des an dem optischen Detektor 360 anliegenden optischen Ausgangssignals entspricht. Das elektrische Ausgangssignal wird vorzugsweise verstärkt, beispielsweise durch einen (nicht dargestellten) Verstärker, und das verstärkte Ausgangssignal wird einer externen elektronischen Schaltung zugeführt. Beispielsweise kann der Ausgang des Verstärkers elektrisch an den Eingang eines (nicht dargestellten) Oszilloskopes angeschlossen werden, so daß die erfaßte Intensität des optischen Ausgangssignals gemessen werden kann. Es kann auch ein (nicht dargestelltes) optisches Filter zwischen den Strahlenteiler 322 und den optischen Detektor 360 gelegt werden, so daß das von dem Strahlenteiler 322 ausgehende optische Signal das optische Filter durchläuft, bevor es als ein gefiltertes Ausgangssignal auf den optischen Detektor 360 trifft. Das optische Filter ist vorzugsweise ein enges Bandpaßfilter, das im wesentlichen alles auftreffende Licht mit einer Prüfwellenlänge von λ&sub2; durchläßt. Das Passierband des Filters ist ausreichend eng, um im wesentlichen alles Licht mit der Pumpwellenlänge zu blockieren. Somit passiert nur die Komponente des optischen Ausgangssignals mit der Prüfwellenlänge λ&sub2; durch das Filter und trifft als das gefilterte Ausgangssignal auf den optischen Detektor 360. Damit entspricht der elektrische Ausgang des optischen Detektors 360 nur der Komponente des optischen Ausgangssignals mit der Prüfwellenlänge λ&sub2;.
Die Ausführungsform gemäß Figur 7 kann vorzugsweise eine von mehreren Arten Erbium-dotierter Fasern aufweisen. In einer ersten beispielhaften Ausführungsform hat die optische Faser 302 einen Kerndurchmesser von 6,7 µm, eine numerische Öffnung (NA) von 0,13 und einen LP&sub1;&sub1;-Modus-Cut-off von etwa 1,08 µm. Der Kern kann aus Al&sub2;O&sub3;-P&sub2;O&sub5;-SiO&sub2; bestehen und mit 1,3x10&spplus;¹&sup9; Er³&spplus;-Ionen/cm³ dotiert sein. Mit einer derartigen Faser und unter den mit Laborversuchen verursachten Belastungen können etwa 55% der anliegenden Pumpleistung in die Faser eingeleitet werden. Das Interferometer 300 kann ohne die Pumpe 320 durch Streckung der optischen Faser 302 gespannt werden, bis die Energie in einem der Lappen minimal war. Die nichtlineare Phasenverschiebung ΔΘ kann als Wechsel in der relativen Energie in diesem Lappen gemessen werden, wenn das von der Pumpquelle 320 emittierte Signal eingeleitet wird. In der Ausführungsform gemäß Figur 7 mit einer wie vorstehend angegebenen optischen Faser 302 und mit den oben genannten Wellenlängen λ&sub1; und λ&sub2; wurde der Interferometerkontrast, d.h. das Verhältnis (Pmax-Pmin)/(Pmax+Pmin), wobei Pmax und Pmin die maximale und die minimale Energie in dem Lappen (wie durch Strecken der Faser beobachtet) sind, mit etwa 0,5 bis 0,7 gemessen. Strecktechniken werden beschrieben in J.N. Blake "Strain effects on highly elliptical core two-mode fibers", Optical Letters, 12, 9, 732-734, September 1987. Es ist verständlich, daß dieser Kontrast verstärkt werden kann, wenn die Einleitungsbedingungen umsichtig gewählt werden.
Figur 8 zeigt die gemessene Phasenverschiebung als Funktion der absorbierten Pumpleistung Pabs an einer optischen Faser von 3,4 m und mit einem von der Signalquelle 330 emittierten Lichtprüfsignal von 906 nm. Die Pumpwellenlänge ist wieder auf 1,48 µm festgelegt worden. Die ausgezogene Linie 400 in Figur 8 ist eine lineare Anpassung an die Daten. In Figur 8 variiert die Phasenverschiebung zwischen 0 und 2π, während die absorbierte Pumpleistung in mW ausgedrückt ist und zwischen 0 und 15 mW variiert. Zwischen 65% und 98% der eingeleiteten Pumpleistung werden absorbiert, abhängig von der Pumpleistung infolge von Sättigung. Die Phasenverschiebung nimmt im wesentlichen linear mit einem Richtungskoeffizient ΔΘ/Pabs von 0,20 rad/mW zu. Eine Phasenverschiebung von π würde Pabs=15,5 mW (etwa 31 mW eingeleitet) erfordern, was einem Produkt PLτ aus Faserlänge - eingeleitete Pumpleistung von 105 mW m entspricht. Die Figur zeigt einen Reduktionsfaktor von 500 bei dem Produkt PLτ von 53 W m, wie es für dieselbe Konfiguration mit einer undotierten Silikafaser berichtet worden ist.
Bei einer zweiten beispielhaften Ausführungsform der Erfindung gemäß Figur 7 ist die optische Faser 302 mit folgenden Charakteristiken versehen worden. Sie hat einen kleineren Kernradius (2,2 µm), eine größere NA (0,22) und eine höhere Konzentration des Dotierstoffes (4,3x10¹&sup9; Ionen/cm³) . Die höhere Dotierung ermöglicht den Einsatz einer kürzeren Faser (0,954 m). Der Pumpkopplungswirkungsgrad und die abschnittsweise absorbierte Pumpleistung entsprechen der vorbeschnebenen längeren optischen Faser 302. Wegen des höheren Energieeinschlusses wuchs der Richtungskoeffizient ΔΘ/Pabs auf 0,39 rad/mW an. Eine Phasenverschiebung von π kann bei einer absorbierten Pumpleistung von nur 8 mW (8,9 mW eingeleitet) beobachtet werden. Die Signaldämpfung ohne Pumpe (auch als kalte Dämpfung bezeichnet) ist etwa 0,25 dB. Das Produkt PLτ beträgt 8,5 mW m, was einen Reduktionsfaktor von 6200 gegenüber einer undotierten optischen Faser darstellt.
Ungeachtet der höheren Leistungsfähigkeit ist die zweite, kürzere optische Faser 302 mehr für die Signaleinleitungsbedingungen geeignet. Die ungeraden und die geraden LP&sub1;&sub1;-Modi weisen unterschiedliche Phasenverschiebungen auf. Es wird angenommen, daß einer der Modi dichter an dem Cut-off liegt und eine kleinere absolute Phasenverschiebung hat. Ein anderer Anteil kann Polarisationswanderung sein. Diese Schwierigkeiten können leicht durch die Verwendung einer Faser mit elliptischem Kern beseitigt werden, die nur einen LP&sub1;&sub1;-Modus aufweist.
Die nichtlineare Phasenverschiebung hängt von der Frequenzwanderung zwischen dem Prüfsignal und den Resonanzfrequenzen ab. Wenn bei einem isolierten Übergang die Frequenzwanderung δν abnimmt (das Prüfsignal näher zur Resonanz), ist zu erwarten, daß die Phasenverschiebung auf ein Maximum anwächst und dann bei Resonanz auf Null abnimmt. Bei einem Lorentz- Linienzug tritt das Maximum bei δν=Δν/2 auf, wobei Δν die FWHM (volle Breite bei halbem Maximum - full width at half maximim) des Übergangs ist. Ein Arbeiten bei dieser Frequenz ist vorteilhaft, weil es die erforderliche Pumpleistung minimiert. Es ist jedoch zu beachten, daß je kleiner bei einer festgelegten Phasenverschiebung die Frequenzwanderung ist, die Absorption des Prüfsignals umso höher wird. Diese Absorption stellt einen Dämpfungs- oder Verlustmechanismus dar. In der praktischen Anwendung wird dieser Mechanismus vorzugsweise durch einen Kompromiß zwischen der Pumpleistung und der Dämpfung auf ein Mininmum gebracht. Bei einem Lorentz-Linienzug mit Abstand von der Resonanz geht die Dämpfung nach δν&supmin;² zurück, während die nichtlineare Phasenverschiebung nur nach δν&supmin;¹ zurückgeht. Es ist verständlich, daß durch eine geeignete Wahl der Signalfrequenz sowohl die Dämpfung als auch die Pumpleistung auf ausreichend niedrigen Niveaus gehalten werden können.
In Figur 9 ist die nichtlineare Phasenverschiebung als eine Funktion der Signalwellenlänge für Pabs= 10 mW aufgezeichnet. Die ausgezogene Linie 500 ist eine Anpassung an einen bei 978 nm zentrierten Gaußschen Linienzug mit einer Linienbreite von 24 nm und einer Versetzung von π/2 Radiant. Figur 10 zeigt das Absorptionsspektrum für dieselbe Faser wie in Figur 9. Die ausgezogene Linie 600 ist eine Anpassung an einen Gaußschen Linienzug (FWHM=29 nm), mit einer Zentrallinie von 978 nm und einer Versetzung von 0,26 dB/m. Die gestrichelte Linie ist eine Anpassung an einen Lorentz-Linienzug (FWHM-24nm, gleiche Zentrallinie und Versetzung). Bei den beiden Figuren 9 und 10 entsprechen die Messungen der oben beschriebenen längeren Faser. Figur 10 zeigt ein kleines Signal-Absorptionsspektrum in dem Bereich außerhalb 978 nm, d.h. in dem Bereich von 900 bis 945 nm und 1015 bis 1060 nm. In der Nähe des Absorptions-Scheitelwertes (978 nm) kann die Phasenverschiebung nicht zuverlässig gemessen werden, weil das Signal zu stark absorbiert wird (etwa 8 dB/m, wie in Figur 10 angezeigt). Auf der Seite der langen Wellenlänge, wo der LP&sub1;&sub1;-Modus in die Nähe des Cut-off kommt und sich nicht effektiv entwickeln kann, können keine Daten erhalten werden.
Figur 9 zeigt, daß die Phasenverschiebung zwei Anteile aufweist, einen mit dem 978-nm-Übergang verbundenen Resonanzteil und einen von der Wellenlänge nahezu unabhängigen Versetzungsteil. Der Resonanzteil nimmt zu dem 978-nm-Resonanzscheitelwert hin zu. Das Absorptionsspektrum paßt besser zu einer Gaußschen Kurve als zu einer Lorentzkurve (vgl. Figur 10), mit einer FWHM von 29 nm. In Figur 9 ist das Phasenverschiebungsspektrum an einen Gaußschen Linienzug mit einer konstanten Versetzung angepaßt. Die von dieser Anpassung abgeleitete FWHM ist 24 nm, übereinstimmend mit der gemessenen Absorptionslinienbreite. Die maximale Resonanzphasenverschiebung, die in der Nähe von 965 nm erfolgt, ist etwa 0,9 rad bei einer kalten Signaldämpfung von 17,4 dB (vgl. Fig. 10). Außerhalb der Resonanz, d.h. bei 916 nm, ist die Resonanzphasenverschiebung 0,18 rad, jedoch ist die Resonazkaltdämpfung nur 0,25 dB. Wie bereits dargelegt, verbessert das Verhältnis von Phasenverschiebung zu Kaltdämpfung merklich den Abstand zur Resonanz.
Zur Erklärung der Unabhängigkeit der Phasenverschiebung von der Wellenlänge können zwei mögliche Ausgangspunkte in Betracht gezogen werden, ein thermischer Effekt und ein von anderen Übergängen herrührender nichtlinearer Effekt des Resonanzabstandes. Ein thermischer Effekt kann aus nichtstrahlendem Nachlassen aus dem Pumpniveau in das metastabile Niveau angenommen werden, wodurch ein leichter Anstieg in der Fasertemperatur erfolgt. Berechnungen zeigen, daß bei Pabs= 10 mW der bleibende Temperaturanstieg über den Faserquerschnitt extrem gleichförmig ist und höchstens etwa 0,2ºC beträgt. In einem 3,4 m langen Mach-Zehnder-Faserinterferometer würde dieser Temperaturanstig eine sehr große thermische Phasenverschiebung verursachen, die auf 15π geschätzt wird. In dem Zwei-Modus-Faserinterferometer ist der Temperaturanstieg derselbe, jedoch ist er so gleichförmig, daß er die Phasen der LP&sub0;&sub1;- und LP&sub1;&sub1;-Modi praktisch in gleicher Weise beeinflußt und einen vernachlässigbaren Phasenwechsel verursacht, der auf weniger als 0,09 rad geschätzt wird. Das Zwei-Modus-Faserinterferometer ist daher gegenüber dem Mach-Zehnder-Faserinterferometer vorteilhaft, weil es praktisch unempfindlich gegenüber thermischen Effekten ist. In einer optischen Faser bei Mach-Zehnder wäre die Erwärmung durch die Pumpe die hauptsächliche Ursache der Phasenverschiebung. Diese Analyse besagt deutlich, daß die Ursache für die Versetzung nicht thermischen Ursprungs ist. Es wird angenommen, daß die Versetzung aus Nichtlinearitäten stammt, die auf einem oder mehreren Absorptionsübergängen des Er³&supmin; im Grund- und/oder angeregten Zustand beruhen. Die gemessene Größe der nichtresonanten und der resonanten Komponenten können recht gut durch ein einfaches elektronisches Quantenmodell vorausberechnet werden. Es ist bezeichnend, daß die nichtresonante Phasenverschiebung für eine nichtresonante kalte Dämpfung von nur 0,5 dB bei π/2 liegt, (s. Figur 9 und 10) , was besagt, daß im von Resonanz entfernten Zustand eine wesentliche Phasenverschiebung mit einem minimalen Nachteil durch Signaldämpfung beobachtet werden kann.
Diese Ergebnisse bestätigen das Konzept, wonach die in einer mit einer Seltenen Erde dotierten Faser verfügbare stark gesteigerte Nichtlinearität zum Schalten verwendet werden kann. Das Arbeiten außerhalb der Resonanz kann eine wesentliche Phasenverschiebung bei einem geringen Signalverlust bringen. Dieser Effekt ist, wie beispielhaft in Figur 7 gezeigt, besonders wichtig. Der mit einer Laserdiode gepumpte Faserkoppler gemäß dem Beispiel von Figur 7 kann als ein sehr wirksamer und kompakter optischer Schalter eingesetzt werden.
Es ist anzumerken, daß andere Dotierstoffe verwendet werden können. Die Ausführungsform gemäß Figur 7 benutzt Er³&spplus; als Dotierstoff. Allerdings ist Erbium weit ab von einem Optimum für schnelles Schalten, da sein metastabiler Zustand die Schaltzeit auf etwa 10 ms begrenzt. Diese Schaltzeit kann durch wesentlich höhere Pumpleistung und bleichende Pulse herabgesetzt werden, wie ersichtlich aus dem Artikel von S.C. Fleming und T.J. Whitley "Measurements of pump induced refractive index change in Erbium doped fibre amplifier", Electronic Letters, 27, 21, 1959-1961, Oktober 1991. Vergleiche zeigen, daß wesentlich kürzere Schaltzeiten mit anderen Dotierstoffen, etwa mit Halbleitern, zu erwarten sind, wobei der Vorteil einer brauchbaren Pumpleistung und einer geringen Signaldämpfung erhalten bleiben.
Der optische Koppler 300 nach Figur 7 arbeitet wie folgt.
Die von der Signalquelle 330 erzeugte optische Energie wird vorzugsweise in den ersten Endteil 304 der optischen Faser 302 mit einer Wellenlänge λ2 eingespeist, wobei die optische Energie gleichmäßig zwischen dem LP&sub0;&sub1;-Grundmodus und dem LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung verteilt ist. Wenn die Pumpquelle 320 ausgeschaltet ist, pflanzt sich die optische Energie von der Signalquelle 330 durch die optische Faser 302 ohne wesentliche Koppelung der optischen Energie vom LP&sub1;&sub1;-Modus in den LP&sub0;&sub1;-Modus fort. Die optische Energie wird vom zweiten Endteil 306 der optischen Faser 302 emittiert, und der λ&sub2;-Detektor 360 erfaßt einen gleichen Anteil optischer Energie in dem Grundmodus und in den Modi erster Ordnung. Wenn umgekehrt die Pumpquelle aktiviert wird, ist die räumliche Überlappung des Pumpmodus mit dem LP&sub0;&sub1;-Modus des optischen λ&sub2;-Prüfsignals größer als mit dem LP&sub1;&sub1;-Modus des optischen λ&sub2;-Prüfsignals. Die pumpinduzierte Phasenverschiebung ist deshalb für den LP&sub0;&sub1;-Modus größer als für den LP&sub1;&sub1;-Modus, und am Faserausgang wechselt die räumliche Signalverteilung aus der Interferenz zwischen den beiden Modi mit der Pumpleistung. Wenn die Phasenverschiebungsdifferenz ΔΘ gleich 2mπ ist (m=integer), geht die Leistung zusätzlich in die Nähe eines der beiden Lappen des LP&sub1;&sub1;-Modus, und bei ΔΘ=(2m+1)π in die Nähe des anderen Lappens. Es ist deshalb eine Phasenverschiebung von π erforderlich, um den Ausgang von einem Lappen auf den anderen zu schalten. In Abhängigkeit von der Pumpleistung befindet sich die vom zweiten Endteil 306 der optischen Faser 302 emittierte optische Energie bei der Wellenlänge λ&sub2; im LP&sub0;&sub1;- oder im LP&sub1;&sub1;-Fortpflanzungs-Modus und wird durch den dichroitischen Spiegel 322 auf den λ&sub2;-Detektor 360 gerichtet. Der Signalausgang des λ&sub2;-Detektors 360 zeigt deshalb die von der Aktivierung/Deaktivierung der Pumpe erzeugte Ein/Aus-Steuerung an. In einem optischen Signalverarbeitungssystem oder einem optischen Kommunikationssystem kann der λ&sub2;-Signalausgang am zweiten Endteil 306 vorteilhaft als Eingabe an weitere optische Komponenten für nachfolgende Vorgänge dienen.
Ein besseres Verständnis der Arbeitsweise des optischen Kopplers nach Figur 7 ergibt sich aus der Darstellung der Figuren 11a bis 11i. Wie dargelegt, verursacht der optische Kerr-Effekt eine Änderung des Brechungsindex in einem optischen Wellenleiter aufgrund einer sich in dem Lichtleiter fortpflanzenden hoch intensiven Lichtenergie. Bei der vorliegenden Erfindung wird der optische Kerr-Effekt als ein dynamischer Koppler verwendet, um wahlweise das aus dem Prüfsignal gewonnene optische Ausgangssignal in Abhängigkeit von dem optischen Pumpsignal ein- und auszuschalten. Ein sich in einem optischen Wellenleiter in zwei räumlichen Fortpflanzungsmodi fortpflanzendes optisches Signal hat eine optische Überlagerungslänge, die von der Differenz der effektiven Brechungsindizes zwischen den beiden Modi abhängig ist. Die optische Überlagerungslänge verursacht bei dem optischen Signal unterschiedliche Intensitätsverteilungsmuster, die sich entsprechend der Phasendifferenz zwischen den beiden räumlichen Fortpflanzungsmodi ändern. In Figur 11a bis 11i sind die optischen Intensitätsverteilungsmuster in dem LP&sub0;&sub1;-Grund-Modus und in den LP&sub1;&sub1;-Modi zweiter Ordnung dargestellt. Gleiche Verteilungsmuster treten auch in der optischen Faser 302 auf, wenn sich das Prüfsignal in den beiden Modi fortpflanzt. Erfindungsgemäß wird jedoch die Intensität des Prüfsignals auf einem so niedrigen Niveau gehalten, daß die Auswirkung der Intensität auf die effektiven Brechungsindizes der optischen Faser 302 im Vergleich zu der des Pumpsignals vernachlässigbar ist.
Wenn bei der beispielhaften Ausführungsform gemäß Figur 7 das Pumpsignal an den zweiten Endteil 306 der optischen Faser 302 angelegt wird, wird die optische Energie nur in dem Grundmodus eingeleitet. Wenn eine andere Pumpwellenlänge ausgewählt würde, könnte die optische Energie gleichmäßig zwischen dem LP&sub0;&sub1;-Modus erster Ordnung und den LP&sub1;&sub1;-Modi zweiter Ordnung in dem elliptischen Kern der Zwei-Modus- Faser 302 verteilt werden. Diese gleichmäßige Ausbreitung würde ein periodisches Muster in der Querschnitts-Intensitätsverteilung über die Länge der optischen Faser 302 erzeugen, da die beiden räumlichen Modi sich in der optischen Faser 302 mit unterschiedlichen Phasengeschwindigkeiten ausbreiten. Dies ist in Figur 12 dargestellt, die einen Teil der optischen Faser 302 zeigt, und in Figur 11a bis 11i, die Querschnitte der optischen Intensitätsverteilungsmuster an den Stellen 11a-11a, 11b-11b usw. in Figur 12 zeigen. In den Figuren 11a bis 11i ist das Vorliegen von optischer Energie durch die dunklen Teile der Intensitätsmuster dargestellt und das Fehlen optischer Energie durch die hellen Teile des Musters. Die Figuren 11a, 11c, 11e, 11g und 11i verdeutlichen die stark asymmetrischen Intensitätsverteilungen, die an den Stellen auftreten, wo die Phasendifferenz zwischen den beiden Modi Nπ beträgt und der größte Teil der optischen Energie in einer Hälfte des elliptischen Kernes konzentriert ist. Beispielsweise zeigt Figur 1a die Intensitätsverteilung bei der Phasendifferenz Null (d.h. 0π), Figur 11c zeigt die Intensitätsverteilung bei der Phasendifferenz π, und Figur 11e zeigt die Intensitätsverteilung bei der Phasendifferenz 2π. Wenn die Phasendifferenz (N+1/2)π beträgt, ist die Intensitätsverteilung symmetrisch. Figur 11b zeigt die symmetrische Intensitätsverteilung bei der Phasendifferenz π/2 und Figur 11d zeigt die Intensitätsverteilung bei der Phasendiffferenz 31T/2. Wie in den Figuren 12 und 11a bis 11i verdeutlicht, sind die Modus-Intensitätsmuster periodisch und wiederholen sich bei jeder Überlagerungslänge LB über die Länge der optischen Faser 302.
Die Anwesenheit optischer Energie in einem optischen Wellenleiter wie etwa einer optischen Faser 302 verändert den Brechungsindex des Glasmediums durch den optischen Kerr-Effekt. Dieser Effekt beruht auf der nichtlinearen Polarisation des Glasmediums und tritt auch auf, wenn die optische Energie klein ist. Wenn das Pumplicht von der Pumpquelle 320 in die optische Faser 302 mit ungefähr gleicher Intensität des LP&sub0;&sub1;-Grund-Modus und der LP&sub1;&sub1;-Modi zweiter Ordnung eingeleitet wird, verursacht dieses nichtlineare Zusammenwirken der Lichtenergie mit dem Glasmedium der optischen Faser 302 eine periodische asymmetrische Störung der Brechungsindizes der optischen Faser 302. Es ist gezeigt worden, daß periodische Störungen in einer optischen Faser eine Kopplung zwischen zwei räumlichen Fortpflanzungsmodi einer optischen Faser verursachen können, wenn die Periodizität der Störungen an die Überlagerungslänge der beiden Modi angepaßt wird. Beispiele von Moduskopplungen infolge von periodischen Belastungen finden sich in B.Y. Kim u.a. "All-fiber acousto- optic fequency shifter", Optics Letters, Bd. 11, Nr. 6, Juni 1986, S. 389-391; J.N. Blake u.a. "Fiber-optic modal coupler using periodic microbending", Optics Letters, Bd. 11, Nr. 3, März 1986, S. 177-179; und J.N. Blake "All-fiber acoustooptic frequency shifter using two-mode fiber", Proceedings of the SPIE, Bd. 719, 1986.
Bei der Erfindung wird zunächst die Länge der optischen Faser 302 zwischen dem ersten Ende 304 und dem zweiten Ende 306 festgelegt, während allein das Prüfsignal als Eingang an das erste Ende 304 gelegt wird. Die Länge der optischen Faser 302 wird so eingerichtet, daß das optische Intensitätsverteilungsmuster des aus dem zweiten Ende 306 austretenden optischen Signals einen maximalen Kontrast aufweist, wie es z.B. auf dem Bildschirm 382 oder einer anderen Einrichtung zum Beobachten des optischen Intensitätsverteilungsmusters ermittelt werden kann. Beispielsweise kann ein kurzer Abschnitt 400 der optischen Faser 302 durch bekannte Spanntechniken gestreckt werden, um wahlweise die Gesamtlänge der optischen Faser 302 so festzulegen, daß das optische Ausgangssignal eine optische Intensitätsverteilung aufweist, wie sie in den Figuren 11a, 11e oder 11i dargestellt ist, oder eine optische Intensitätsverteilung gemäß Figur 11 c oder 11g. Diese optischen Intensitätsverteilungsmuster entsprechen den optischen Phasendifferenzen zwischen den beiden Modi des Prüfsignals von Nπ (N = 0, 1, 2, ...). Wie vorstehend dargelegt, treten die kontrastreichen Intensitätsverteilungsmuster auf, weil der symmetrische LP&sub0;&sub1;-Modus konstrukitv zu dem unsymmetrischen LP&sub1;&sub1;-Modus mit der einen Hälfte des Strahlungsmusters beiträgt, um den hellen Lappen des optischen Intensitätsverteilungsmusters zu erzeugen, und destruktiv mit der anderen Hälfte, um den dunklen Lappen des optischen Intensitätsverteilungsmusters zu erzeugen. Durch Verändern der unterschiedlichen Phasenverschiebung zwischen den beiden Modi werden somit die Lagen des hellen und des dunklen Lappens gegeneinander vertauscht. Dies zeigen z.B. Figur 11c und 11e, in denen der helle Lappen durch die durchgehende Ellipse und der dunkle Lappen durch das Fehlen einer durchgehenden Ellipse dargestellt ist.
Die gegenseitigen Stellungen der hellen und der dunklen Lappen zur Hauptachse des Kerns der optischen Faser 302, wie sie durch das optische Intensitätsverteilungsmuster bezeichnet wird, können durch Verändern der Länge der optischen Faser 302 verändert werden, wie es in dem oben beschriebenen Schritt erfolgt. Die Länge der optischen Faser 302 wird damit so eingerichtet, daß sie die Intensitäten der beiden Lappen statisch vorspannt. Bei der vorliegenden Erfindung werden die Lagen der hellen und dunklen Lappen durch das Pumpsignal gesteuert, um einen dynamischen Ein-Aus-Schalt- Vorgang zu erzielen. Das Pumpsignal wirkt damit als ein Störungssignal.
Wie bereits ausgeführt, pflanzt sich das Pumpsignal in der optischen Faser 302 in dem räumlichen LP&sub0;&sub1;-Grund-Modus fort. Das Pumpsignal hat eine ausreichend hohe Intensität, daß der optische Kerr-Effekt auftritt und eine Änderung der effektiven Brechungsindizes der optischen Faser 302 verursacht. Da sich jedoch das Pumpsignal nur in dem LP&sub0;&sub1;-Grund-Modus der optischen Faser 302 fortpflanzt, überlappt die optische Energieverteilung des Pumpsignals den LP&sub0;&sub1;-Modus des Prüfsignals mehr als den LP&sub1;&sub1;-Modus des Prüfsignals. Dadurch hat der optische Kerr-Effekt eine größere Auswirkung auf den effektiven Brechungsindex des LP&sub0;&sub1;-Grund-Modus als auf den effektiven Brechungsindex des LP&sub1;&sub1;-Modus zweiter Ordnung. Dieser unterschiedliche Effekt auf die Brechungsindizes der beiden Modi hat dieselbe Wirkung wie eine Veränderung der Länge des LP&sub0;&sub1;-Modus-Fortpflanzungsweges gegenüber dem der Länge des LP&sub1;&sub1;-Modus-Fortpflanzungsweges der optischen Faser 400. Dadurch wird eine zusätzliche Phasendifferenz zwischen die LP&sub0;&sub1;-Modus-Komponente und die LP&sub1;&sub1;-Modus-Komponente des Prüfsignals 432 eingefügt. Die Einfügung einer zusätzlichen Phasendifferenz bewirkt, daß das optische Intensitätsverteilungsmuster des Ausgangssignals 470 von dem ursprünglichen Muster mit hohem Kontrast, auf den es anfänglich eingestellt war, in ein optisches Intensitätsverteilungsmuster mit abweichendem Kontrast wechselt. Die Intensität des Pumpsignals wird vorzugsweise so gewählt, daß eine zusätzliche Phasenverschiebung mit einer Differenz von π eingeleitet wird, so daß die Lagen des hellen Lappens und des dunklen Lappens vertauscht werden, wenn das Pumpsignal aktiv ist.
Wie ersichtlich wird dann, wenn die Länge der optischen Faser 302 anfänglich so eingestellt wird, daß die optische Intensität anfangs vor Aktivierung der Pumpquelle 320 in dem unteren Lappen ist, durch die Aktivierung des Pumpsignals das Licht veranlaßt, von dem unteren in den oberen Lappen umzuschalten. Indem man somit auswählt, welches der beiden Lappenmuster ohne Pumpsignal hell ist (d.h. durch Festlegen der statischen Vorspannung der optischen Faser 302) , kann die Aktivierung des Pumpsignals das von dem Detektor 360 erfaßte optische Signal veranlassen, von "ein" auf "aus" oder von "aus" auf "ein" zu schalten.
Die vorangehende Beschreibung der Wirkungsweise dieser erfindungsgemäßen Ausbildungsform basiert auf der experimentellen Ausführungsform, bei der das Pumpsignal als ein statischer Ausgang ausgebildet war. Das Pumpsignal kann jedoch auch als eine Serie von kürzeren oder längeren Pumppulsen ausgebildet sein, um kürzere oder längere Ausgangspulse zu erzeugen. Ersichtlich kann eine solche erfindungsgemäße Ausbildung vorteilhaft in optischen Logikschaltern verwendet werden, oder in solchen Anordnungen, in denen das Pumpsignal ein Steuersignal ist und das Prüfsignal ein gesteuertes Signal.

Mathematische Analyse

Die vorstehend beschriebene Arbeitsweise der Erfindung beruht auf der folgenden mathematischen Analyse.

A. Fasermodell

Eine Faser mit einem Kern aus einem Material mit elektronischen Energiepegeln kann als ein Zwei-Pegel-System dargestellt werden. Es wird vorausgesetzt, daß die Faser am optischen Ende mit der Frequenz νp (Wellenlänge λp) gepumpt wird und mit einem Signal der Frequenz νs (Wellenlänge λs geprüft wird, das sich zusammen mit dem Pumpen ausbreitet, beide in der Nähe der Übergangsfrequenz ν&sub0; (Wellenlänge λ&sub0;). Wie in Figur 13 gezeigt, findet eine mit 750 bezeichnete stimulierte Absorption vom Grundstatus 740 (Pegel 1) in den erregten Status 740 (Pegel 2) mit einer Rate von W&sub1;&sub2; statt. Elektronen in dem oberen Pegel fallen durch drei Mechanismen abwärts zurück in den Grundstatus, wie schematisch in Figur 13 gezeigt. Der erste ist die strahlende Entspannung 700, oder Fluoreszenz, oder spontane Emission, gekennzeichnet durch eine Lebensdauer τf,; der zweite Mechanimus ist die nicht strahlende Entspannung 710 mit einer Lebensdauer τnr, die durch Phononkopplung auftritt; und der dritte Mechanismus ist die stimulierte Emission 720, gekennzeichnet durch eine Rate von W&sub2;&sub1;.
Pegel 1 und Pegel 2 sollen eine Degeneration von g&sub1; bzw. g&sub2; haben. Bei dieser Analyse wird davon ausgegangen, daß alle Degenerationspegel innerhalb jedes Pegels dieselbe Population besitzen, d.h. im wesentlichen innerhalb von weniger als ΔE = κT voneinander liegen, worin κ die Boltzmankonstante und T die absolute Temperatur ist. Unter dieser Voraussetzung entsprechen die Raten W&sub1;&sub2; und W&sub2;&sub1; der Gleichung:
worin 12(ν) und 21(ν) jeweils die stimulierten Absorptions- und Emissionsquerschnitte der Übergänge sind.
Im folgenden ist es angebracht, die natürliche Lebenszeit T des Pegels 2 als die Lebenszeit in Abwesenheit eines Pumpens oder eines Signals zu definieren, wobei W&sub1;&sub2;=W&sub2;&sub1;=0 ist und die Elektronen vom Pegel 2 auf den Pegel 1 mit einer Rate von T zurückfallen, gegeben durch:
Die strahlende Lebenszeit τf kann als eine Funktion der Mittelwellenlänge λ&sub0; des Übergangs ausgedrückt werden und ihre Schwingungsstärke f durch:
worin e und m die Ladung bzw. die Masse des Elektrons sind, &epsi;&sub0; die Durchlässigkeit des Vakuums, n&sub0; der Brechungsindex des Materials, c die Lichtgeschwindigkeit und K der Lorentz-Korrekturfaktor, gegeben durch K = (N&sub0;² + 2)2/9.
Der Absorptionsquerschnitt 12(ν) bezieht sich auf die spektroskopischen Parameter dieses Zweipegelsystems durch:
worin λ die zu der Frequenzvgehörende Wellenlänge ist, und g"(ν) der imaginäre Teil des Übergangslinienzuges.
Es können zwei Typen von Linienzugfunktionen in Betracht gezogen werden, nach Lorentz oder nach Gaussian, von denen der erstere zu einem rein homogen verbreiterten Übergang paßt und der zweite zu einer rein inhomogenen Verbreiterung. Die nachfolgende Analyse beschränkt sich auf einen Lorentz- Übergang, der bei der Frequenz ν&sub0; (Wellenlänge λ&sub0;) zentriert ist und eine volle Breite bei halbem Maximum (FWHM) von aufweist. Hierbei sind der reale Teil g'(ν) und der imaginäre Teil g"(ν) des Übergangslinienzuges derart, daß g"(ν) auf eine Einheitlichkeit über den Frequenzbereich normalisiert ist, gegeben durch:
worin Δν=ν-ν&sub0; die Frequenzwanderung von dem Linienzentrum ν&sub0; ist.
Figur 14 zeigt die Abhängigkeit dieser beiden Funktionen an der normalisierten Frequenzwanderung von dem Linienzentrum Δν/δν Der imaginäre Teil g"(ν), mit der Nummer 800 bezeichnet, hat ein Maximum an dem Linienzentrum und fällt abseits vom Linienzentrum nach 1/Δν² ab. Der mit der Nummer 820 bezeichnete reale Teil g'(ν)) ist beim Linienzentrum Null mit einem Maximum für eine Frequenzwanderung von Δν=δν/&sub2; und fällt abseits vom Linienzentrum nach 1/Δν ab. Diese beiden Funktionen sind wichtig, da sie die Frequenzabhängigkeit des nichtlinearen Indexwechsels und die Signaldämpfung beinhalten.

B. Nichtlinearer Indexwechsel

Ohne Pumpe ist die Grund-Populationsdichte N&sub1; gleich der gesamten Spezies-Populationsdichte N&sub0;. Wenn die Pumpe eingeschaltet wird, wird ein Teil der Grundpopulation in den oberen Status angeregt, wodurch ein Wechsel in dem Brechungsindex verursacht wird. Der Anteil des Zwei-Pegel- Übergangs an dem Brechungsindex n ist gegeben durch:
Aus der Gleichung 5a ist ersichtlich, daß der Anteil zum Brechungsindex beim Linienzentrum Null ist und ein Maximum bei einer Frequenzwanderung von Δνs=δν/2 aufweist, wie in Figur 4 gezeigt. N ist die Differenz in der Populationsdichte, definiert als:
ΔN N&sub1;/g&sub1; - N&sub2;/g&sub2; (7)
Durch Einsetzen des Ausdrucks für τf aus der Gleichung 3 in die Gleichung 6 erhält man einen neuen Ausdruck für den Brechungsindex als eine Funktion meßbarer Quantitäten:
Der andere interessierende Parameter ist die Signaldämpfung, die aus der Absorption aus dem Grundstatus entsteht. Diese Dämpfung kann in der Bezeichnung des Absorptionskoeffizienten αs bezeichnet werden:
αs= ≈&sub1;&sub2;(νs)N&sub0; (9)
worin &sub1;&sub2;(νs) den Absorptionsquerschnitt bei der Signalfrequenz νs bedeutet.
Gleichung 8 zeigt, daß der Index proportional zu g'(νs) ist, und Gleichung 9 zeigt, daß der Dämpfungskoeffizient der Signalabsorption proportional zu g"(νs) ist. Wenn die Signalfrequenz in der Nähe von ν&sub0; liegt, ist g"(νs) groß, wie in Figur 14 gezeigt, und das Signal erleidet eine starke Dämpfung. Da ferner g'(νs) am Linienzentrum Null ist, muß das Signal vom Linienzentrum verlagert werden, um einen finiten Index zu erhalten. Der Index hat ein Maximum bei Δνs=δν/2, und dies kann eine gute Auswahl für die Signalfrequenz darstellen, da die Signaldämpfung dann halb so groß ist wie am Linienzentrum. Wenn eine weitere Verringerung der Signaldämpfung erwünscht sein sollte, ist anzumerken, daß g'(νs), das nach 1/Δνs abgebaut wird, langsamer abnimmt als g"(νs), das nach 1/Δνs²abgebaut wird, wie aus Figur 14 ersichtlich. Anders ausgedrückt ändert sich im Abstand vom Linienzentrum das Verhältnis des Index gemäß Gleichung 8 zu der Signaldämpfung gemäß Gleichung 9 nach Δv. Diese einfachen Ergebnisse zeigen, daß durch eine Bewegung vom Linienzentrum weg die Dämpfung sich schneller verringert als der Index und daß eine geeignete Auswahl der Signalfrequenz eine Möglichkeit bietet, die relative Höhe der Dämpfung und der induzierten Phasenverschiebung zu beeinflussen. Andererseits bedeutet das, daß ein Kompromiß notwendig ist zwischen der Pumpleistung, die zur Erlangung einer spezifischen Phasenverschiebung benötigt wird, und der tolerierbaren Signaldämpfung.

C. Pumpleistung und Ponulationsänderung

Um die nichtlineare Indexänderung zu berechnen, wird vorzugsweise die Populationsdifferenz ΔN auf die in die Faser eingeleitete Pumpleistung bezogen. Dies kann mittels der Anteilsgleichungen erfolgen, die für ein Zweipegel-Lasersystem wie folgt ausgedrückt werden können:
worin W&sub1;&sub2; und W&sub1;&sub3; die oben angegebenen stimulierten Absorptions- und Emissionsraten sind. Beispielsweise ist hinzuweisen auf W. Koechner in Solid State Laser Engineering, Springer Verlag Services in Optical Sciences, Bd. 1, New York, 1976; und E. Desurvire u.a. "High-gain erbiuin-doped travelling wave fiber amplifier", Optics Letters, 12, 888-990 (1987). Im Ruhezustand ist d/dt gleich Null und die Lösungen der Gleichungen 10a und 10b für N&sub1; und N&sub2; lauten:
Aus den Gleichungen 1 und 7 kann abgeleitet werden, daß:
worin γ=1+g&sub1;/g&sub2;. Diese Gleichung zeigt: (1) bei nicht anliegender Pumpleistung (W&sub1;&sub2;=O) ist die Populationsdifferenz gleich N&sub0;/g&sub1;; (2) wenn ein Pumpen erfolgt, nimmt die Populationsdifferenz ab; und (3) bei sehr hohen Pumpleistungen W&sub1;&sub2;τ»1 wird die Populationsdifferenz verschwindend klein.
Es ist zweckmäßig, an dieser Stelle die Pumpsättigungsintensität Ip,sat als diejenige Intensität zu definieren, bei der die Populationsdifferenz ΔN die Hälfte ihres ungepumpten Wertes beträgt. Nach der Gleichung 11 ist nämlich W&sub1;&sub2;τ gleich eins. Bei einem zweipegelsystem kann die Pumprate W&sub1;&sub2; auf den Absorptionsquerschnitt des Übergangs und die in das Material eingeleitete Pumpleistungsintensität wie folgt bezogen werden: worin bedeuten:Ip = Pp/A, Pp die Pumpleistung, A der von dem Pumpstrahl belichtete Bereich, p = &sub1;&sub2;(νp) der Absorptionsquerschnitt für die Pumpe, und h die Planck-Konstante. Für eine maximale Absorptions und eine optimale Ausnutzung der Pumpphotonen wird nachfolgend vorausgesetzt, daß die Pumpe auf den Übergang zentriert ist, d.h. νp=ν&sub0;. Aus Gleichung 12:
Mit dieser Definition kann die aus der Gleichung 11 gegebene Populationsdifferenz wie folgt ausgedrückt werden:
Bei einer endgepumpten optischen Faser wird die bei z=0 eingeleitete Pumpleistung zunehmend über die Länge der Faser absorbiert, so daß Pp eine Funktion der Stelle z an der Faser ist. Die Populationsdifferenz ΔN und der Index sind daher ebenfalls Funktionen von z. Eine Einbeziehung der z-Abhängigkeit erfolgt durch Ausdrücken der Ausbildung der Pumpleistung über die Faser als:
worin der erste Term sich von der Absorption aus dem Grundzustand und der zweite Term sich von der Emission aus dem angeregten Zustand zurück in den Grundzustand ergibt. Aus den Gleichungen 1, 14 und 15 kann abgeleitet werden, daß
worin αp=αpN&sub0; der Absorptionskoeffizient der Pumpe bei niedrigem Pumpniveau ist. Die letzte Gleichung gibt das bekannte Ergebnis wieder, wonach der Absorptionskoeffizient sich nach 1/[1+Ip/Ip,sat] sättigt.
Die Lösung der Gleichung 16 für Pp(z) kann ausgedrückt werden als:
Wenn die Pumpintensität wesentlich niedriger als die Pumpsättigungsintensität ist (Pp«Ip,satA), ist der lineare Term auf der linken Seite der Gleichung 17 vernachlässigbar und die Pumpleistung ändert sich exponential mit der Länge, wie es für den ungesättigten Zustand zu erwarten ist. Bei Pumpintensitäten, die mit der Sättigungsintensität vergleichbar oder größer als diese sind, wird der Absorptionskoeffizient aufgrund einer deutlichen Depopulation des Grundzustandes verringert und ein kleinerer Anteil der Pumpleistung absorbiert. Ein Einsetzen von z = L in die Gleichung 17 ergibt die Pumpleistung Pp(L) am Ausgangsende der Faser. Ein wichtiger Wert in diesem Modell ist die Gesamtmenge der von der Faser absorbierten Pumpleistung, gegeben durch:
Pabs =Pp(0)-Pp(L) (18)

D. Phasenverschiebung

Die Phasenverschiebung φ über die Länge der Faser ergibt sich aus:
so daß die Änderung der Phase Δφ bei anliegender Pumpe
ist, mit Δn(z) = n(Pp) - n(Pp=0). Aus den Gleichungen 8 und 14 ist
Durch Kombinieren der Gleichungen 13 und 17 bis 19 ergibt sich die gesuchte Formel für Δφ als:
Dieser Ausdruck zeigt, daß die nichtlineare Phasenverschiebung proportional zu der von der Faser absorbierten Pumpleistung und zu dem Reziprokwert der Kernfläche ist. Da die Faser bei der Arbeitswellenlänge λs=λp=λ&sub0; im wesentlichen einen Einfach-Modus aufweist, ist die Kernfläche A etwa proportional zu λ&sub0;², was besagt, daß die Phasenverschiebung ungefähr linear mit λ&sub0; verläuft. Alles andere, was gleich der Phasenverschiebung ist, ist im Infrarotteil des Spektrums größer.

E. Signaldämdfung

Wie dargelegt, ist die Vergrößerung des nichtlinearen Index in der Nähe der Resonanz mit einem Anwachsen der Signaldämpfung aufgrund der Grundstatusabsorption verbunden. Wenn die Pumpe eingeschaltet wird, nimmt die Grundstatusabsorption ab und die Signaldämpfung nimmt ebenfalls ab. Dies kann in manchen Fällen Schwierigkeiten verursachen. In der Praxis ist es erwünscht, die pumpinduzierte Signaldämpfung auf einem Minimum zu halten, um die von der Pumpe verursachte Änderung der Signalabsorption zu minimieren. Die letztgenannte Forderung kann wichtiger sein, wenn dieser Effekt bei Schaltern auftritt, welche in Intensitäts-modulierten Übertragungssystemen eingesetzt werden, jedoch bildet sie im allgemeinen kein Hauptproblem. Nachfolgend wird die Signaldämpfung bei ausgeschalteter Pumpe analysiert.
Der Signaldämpfungskoeffizient ist durch die Gleichung 9 gegeben. Ersetzt man in dieser Gleichung den Querschnitt durch den von der Gleichung 4 gegebenen Ausdruck, kann man den folgenden Ausdruck der Signaldämpfung LdB=4 34αsL in dB erhalten:

F. Frequenzverhalten

Die maximale Betriebsfrequenz des Systems ist dadurch begrenzt, wie schnell die Elektronen aus dem angeregten Pegel in den Grundstatus zurückkehren, nachdem die Pumpe abgeschaltet wurde. Diese Entspannungszeit 1 ist gegeben durch:
worin sich τf aus der spontanen Emission ergibt und τnr eine Folge des nichtstrahlenden Verfalls ist. Für Silika im nahen Infrarotbereich ist n&sub0; = 1,45 und K = 1,87, so daß die Gleichung 3 für τf ergibt:
Mit einer einheitlichen Schwingungsstärke (f=1), einem nicht verschlechterten Übergang (g&sub2;=1) und λ&sub0;=1 µm ist τf=5,53 ns, was einer Bit-Übertragungsgeschwindigkeit τf&supmin;¹ von 0,18 Gbit/s entspricht. Bei einer Wellenlänge von 1 µm liegt das in der maximal erreichbaren Übertragungsgeschwindigkeit, sofern die spontane Emission der einzige Verfallmechanismuns ist. Um Geschwindigkeiten von mehr als ein Gbit/s zu erreichen, muß ein nichtstrahlender Verfall vorhanden sein, wie noch erläutert, und das erfordert eine Steigerung der Pumpleistung. Es ist somit ein Kompromiß zwischen der Geschwindigkeit und der Pumpleistung zu treffen.

G. Erforderliche Pumpleistung und Signaldämpfung bei einer Phasenverschiebung von π

Für die meisten Schaltzwecke muß die Phasenverschiebung gleich π sein, um die Leistung interferometrisch von einem Kanal auf einen anderen zu schalten. Es empfiehlt sich daher, die Pumpleistung zu definieren und zu charakterisieren, bei der die Größe der Phasenverschiebung π ist. Die hierfür erforderliche Pumpleistung ist offensichtlich von der Faserlänge abhängig. Eine für dieses System gut geeignete Zahl ist das Produkt aus Pumpleistung und Länge für eine Phasenverschiebung von π.
Eine interessante Erkenntnis aus Gleichung 20 ist die, daß die zur Erlangung einer Phasenverschiebungsgröße von π erforderliche absorbierte Pumpleistung unabhängig von der Faserlänge ist und gleich:
Da nicht unbedingt die gesamte Pumpleistung von der Faser absorbiert wird, ist eine brauchbarere Größe die eingeleitete oder eingegebene Pumpleistung, die die von dem Laser benötigte Pumpleistung besser wiedergibt. Diese Größe kann aus dem Wert der Pumpleistung am Ende der Faser errechnet werden (Gleichung 17 mit z--L), in der die Differenz Pp(0)-Pp(L) durch den bekannten Wert Pabs (Gleichung 24) ersetzt wird. Die nichtlineare Gleichung für die Pumpleistung, wie sie durch die Gleichung 17 gegeben ist, wird dann vereinfacht in:
und die benötigte Pumpleistung ist dann
Da es nach Gleichung 26 erforderlich ist, daß Pp(0)> 0, kann die folgende Bedingung abgeleitet werden:
Diese Bedingung wird vorzugsweise erfüllt. Um somit eine Phasenverschiebung von π zu erhalten, gibt es ein Minimum Lmin, das sich aus den Gleichungen 13 und 24 ergibt als:
Die Werte für die Pumpleistung (Gleichung 26), die Signaldämpfung (Gleichung 21) und die Phasenverschiebung (Gleichung 20) sind die wesentlichen Ergebnisse der Analyse. Diese Gleichungen geben die Abhängigkeit der interessierenden Variablen von den Übergansparametern und der Faser wieder.
Als interessant ist anzumerken, daß in diesen Werten die Länge L immer mit der Konzentration N&sub0; multipliziert wird. Dies besagt, daß ein Steigern der Konzentration, sofern sich keine weiteren Parameter ändern, den Effekt hat, die Länge im selben Verhältnis zu verringern. Eines der Ergebnisse dieses Modells ist daher die Notwendigkeit, Dotierstoffe mit hohen Löslichkeitsgrenzen in Silika auszuwählen, um sehr kurze Anordnungen zu erhalten.
Es sind verschiedene Ausführungsformen der Erfindung beschrieben worden. Wenn die Erfindung auch mit Bezug auf eine spezielle Ausführungsform erläutert worden ist, so soll die Beschreibung doch beispielhaft für die Erfindung sein und diese nicht einschränken. Im Hinblick auf Figur 7 ist z.B. für einen Fachmann ersichtlich, daß andere als die dargestellten optischen Gerätekomponenten für den Aufbau des erfindungsgemäßen Gerätes verwendet werden können. Zum Beispiel kann eine angesetzte Spleißfaser dazu dienen, das Licht von einem getrennten Lappen des optischen Intensitätsverteilungsmusters der Zwei-Modus-Faser 302 an eine Ein- Modus-Faser zu koppeln. Eine solche Spleißung ist beispielsweise in der anhängigen US Patentanmeldung Serial Nr. 017882 desselben Anmelders vom 20. Februar 1987 gezeigt. Ferner können das Prüfsignal und das Pumpsignal durch denselben Endteil des optischen Wellenleiters eingegeben werden. Die Pumpquelle kann so ausgestaltet sein, daß sie ungefähr dieselbe Erregung im Grundmodus und in den Modi zweiter Ordnung liefert, während das Prüfsignal sich entweder in dem Grundmodus oder einem der beiden Modi zweiter Ordnung fortpflanzen kann. Der optische Wellenleiter kann auch zu einer leicht gewundenen Spule geformt sein, um einen LP&sub1;&sub1;-Modus- Stripper zu bilden. Schließlich kann das optische System nach Figur 7 eine optische Maske aufweisen, um etwa die Hälfte des zu erfassenden optischen Weges abzudecken. Ein derartiger Modus-Stripper und eine solche Maske sind in dem am 23. Januar 1990 erteilten US Patent 4895421 desselben Anmelders beschrieben.

Claims

1. Gerät zum Steuern eines optischen Signals, mit:

einem ein aktives Medium enthaltenden optischen Wellenleiter (302), der einen ersten und einen zweiten räumlichen Fortpflanzungsmodus aufweist, welche einen ersten bzw. zweiten effektiven Brechungsindex besitzen; und

einer Pumpquelle (320), die zum Einleiten eines Pumpsignals in wenigstens einem der räumlichen Modi angekoppelt ist, um wenigstens einen von dem ersten und zweiten effektiven Brechungsindizes zu stören, wobei das Pumpsignal regelbar die räumliche Intensitätsverteilung des optischen Signals abwandelt.

2. Gerät nach Anspruch 1, bei dem der zweite räumliche Modus ein Modus höherer Ordnung ist als der erste räumliche Modus.

3. Gerät nach Anspruch 2, bei dem der optische Wellenleiter einen nicht kreisförmigen Querschnitt aufweist, dessen Querschnittsabmessungen derart bemessen sind, daß der Wellenleiter Licht in dem Modus höherer Ordnung in nur einem stabilen Intensitätsmuster leitet.

4. Gerät nach Anspruch 1, bei dem die Störung wenigstens eines der effektiven Brechungsindizes die Phase einer optischen Signalkomponente verschiebt, die sich in einem der Modi erster oder zweiter Ordnung fortpflanzt.

5. Gerät nach Anspruch 4, bei dem die Pumpquelle eine Leistung besitzt und die Pumpquelle die Intensität des Pumpsignals abwandelt, um die Phasenverschiebung abzuwandeln.

6. Gerät nach Anspruch 4, bei dem die Phasenverschiebung annähernd π beträgt.

7. Gerät nach Anspruch 6, bei dem die Pumpsignalphase die optische Energie des optischen Signals von dem ersten Modus in den zweiten Modus umschaltet und umgekehrt.

8. Gerät nach Anspruch 6, bei dem das Pumpsignal eine Pumpleistung aufweist, welche größer ist als Pabs/(1 - exp( pN&sub0;L + Pabs/AIp,sat), worin Pabs durch die Gleichung (24) gegeben ist, p der Absorptionsquerschnitt für die Pumpquelle ist, N&sub0; die gesamte Speziespopulationsdichte des aktiven Mediums ist, L die Länge des optischen Wellenleiters ist, A der von dem Pumpsignal belichtete Bereich des optischen Wellenleiters ist, und Ip,sat durch die Gleichung (13) gegeben ist.

9. Gerät nach Anspruch 8, bei dem die Länge des optischen Wellenleiters größer als Lmin nach der Gleichung (27) ist.

10. Gerät nach Anspruch 1, bei dem der optische Wellenleiter ein optisches Intensitäts-Raumverteilungsmuster aufweist, das auf der Phasenbeziehung zwischen dem sich im ersten und im zweiten Modus fortpflanzenden Licht beruht, und bei dem das optische Intensitäts-Raumverteilungsmuster mindestens zwei Lappen (lobes) aufweist.

11. Gerät nach Anspruch 1, bei dem das optische Signal eine erste Wellenlänge und das Pumpsignal eine zweite Wellenlänge aufweist, wobei die zweite Wellenlänge in der Nähe eines Absorptionsüberganges des aktiven Mediums liegt.

12. Gerät nach Anspruch 11, bei dem die erste Wellenlänge in der Nähe eines weiteren Absorptionsüberganges des aktiven Mediums liegt und dadurch die Leistung der Pumpquelle herabsetzt und die Dämpfung des optischen Signals für eine bestimmte Phasenverschiebung steigert.

13. Gerät nach Anspruch 12, bei dem der genannte Absorptionsübergang und der weitere Absorptionsübergang dieselben sind.

14. Gerät nach Anspruch 11, bei dem die erste Wellenlänge im Abstand von einem weiteren Absorptionsübergang des aktiven Mediums festgelegt ist und dadurch die Leistung der Pumpquelle steigert und die Dämpfung des optischen Signals für eine bestimmte Phasenverschiebung herabsetzt.

15. Gerät nach Anspruch 1, bei dem der optische Wellenleiter Silika enthält und das aktive Medium hohe Löslichkeitsgrenzen in Silika besitzt.

16. Gerät nach Anspruch 1, bei dem der optische Wellenleiter eine Erbium-dotierte optische Silikafaser ist.

17. Gerät nach Anspruch 1, bei dem das aktive Medium eine Schwingungsstärke besitzt und die Schwingungsstärke größer als oder gleich eins ist.

18. Verfahren zum Steuern eines optischen Signals in einem optischen Wellenleiter, mit folgenden Schritten:

Vorsehen eines mit einem aktiven Medium dotierten optischen Wellenleiters (302) mit mindestens einem ersten und einem zweiten räumlichen Fortpflanzungsmodus, die einen ersten bzw. zweiten effektiven Brechungsindex aufweisen;

Eingeben des optischen Signais mit einer ersten Wellenlänge in den optischen Wellenleiter;

Eingeben eines Pumpsignals mit einer zweiten Wellenlänge in den optischen Wellenleiter, um wenigsten einen der beiden effektiven Brechungsindizes optisch zu stören;

selektives Einstellen der Intensität des Pumpsignals, um regelbar die räumliche Intensitätsverteilung des optischen Signals zu ändern.

19. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt, das aktive Medium derart auszuwählen, daß das aktive Medium eine hohe Schwingungsstärke besitzt.

20. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt, die zweite Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt.

21. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt, die erste Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt.

22. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt, die erste und die zweite Wellenlänge so auszuwählen, daß sie nahe bei demselben Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegen.

23. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt, die zweite Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt, und zusätzlich mit dem Schritt, die erste Wellenlänge derart auszuwählen, daß sie von dem Absorptionsübergang des aktiven Mediums entfernt liegt.

24. Verfahren nach Anspruch 18 mit dem zusätzlichen Schritt einer Phasenverschiebung der optischen Signalkomponente, die sich in dem ersten oder dem zweiten Modus fortpflanzt.

25. Verfahren nach Anspruch 18, bei dem das optische Signal bei seiner Übertragung in dem optischen Wellenleiter eine Dämpfung erhält und die Pumpquelle (302) eine Leistung besitzt, wobei die Störung wenigstens eines der effektiven Brechungsindizes die Phase einer Komponente des optischen Signals in dem ersten oder dem zweiten Modus verschiebt, ferner mit dem Schritt, die erste Wellenlänge so auszuwählen, daß die Dämpfung des optischen Signais minimiert wird und die Leistung der Pumpquelle für eine spezifische Phasenverschiebung minimiert wird, wobei die Pumpleistung verringert und die Signaldämpfung gesteigert wird, wenn die erste Wellenlänge nahe bei einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums liegt, und umgekehrt die Pumpleistung gesteigert und die Signaldämpfung verringert wird, wenn die erste Wellenlänge von einem Absorptionsübergang des aktiven Mediums entfernt ausgewählt wird.

26. Verfahren nach Anspruch 18, bei dem der optische Wellenleiter eine Länge und die Pumpquelle (302) eine Leistung aufweisen und die Störung wenigstens eines der effektiven Brechungsindizes die Phase einer Komponente des optischen Signals in dem ersten oder dem zweiten Modus verschiebt, ferner mit dem Schritt, die Länge des optischen Wellenleiters und die Leistung der Pumpquelle so festzulegen, daß sowohl die Länge des optischen Wellenleiters als auch die Leistung der Pumpquelle für eine bestimmte Phasenverschiebung minimiert werden, wobei die minimale Länge sich aus der Gleichung (27) und die minimale Leistung sich aus der Gleichung (26) ergibt.