DE69503249T2

DE69503249T2 - Struktur von optischen fasern zur effizienten ausnutzung der pumpleistung

Info

Publication number: DE69503249T2
Application number: DE69503249T
Authority: DE
Inventors: Martin Muendel
Original assignee: Polaroid Corp
Current assignee: Viavi Solutions Inc
Priority date: 1994-07-29
Filing date: 1995-07-24
Publication date: 1998-10-29
Anticipated expiration: 2015-07-25
Also published as: WO1996004700A1; CN1084532C; RU2153214C1; JPH10503885A; JP3039993B2; CA2196188C; KR970705207A; US5533163A; KR100241581B1; CN1154764A; CA2196188A1; EP0771481A1; DE69503249D1; EP0771481B1

Description

Verwandte Anmeldungen

Die vorliegende Anmeldung bezieht sich auf einen ähnlichen Gegenstand, wie er in der US-Patentanmeldung Serial Nr. 08/283 225 und der US-Patentanmeldung Serial Nr. 08/283 381 (US-Patent Nr. 5 418 880) beschrieben ist.

Technisches Gebiet der Erfindung

Die Erfindung bezieht sich auf optische Faserstrukturen mit Mehrfachkaschierung, die einen oder mehrere Verstärkerkerne aufweisen, d. h. auf Faserstrukturen, wie sie sich in optischen Verstärkern oder Faserlasern finden, und insbesondere bezieht sich die Erfindung auf optische Fasern, die benutzt werden zur effizienten Kopplung einer Pumpstrahlung in den optischen Verstärkerkern.

Hintergrund der Erfindung

Optische Faserverstärker und Laser sind als Technologie bekannt, die in den letzten Jahren merkliche Fortschritte in der Entwicklung gebracht hat. Zunächst gab es die einfache Form mit einer Verstärkerspezies, die in einem Kern dispergiert war, welcher von einem Überzug umgeben war. Der Kern, der als Grundkörper für die Verstärkerspezies dient, bestand gewöhnlich aus Siliziumoxidglas, aber auch Grundkörper aus Fluorid oder Gläsern auf Phosphatbasis wurden bereits beschrieben. Die Konzentration der Verstärkerspezies, die Länge der Faser und die Pumpleistung wurden derart gewählt, daß die Verluste durch Verstärkungen ausgeglichen wurden, so daß eine Verstärkung oder Laserwirkung zustande kam, wenn die Faser mit einer geeigneten Rückkopplung versehen wurde. Die Ausgangsleistungen bewegten sich ursprünglich in der Größenordnung von Milliwatt.
Ursprünglich erfolgte das Pumpen über die Seite des Kerns mit Blitzröhren, aber diese Technik wurde ersetzt durch ein stirnseitiges Einpumpen in den Kern (d. h. 'Stirnzündung'). Dieses stirnseitige Pumpen verursacht jedoch seine eigenen Probleme, weil dies nicht sehr effizient ist, selbst wenn man Laserdioden benutzt, so daß die Ausgangsleistung auf ziemlich niedrige Milliwatt-Pegel begrenzt war, weil nicht die gesamte verfügbare Pumpleistung wegen praktisch realisierbarer physikalischer und optischer Eigenschaften von Quellen und Fasern ausgenutzt werden konnte. Mit dem Aufkommen von Laserdiodenfeldern, die mit Wellenlängen arbeiten, die geeignet sind zum Pumpen einer Zahl von Ionen Seltener Erden, zeigte es sich, daß derartige Quellen in natürlicher Weise dafür geschaffen schienen, hohe Ausgangsleistungen zu erzeugen. Jedoch war es wegen ihrer Strahlqualität. gekoppelt mit praktischen Begrenzungen hinsichtlich der numerischen Aperturen einer optischen Faser (d. h. feste Aufnahmekonen), immer noch physikalisch unmöglich, diese Hochleistungsquellen in Kerne effizient einzukoppeln, insbesondere in Monomode-Kerne, die ein Monomode-Pumpen für eine effiziente Kopplung erfordern.
Jedoch haben Snitzer et al. eine elegante Lösung dieses Problems in der US-PS 4 815 079 offenbart, und diese Lösung stellt eine wesentliche Verbesserung gegenüber einem früheren Versuch dar, wie ihn Maurer in der US-PS 3 808 549 beschrieben hat. Bei dem von Snitzer et al. entwickelten Schema, welches nunmehr als 'cladding pumping' bezeichnet wird, ist ein Monomode-Kern, der das aktive Ion enthält, von einem nicht dotierten inneren Multimode-Überzug umschlossen, der einen niedrigeren Brechungsindex als der Kern hat und der eine spezielle Geometrie zum Zwecke eines effizienten Pumpvorgangs hat. Dieser Überzug ist seinerseits von einem äußeren Überzug mit einem noch niedrigeren Brechungsindex umschlossen. Das Pumplicht wird in den inneren Überzug eingeleitet und durch innere Totalreflexion an der Zwischenfläche zwischen den Überzügen begrenzt und breitet sich im inneren Überzug aus, der eine kernartige Struktur gegenüber dem äußeren Überzug besitzt. Der innere Überzug, der ein Multimode-Leiter ist, ist natürlich physikalisch größer als der Kern und bietet daher ein besseres Ziel, und die numerische Apertur, die eine Funktion der Indizes von innerem und äußerem Überzug ist, wird so groß als möglich gemacht, um effizienter die Pumpleistung zu empfangen. Wenn die Pumpleistung im inneren Überzug fortschreitet, wird sie progressiv durch den Kern absorbiert, um eine Populationsinversion zu schaffen, die notwendig für die Verstärkung und die darauffolgende Laserwirkung mit geeigneter Rückkopplung ist. Dieses Schema ist ein Hybrid mit dem Charakter eines Pumpens sowohl in Längsrichtung als auch in Querrichtung, und dies ergibt große Vorzüge bezüglich einer effizienten, durch Kopplung verfügbaren Pumpleistung aus einer inkohärenten Quelle in einen Monomode- Kern, um einen Monomode-Ausgang zu liefern. Die Geometrien des inneren Überzugs haben sich als wirksam erwiesen, wenn sie langgestreckte Plattenkonfigurationen aufweisen, beispielsweise Rechtecke, und eine Konfiguration, bei der ein Kern exzentrisch innerhalb des inneren Überzugs angeordnet ist.
Obgleich die Konfigurationen von Snitzer et al. wichtige Verfahren für eine verbesserte Kopplung für eine Pumpleistung offenbaren, die einen Monomode-Ausgang im Faserformat liefert, ist es Hauptaufgabe der vorliegenden Erfindung, eine Vielzahl von Formen der Überzüge zu schaffen, um ein effizientes Überzugspumpen von Faserverstärkern und Lasern zu schaffen.
Weiter liegt der vorliegenden Erfindung die Aufgabe zugrunde, eine Vielzahl von effizienten Überzugsformen zu schaffen, die mit einer Vielzahl von Pumpstrahlungsverteilungsmustern verwendbar sind.
Ein weiteres Ziel der Erfindung besteht darin, wirksame Überzugsformen zu schaffen, die eine Anpassung an verfügbare Pumpcharakteristiken gewährleisten.
Ein weiteres Ziel der Erfindung besteht darin, eine optische Faser mit einem optimalen Strahlungskopplungswirkungsgrad zu schaffen.
Ein weiteres Ziel der Erfindung besteht darin, eine optimale Faser zu schaffen, in der der Faserkern ein Monomode- Kern ist.
Ein weiteres Ziel der Erfindung besteht darin, eine derartige optische Faser zu schaffen, die eine gleichmäßige Verteilung der Strahlungsmoden innerhalb des inneren Überzugs der Faser gewährleistet.
Ein weiteres Ziel der Erfindung besteht darin, eine optische Faser zu schaffen, bei der der Wirkungsgrad der Faserstrahlungskopplung nicht eine Funktion der Lageanordnung des Faserkerns ist.
Weitere Ziele der Erfindung ergeben sich teilweise von selbst und teilweise aus der folgenden Beschreibung von Ausführungsbeispielen, wie sie in der Zeichnung dargestellt und in der folgenden Beschreibung erläutert sind.

Zusammenfassung der Erfindung

Eine optische Faserstruktur zur Verstärkung weist wenigstens einen Kern auf, der selektiv mit einem aktiven Verstärkermittel dotiert ist, und ein innerer Überzug umschließt den Kern. Der innere Überzug dient dazu, eine Multimode-Pumpenergie von einer äußeren Leistungsquelle zu empfangen, diese Energie zu halten und durch wiederholte Zwischenwirkungen zwischen der Energie und dem aktiven Dotierungsmittel innerhalb des Kerns in den Kern zu übertragen, während die Pumpenergie über die Länge der Faserstruktur fortschreitet. Der Querschnitt des inneren Überzugs besitzt die Gestalt einer von mehreren beschriebenen konvexen Polygonformen. Die Eigenschaften der Querschnittsgestalt des Überzugs induzieren die sich ausbreitende Pumpenergie derart, daß ein im wesentlichen gleichförmiges Strahlungsfeld erzeugt wird, in dem die verschiedenen Strahlungsmoden, die die Pumpenergie bilden, isotrop verteilt werden. Jede Polygongestalt hat die Eigenschaft, daß (i) dann, wenn eine Zahl identischer Polygone benutzt wird, um einen ebenen Bereich zu bedecken, alle Polygone in die Formanordnung passen würden, ohne daß Zwischenräume zwischen benachbarten Polygonen vorhanden sind, und (ii) sämt liche Polygone Spiegelbilder voneinander um eine gemeinsame Seite wären. Unter den verschiedenen Querschnittsformen des Überzugs gibt es konvexe Polygone mit drei, vier und sechs Seiten.

Kurzbeschreibung der Zeichnung

Die neuartigen Merkmale, die als charakteristisch für die vorliegende Erfindung angesehen werden, sind im folgenden im einzelnen beschrieben. Die Organisation und das Verfahren der Arbeitsweise der Erfindung werden zusammen mit anderen Zielen und Vorteilen am besten aus der nachstehenden Beschreibung von Ausführungsbeispielen erkennbar, welche in der beiliegenden Zeichnung dargestellt sind. In der Zeichnung zeigen:
Fig. 1 eine schematische Querschnittsansicht einer bekannten optischen Faser mit einem Kern, der mit einem Verstärkermittel dotiert ist und von einem inneren Überzug umschlossen ist, der seinerseits von einem äußeren Überzug umgeben ist,
Fig. 2 einen schematischen Längsschnitt einer bekannten optischen Faser, ausgerichtet auf einen optischen Wellenleiter und an eine Strahlungsquelle angekoppelt,
Fig. 3 einen Längsschnitt eines bekannten Faserlasersf wobei Laserstrahlen innerhalb des Faserlaserkerns fortschreiten,
Fig. 4A einen vereinfachten schematischen Querschnitt einer optischen Faser mit Liniensegmenten, die Strahlen unterschiedlicher Moden innerhalb des Wellenleiters bezeichnen,
Fig. 4B eine schematische Querschnittsansicht der optischen Faser gemäß Fig. 4A mit einem Strahl mit einem Modus geringer Ordnung und einem Reflexionswinkel von etwa 10 º,
Fig. 4C eine schematische Querschnittsansicht der optischen Faser nach Fig. 4A mit einem Strahl mit einem Modus höherer Ordnung, der einen Reflexionswinkel von etwa 40 º aufweist,
Fig. 5 eine Querschnittsansicht eines bekannten Laser mit einem dotierten aktiven Kern, der exzentrisch innerhalb eines ihn umgebenden inneren Überzugs angeordnet ist,
Fig. 6 eine schematische Querschnittsansicht einer optischen Faser mit einem erfindungsgemäß ausgebildeten Wellenleiter, wobei die Projektionen in der Querschnittsebene einer Reihe von Strahlensegmenten veranschaulicht sind, die eine Strahlweiterleitung über die Länge der Faser repräsentieren,
Fig. 7 ein Diagramm, welches zwei graphische Darstellungen eines optischen Strahls repräsentiert, der inneren Reflexionen in einem Wellenleiter unterworfen ist, wenn er längs der Faser fortschreitet,
Fig. 8 ein Diagramm, welches die 'space-filling tiling'-Eigenschaft veranschaulicht, die für ein Polygon erforderlich ist, dessen Gestalt in einem Wellenleiter gemäß der vorliegenden Erfindung benutzt wird,
Fig. 9 einen Abschnitt einer allgemeinen Polygon-Entwicklung,
Fig. 10A bis 10D Darstellungen von erfindungsgemäßen optischen Faserbeispielen mit einem dreiseitigen Wellenleiterquerschnitt,
Fig. 11A bis 11D Diagramme optischer Fasern mit einem vierseitigen Wellenleiterquerschnitt,
Fig. 12 ein Diagramm einer erfindungsgemäßen optischen Faser mit einem sechsseitigen Querschnitt,
Fig. 13 eine perspektivische Ansicht einer typischen Anwendung einer erfindungsgemäßen optischen Faser, wobei ein Laserstab eine Rotationsvorrichtung für den optischen Strahl, eine Fokussierungsoptik und die optische Faser dargestellt sind.

Einleitung

Optische Faserverstärker und Laser arbeiten im allgemeinen in der Weise, daß die optische Strahlung innerhalb des Kerns einer zusammengesetzten optischen Faser fortschreitet. Während der Arbeitsweise als Verstärker oder Laser wird Signalstrahlung oder Pumpstrahlung an einem Ende der optischen Faser eingestrahlt, innerhalb der Faser geleitet und begrenzt und tritt aus dem anderen Faserende als ein verstärktes Signal oder als eine Laserstrahlung aus.
Fig. 1 ist eine Querschnittsansicht einer zirkular symmetrischen optischen Faser 10 mit mehreren Überzügen, die einen Kern 14, einen inneren Überzug 12, der den Kern 14 umschließt, und einen äußeren Überzug 16 aufweist, der den inneren Überzug 12 umschließt. Der Kern 14 kann 2 bis etwa 10 um im Durchmesser bei einem Monomode-Betrieb betragen. Bei Anwendungen mit geringer Leistung ist die Strahlung im typischen Fall monomode und kann direkt in den Kern 14 eingeleitet werden. Wenn der Brechungsindex n&sub1; des Kerns 14 größer ist als der Brechungsindex n&sub2; des inneren Überzugs 12, dann kann die Strahlung weitgehend innerhalb des Kerns 14 durch innere Totaireflexion begrenzt werden. Wie bekannt, tritt eine innere Totaireflexion dann auf, wenn die Strahlung die Kembegrenzung mit einem Winkel trifft, der kleiner ist als ein kritischer Winkel Θc. Der Winkel Θc, der von der Normalen zur Kerngrenze gemessen wird, ergibt sich aus der Beziehung
sin Θc = sin&supmin;¹(n&sub2;/n&sub1;)
Die meisten verfügbaren Monomode-Strahlungsquellen haben jedoch eine geringe Leistung, und diese Quellen reichen nicht aus für Anwendungen, die hohe Leistungspegel erfordem, sogar mit einer hohen Kopplung. Für diese Leistungen ist eine Eingangsquelle höherer Leistung erforderlich, aber derartige Quellen sind typisch Multimode-Quellen und können nicht direkt in einen optischen Faserkern eingeleitet werden, ohne daß ein Verlust an Helligkeit eintritt. Eine frühere Lösung dieses Problems bestand darin, die Multimode-Strahlung indirekt in den inneren Überzug einzuleiten, wobei der innere Überzug als Wellenleiterbereich wirkte, um die eingeleitete Strahlung zu erhalten und zu führen.
Bei einer optischen Faser, beispielsweise der Faser 10, wirkt der innere Überzug 12 als Wellenleiter durch innere Reflexionen der Strahlung, die an der Zwischenfläche 18 zwischen dem inneren Überzug 12 mit einem Brechungsindex n&sub2; und dem äußeren Überzug 16 mit einem kleineren Brechungsindex n&sub3; auftreten. Der Zweck des inneren Überzugs 12 besteht darin, die eingeleitete Strahlung so zu begrenzen, daß die Strahlung wiederholt den Kern 14 trifft und so über die Länge der Faser 10 fortschreitet. Bei jedem Schnitt mit dem Kern 14 wird ein Teil der Pumpstrahlung durch ein aktives Verstärkerdotierungsmittel absorbiert, das innerhalb des Kerns 14 enthalten ist. Die Länge einer optischen Faser mißt im typischen Fall mehrere zehn Meter, so daß eine große Zahl von diesen Zwischenwirkungen zustande kommt und daß der Kern so viel Pumpstrahlung absorbieren kann wie möglich.
Optische Verstärker machen Gebrauch von Faserkonfigurationen derart, wie es in Fig. 1 dargestellt ist, um die Verstärkerstrahlung in ein Signal einzukoppeln, das im Faserkern fortschreitet. Die US-A-3 808 549 beschreibt eine optische Kommunikationsvorrichtung mit einer Strahlungsquelle, die auf eine optische Faser ausgerichtet ist. Die Kommunikationsvorrichtung weist eine optische Faser 20 und einen optischen Wellenleiter 32 auf 1 die beide im Längsschnitt in Fig. 1 jenes Patentes dargestellt sind, was hier in der Fig. 2 wiedergegeben wird. Die optische Faser 20 weist eine innere transparente Überzugsschicht 22 auf, die auf der Oberfläche eines Kerns 24 aufgebracht ist, und außerdem eine dünne äußere Überzugsschicht 26, die auf der Oberfläche der inneren Überzugsschicht 22 angeordnet ist. Ein Austrittsende 25 der optischen Faser 20 ist auf ein Eintrittsende 35 des optischen Wellenleiters 32 ausgerichtet. Die im Kern 24 erzeugte Strahlung wird in den optischen Wellenleiter 32 eingekoppelt.
Die erwähnte Patentschrift führt aus, daß der Brechungsindex der äußeren Überzugsschicht 26 um so viel niedriger sein muß als der Brechungsindex der inneren Überzugsschicht 22, daß ein merklicher Anteil von Strahlung aus der Quelle 34 durch den Kern 24 aufgenommen wird und durch diesen fortgeleitet wird. Der Kern 24 absorbiert die Strahlung, wenn sie von der Zwischenfläche 28 wiederholt hin und her reflektiert wird. Die Patentschrift führt weiter aus, daß die Länge der optischen Faser 20 genügend groß sein sollte, um den größten Teil der Strahlung durch den Kern 24 absorbieren zu können.
Die US-A-4 829 529 beschreibt eine optische Faser mit mehreren Überzügen, die als Laserhohlraum für einen Faserlaser benutzt wird. Fig. 2 des erwähnten Patentes zeigt eine Querschnittsansicht einer Monomode-Faser mit einem zugeordneten Multimode-Faserpumphohlraum. Diese Darstellung findet sich in der beiliegenden Zeichnung als Fig. 3. Ein xyz-Koordinatensystem 39 wird zur Unterstützung des Verständnisses eingeführt.
Ein Faserlaser 40 besteht aus einem Monomode-Kern 44, der von einem Multimode-Überzug 42 und einer äußeren Schicht 46 umschlossen ist, wobei die beiden letzteren einen Pumphohlraum definieren. Die Brechungsindizes für Überzug 42 und äußere Schicht 46 sind so gewählt, daß die Pumpstrahlung innen total an der Zwischenfläche 48 reflektiert wird. Wenn die Strahlung längs des Überzugs 42 fortschreitet, kann sie den Kern 44 häufig treffen und an ein Laserverstärkermedium innerhalb des Kerns 44 ankoppeln, vorausgesetzt, die Strahlung ist in einem Modus, der sich auf diese Weise verhält. Nicht jeder Modus, der in einem solchen Aufbau erregt wird, schreitet längs eines Pfades fort, der den Kern schneidet. Tatsächlich werden schräge Strahlen, die die Masse der Pumpenergie führen, in einem Ringbereich konzentriert, der den Kern umschließt, so daß diese Strahlung den Kern niemals trifft. Weil der Kern in der Mitte angeordnet ist, d. h. weg von der Stelle der größten Pumpenergie, sind derartige zirkular-symmetrische Faserstrukturen relativ unwirksam in der Benutzung der verfügbaren Pumpleistung und daher von geringem praktischem Interesse. Die ungleichförmige modale Verteilung in zirkular-symmetrischen Fasern ist eine Folge der Geometrie, und die Kreisgeometrie und die zentrale Kernanordnung sind einfach ungeeignet zur wirksamen Ausnutzung der Pumpleistung.
Nunmehr kann man feststellen, daß eine Erhöhung der Querschnittsfläche des Kerns gegenüber der Fläche des Überzugs die Wirksamkeit der Kopplung verbessern kann. Jedoch liegen normalerweise die Dimensionen von Kern und Überzug durch die physikalischen Erfordernisse der Lasersysteme und der Verstärkersysteme fest. Der Kerndurchmesser, der klein genug sein muß, um die Strahlungsausbreitung im Kern auf eine Monomode-Arbeitsweise zu begrenzen, liegt im typischen Fall bei 10 um oder weniger. Der Überzugsdurchmesser, der groß genug sein kann, um wirksam Strahlung aus einer Multimode-Quelle aufzunehmen, beträgt im typischen Fall 125 bis 1100 um. Was man benötigt, ist eine optische Faserkonfiguration, bei der der Kopplungswirkungsgrad verbessert werden kann, ohne daß die Bemessung des Faserkerns ansteigt.
Ein Verfahren zur Verbesserung des Wirkungsgrads der Kopplung ohne Anderung des Faserkerndurchmessers ist in der US-PS 5 291 501 beschrieben. Hier wird die Benutzung einer rzberzugspumpung' als Eingangs-Multimode-Strahlung in einen optischen Faserkern beschrieben. In diesem Patent ist eine Anordnung beschrieben, bei der ein innerer Uberzug mit einem ersten aktiven Material dotiert ist, wobei ein Monomode-Kern mit einem zweiten unterschiedlichen aktiven Lasermaterial dotiert ist, so darü beim Pumpen in den inneren Überzug die resultierende Laseremission als Pumpstrahlung für das aktive Laserdotierungsmittel in dem optischen Faserkern dient. In dem Patent ist ausgeführt, daß die Strahlung leichter in das aktive Material des inneren Überzugs absorbiert wird, als in den Kern in Form eines Leckstroms einzudringen. Die Pumpstrahlung wird hierbei über eine sehr viel kürzere Länge absorbiert als die Absorptionslänge für die andere Überzugspumpanordnung beträgt, die einen transparenten inneren Überzug benutzt. Diese Anordnung erfordert jedoch, daß der innere Überzug ein aktives Dotierungsmittel enthält.
Konventionelle optische Faserverstärker und Fasersysteme, beispielsweise jene, die oben beschrieben wurden, benutzen optische Fasern mit einem kreisförmigen Querschnitt. Diese Systeme suchten den optischen Faserkopplungswirkungsgrad zu verbessern, ohne voll die Grenzen zu berücksichtigen, die auf den Kopplungsprozeß einwirken, wenn die innere Überzugsschicht die Gestalt eines rotationssymmetrischen Wellenleiters besitzt. Wenn ein kreisförmiger Wellenleiter benutzt wird, um die Strahlung im zentralen Kern zu halten und zu koppeln, ist die resultierende Verteilung der Strahlung innerhalb des Wellenleiters nicht isotrop, und daher schneidet nicht jede Strahlungsmode den Kern. Infolgedessen ist nicht die gesamte in der optischen Faser vorhandene Strahlung zur Absorption durch den Faserkern verfügbar.
Diese Beschränkung ergibt sich am besten unter Bezugnahme auf Fig. 4A bis 4C. Die optische Faser 60 ist eine vereinfachte Darstellung des Querschnitts einer mit mehreren Überzügen versehenen optischen Faser. Die fortschreitende Strahlung wird durch mehrere Strahlen 61 repräsentiert, die innerhalb eines inneren Überzugs 62 begrenzt sind. Weil es unmöglich ist, graphisch die Hunderte oder sogar Tausende von Strahlungsmoden zu repräsentieren, die in einem optischen Multimode-Faseraufbau, wie dargestellt, vorhanden sind, wurden in Fig. 4A nur einige wenige Strahlen dargestellt.
Es ist bekannt, daß der Prallwinkel in der x-y-Ebene, wie dargestellt, für einen Strahlungsmodus im allgemeinen nicht der gleiche ist wie der Prallwinkel für einen anderen Strahlungsmode. Ein Moden-Strahl 61a einer höheren Ordnung schreitet längs der optischen Faser 60 mit einem kleineren Prallwinkel von beispielsweise 10 º fort, wie dies in Fig. 4B dargestellt ist, während ein Moden-Strahl 61b niedrigerer Ordnung mit einem größeren Prallwinkel von beispielsweise 40 º fortschreitet, wie dies in Fig. 4C dargestellt ist. Weil außerdem der Querschnitt des inneren Überzugs 62 kreisförmig ist, ändert sich der Prallwinkel für einen speziellen Strahlungsmode nicht, wenn die Strahlung längs der Faser fortschreitet.
Aus Fig. 4B ist ersichtlich, daß der Moden-Strahl 61a höherer Ordnung mit dem kleineren Prallwinkel (d. h. dem Winkel zwischen einfallenden und reflektierenden Strahlen) durch den Kernbereich der Faser 60 hindurchtritt und einen zentral angeordneten Kern trifft. Im Vergleich dazu trifft ein Moden-Strahl 61b niedrigerer Ordnung mit dem größeren Prallwinkel einen Kern 64 in der Mitte der optischen Faser 60 nicht. Weil außerdem der Prallwinkel für den Strahl 61b sich nicht ändert, tritt auch kein reflektierter Strahl entsprechend dem Strahl 61b durch den Kern 64 hindurch, unabhängig von der Länge der Faser 60. In anderen Worten ausgedrückt, sind die verschiedenen Strahlungs-Moden, die innerhalb eines kreisförmigen Wellenleiters fortschreiten, nicht isotrop verteilt.
In der Erkenntnis, daß die Querschnittsgeometrie einer Faser die Moden-Verteilung bestimmt, wird in der US-A-- 4 815 079 eine beträchtliche Verbesserung gegenüber den rein kreisförmigen Faserstrukturen mit Doppelüberzug vorgeschlagen. Diese neuen Geometrien sind in Fig. 1 der US-A- 4 815 079 dargestellt, und diese Figur entspricht der Fig. 5 der beiliegenden Zeichnung. Die optische Faser 70 weist einen Monomode-Kern 74 auf, der von einem inneren Überzug 72 umgeben ist, und der innere Überzug 72 wird seinerseits von einer äußeren Überzugsschicht 76 umgeben, die einen Brechungsindex n&sub3; aufweist, der kleiner ist als der Brechungsindex n&sub2; für den inneren Überzug 72. Weiter kann eine Schutzschicht 77 vorgesehen werden. Bei der dargestellten Laserkonfiguration liegt der Kern 74 exzentrisch innerhalb des inneren Überzugs 72.
Gemäß der oben erwähnten Patentschrift wird der Betrag der erforderlichen Versetzung durch die Bedingung bestimmt, daß ein wesentlicher Anteil der Strahlung, die in dem inneren Überzug 72 fortschreitet, in den Kern 74 eingekoppelt wird. Diese Kopplung geschieht immer dann, wenn die Strahlung, die sich innerhalb des inneren Überzugs 72 ausbreitet, den Kern 74, der versetzt zur Mitte liegt, trifft und vom Kern 74 absorbiert wird. Die in der genannten Patentschrift beschriebene Anordnung hat einen verbesserten Kopplungsgrad von etwa 27 % ergeben.
Die Änderung des Kopplungswirkungsgrads, die durch eine Versetzung eines Kerns 74 aus der Mitte der Faser 70 verursacht wird, resultiert aus der Tatsache, daß die innerhalb eines kreisförmigen Wellenleiters vorhandene Strahlung, beispielsweise die im inneren Überzug 72 sich aus breitende Strahlung, nicht isotrop über den Querschnitt der Faser 70 verteilt ist, sondern in einem ringförmigen Bereich verläuft, der den Kern umschließt. Das zweite in der genannten Patentschrift US-A-4 815 079 beschriebene Ausführungsbeispiel besaß einen inneren Überzug in Form einer langgestreckten, vorzugsweise im Querschnitt rechteckigen Platte, von der man annahm, daß eine Reihe von Moden durch den schmalsten Teil des Aufbaus hindurchtreten, wo der Kern plaziert wurde. Dieser Aufbau ist beträchtlich besser im Vergleich mit dem Stand der Technik und weist einen Wirkungsgrad von über 70 % auf.
Basierend auf den obigen Gründen scheint es, daß ein optischer Faseraufbau, der ein ungleichförmiges Feld erzeugt und die verschiedenen Strahlungs-Moden in einem bestimmten Querschnittsbereich des inneren Überzugs 'konzentriert', das Koppelproblem löst. Daraus würde folgen, daß durch Positionierung des Kerns in diesem Bereich der Moden-Konzentration eine erhöhte Zahl von Moden den Kern trifft und der Kopplungswirkungsgrad in gleicher Weise erhöht wird. Jedoch hat sich herausgestellt, daß nicht alle Moden von einem Kern getroffen werden, der innerhalb eines Wellenleiters liegt, der bezüglich der Moden nicht isotrop ist. Um eine optimale Kopplung zu erreichen, müssen sämtliche Strahlungsmoden, die innerhalb einer optischen Faser vorhanden sind, durch den Faserkern hindurchtreten. Sonst wäre die Leistung entsprechend jenen Moden, die nicht durch den Kern hindurchtreten, nicht zur Absorption durch das aktive Dotierungsmittel im Kern verfügbar, und der Kopplungswirkungsgrad würde vermindert.
Dies kann wiederum unter Bezugnahme auf die Fig. 4B und 4C veranschaulicht werden. Es kann gezeigt werden, daß bei ansteigendem Prallwinkel die entsprechende Strahlung in einem noch kleineren Ringbereich 62' des inneren Überzugs 62 konzentriert wird. Um die Strahlungs-Moden abzufangen, deren Prallwinkel sich 180 º annähert, wäre es notwendig, den Kern 64 in einem kleinen Abstand von der Zwischenfläche 68 anzuordnen. Wenn jedoch der Kern 64 dichter an die Zwischenfläche 68 gelegt wird, dann wird die Strahlung mit größeren Prallwinkeln vorzugsweise absorbiert wegen der größeren Häufigkeit von Durchläufen durch den Kern 64. Die Strahlung, die die kleinsten Prallwinkel hat, tritt mit einem größeren Anteil durch die Mitte des inneren Überzugs 62 und hat infolgedessen eine proportional kleinere Wahrscheinlichkeit, eine Absorption in dem versetzten Kern 64 zu bewirken. Außerdem nimmt die Fähigkeit des Kerns 64, die Strahlung zu begrenzen, wegen der Strahlungsfeldeffekte ab. Infolgedessen muß ein minimaler Abstand der Trennung zwischen dem Kern 64 und der Zwischenfläche 68 aufrechterhalten bleiben. Demgemäß ermöglichen physikalische Begrenzungen nicht die Anordnung eines Kerns in einem kreisförmigen Wellenleiter derart, daß sämtliche Strahlungs-Moden vom Kern abgefangen werden.

Detaillierte Beschreibung der Erfindung

Die vorliegende Erfindung benutzt doppelt überzogene optische Faserkonfigurationen, die eine gleichförmige Verteilung von Strahlungs-Moden innerhalb des inneren Überzugs erzeugen. Bei solchen Konfigurationen wird der Kern allen Strahlungs-Moden ausgesetzt. Außerdem kann der Kern exzentrisch irgendwo innerhalb des inneren Überzugs angeordnet werden, ohne die Wirksamkeit der Kopplung der Faser zu beeinträchtigen. Es hat sich gezeigt, daß ein gleichförmiges Strahlungsfeld erzeugt wird, wenn der Wellenleiterbereich oder der innere Überzug einer optischen Faser eine geometrische Gestalt besitzt, die verschiedene Kriterien erfüllt, die diskutiert werden sollen.
Es ist auf diesem Gebiet der Technik bekannt, daß der Querschnittsbereich Amultimode eines inneren Überzugs durch die Leistung (P) der Pumpstrahlung, die numerische Apertur (NA) des Wellenleiters und die 'Helligkeit' (B) der Pumpstrahlquelle fixiert ist (d. h. Strahlungsintensität pro Festwinkel). Ein Ausdruck für den Querschnittsbereich des inneren Überzugs ist gegeben durch
Amultimode = P/(B(NA)²)
Wenn die Eingangspumpquelle isotrop und in der Winkelverteilung gleichförmig ist (und daher auch in der zweidimensionalen Querschnittsprojektion), bestimmt das Helligkeitstheorem, daß man am besten nur die gleiche Strahlungsintensität über den gesamten Querschnitt des inneren Überzugs aufrechterhält und daß die Strahlungsintensität nicht örtlich auf Kosten einer Absenkung an anderer Stelle erhöht werden kann. Daraus folgt, daß der höchste verfügbare Kopplungswirkungsgrad vom inneren Überzug in den Kern durch das Verhältnis von Kernquerschnittsfläche zu innerer Überzugsquerschnittsfläche gegeben ist (d. h. Acore/Amultimode). Dies liefert eine Analyse, die zeigt, daß der optimale Wirkungsgrad dann erreicht werden kann, wenn die Querschnittsfläche des Faserwellenleiters oder des inneren Überzugs die Gestalt eines von verschiedenen Polygonen besitzt, die in dieser Beschreibung offenbart sind.
Fig. 6 veranschaulicht den Querschnittsaufbau und die Geometrie einer optischen Faser 130 gemäß der vorliegenden Erfindung. Die Längsdimension der optischen Faser 130 erstreckt sich allgemein längs der z-Achse des xyz-Koordinatensystems 129. Die optische Faser 130 besteht aus einem Kern 134, der von einem inneren Überzug 132 umschlossen ist. Der Kern 134 besteht aus einem geeigneten optischen Grundmaterial, beispielsweise geschmolzenem Siliziumdioxid, das in bekannter Weise mit einem Verstärkermaterial dotiert ist. Gemäß dem bevorzugten Ausführungsbeispiel wird ein Siliziumdioxid, dotiert mit einem Ion aus einem Element Seltener Erden, beispielsweise Neodym (Nd³&spplus;) oder Yttrium in Konzentrationen bis zu 0,5 Gew.-% oder weniger, benutzt, um als Kerndotierungsmittel zu dienen. Der Kern 134 ist im Querschnitt allgemein kreisförmig, obgleich auch andere Formen, beispielsweise elliptische Formen, benutzt werden können.
Der innere Überzug 132 besteht aus einem Material mit einem Brechungsindex n&sub2;, der kleiner ist als der Brechungsindex n&sub1; des Kemmatenais. Die Querschnittsgestalt des inneren Überzugs 132 ist ein konvexes Polygon. Die optische Faser 130 weist außerdem einen äußeren Überzug 136 aus einem Material mit einem Brechungsindex n&sub3; auf, der kleiner ist als der Brechungsindex n&sub2; des inneren Überzugs. Die optische Strahlung wird durch innere Totaireflexion an der Zwischenfläche zwischen dem inneren Überzug und dem äußeren Überzug 136 gehalten. Der innere Überzug 132 wirkt als Kern gegenüber dem äußeren Überzug 136, um die Strahlung in den Kern 134 einzukoppeln. Der äußere Überzug 136 ist im Querschnitt vorzugsweise kreisförmig und besteht vorzugsweise aus einem fluorierten Polymer mit niedrigem Index.
Das hier dargestellte Polygon ist ein bilateral symmetrisches Viereck, jedoch wurde dies nur aus Gründen der folgenden Analyse gewählt, und der innere Überzug 132 ist nicht auf diese spezielle Querschnittsgestalt beschränkt. Gemäß der Erfindung gibt es verschiedene alternative Querschnittsgestalten, von denen einige im folgenden dargestellt sind. Ein optischer Faserwellenleiter mit irgendeiner offenbarten Querschnittsgestalt induziert die ankommende optische Multimode-Strahlung, um ein im wesentlichen gleichförmiges Strahlungsfeld innerhalb der optischen Faser zu erzeugen. Unter einem gleichformigen Strahlungsfeld wird ein Strahlungsfeld verstanden, das eine im wesentlichen konstante Intensität über die Querschnittsfläche des optischen Faserwellenleiters besitzt. Die Strahlung, die durch die optische Faser 130 hindurchtritt, bildet wegen der geometrischen Eigenschaften des Querschnitts des inneren Überzugs 132 ein gleichförmiges Strahlungsfeld.
Weil das erzeugte Strahlungsfeld gleichförmig ist und weil sämtliche optischen Strahlen, die innerhalb der optischen Faser 130 weitergeleitet werden, im wesentlichen den gleichen Zeitbruchteil benötigen (etwa Acore/Amultimode), um in dem Kern 134 fortzuschreiten, werden die optischen Strahlen der gleichen Absorption im Kern 134 unterworfen, wenn sie weiter fortschreiten, unabhängig von der Anordnung des Kerns 134 innerhalb des Überzugs 132. Infolgedessen kann der optimale Kopplungswirkungsgrad der optischen Faser 130, der durch das Verhältnis Acore/Amultimode gegeben ist, realisiert werden. Im Vergleich dazu kann der optimale Kopplungswirkungsgrad nicht bei einem kreisrunden Wellenleiter verwirklicht werden, weil nicht alle fortschreitende Strahlung einen Kern trifft, wenn ein kreisförmiger Wellenleiter benutzt wird. Ein optimaler Kopplungswirkungsgrad kann nur erreicht werden, wenn ein gleichförmiges Strahlungsfeld innerhalb des optischen Faserwellenleiters vorhanden ist.
Die Erfindung wird in Verbindung mit der bildlichen Darstellung veranschaulicht, die zeigt, wie die optische Strahlung in der optischen Faser 130 fortschreitet. Zu diesem Zweck wird die Beschreibung durch die Annahme vereinfacht, daß der innere Überzug 132 eine große Zahl von Moden (d. h. mehr als 1000 Moden) führt. Die Ausbreitung des Strahlungsfeldes kann dann repräsentiert werden durch eine inkohärente Superposition von klassischen optischen Strahlen. Ein gleichförmiges Strahlungsfeld würde dann als gleichförmige Verteilung optischer Strahlen gekennzeichnet sein, die in einer x-y-Projektionsebene liegen, welche den ebenen Querschnitt der optischen Faser 130 bildet.
Beispielsweise werden ein erster optischer Strahl 142 und ein zweiter optischer Strahl 142', die längs der Faser 130 in der z-Richtung gemäß Fig. 6 fortschreiten, einer Reihe von Reflexionen von der Zwischenfläche des Überzugs 132 unterworfen. Jeder reflektierte Strahl wird durch eine zweidimensionale Projektion seines optischen Pfades auf die Querschnitts-x-y-Ebene repräsentiert. Weil die optischen Strahlen in den inneren Überzug 132 an verschiedenen Stellen und unter verschiedenen Einfallswinkeln einfallen, um unterschiedliche Moden durchzuführen, werden der erste optische Strahl 142 und der zweite optische Strahl 142' nicht allgemein die gleichen Reflexionswinkel längs der Zwischenfläche 138 haben.
Die kumulative x-y-Projektion eines jeden Strahls 142 oder eines jeden Strahls 142' tendiert dazu, gleichförmig die Projektionsebene zu bedecken, da die Felder, die durch die Strahlen gebildet werden, gleichförmig über den Querschnitt des inneren Überzugs 132 verteilt sind. Von einem physikalischen Standpunkt aus betrachtet, bedeutet dies, daß der optische Strahl 142 den Kern 134 treffen muß, wenn er längs der optischen Faser 130 fortschreitet. Der Strahl 142' wird in gleicher Weise den Kern 134 treffen, aber nicht notwendigerweise an den gleichen Schnittstellen wie der Strahl 142.
Wenn die folgenden Reflexionen eines jeden fortschreitenden Strahls in der Zeichnung dargestellt würden, dann würde der innere Überzug 132 vollständig mit Linien angefüllt, die die erzeugten reflektierenden Strahlen repräsentieren. Es wäre unmöglich, alle folgenden Reflexionen klar und eindeutig zu zeigen, und es wäre nicht auf einfache Weise zu bestimmen, ob eine spezielle Form des inneren Überzugs ein gleichförmiges Strahlungsfeld erzeugt. Um die folgenden Reflexionen in der Weise darzustellen, daß eine solche Bestimmung durchgeführt werden kann, wird ein anderes Illustrationsverfahren benutzt.
Wie dem Fachmann bekannt, können mehrfach gefaltete Pfade, denen ein optischer Strahl folgt mit aufeinanderfolgenden Reflexionen an der inneren Zwischenfläche eines Wellenleiters, ebenfalls als geradliniger Pfad angegeben werden, der sich über die Zwischenflächen einer Folge von benachbarten 'virtuellen' Wellenleitern erstreckt. Jeder aufeinanderfolgende virtuelle Wellenleiter wird gebildet durch eine Spiegeireflexion des vorherigen Wellenleiters über einer Zwischenfläche, die beiden Wellenleitern gemeinsam ist.
Fig. 7 zeigt einen Wellenleiterkern 110, der aus einer rechtwinkligen Oberfläche 114, einer oberen Oberfläche 112 und einer unteren Oberfläche 116 besteht. Ein optischer Strahl 121 (d. h. die x-y-Projektion des optischen Strahls) schreitet längs des Wellenleiterkerns 110 fort und folgt einem geknickten Pfad, der eine Reihe innerer Reflexionen aufweist. Ein erstes reflektiertes Strahlsegment 123 wird durch eine Reflexion von der oberen Oberfläche 112 erzeugt. Der Reflexionswinkel α ist gleich dem Einfallswinkel. Ein zweites reflektiertes Strahlsegment 125 wird durch Reflexion von der rechten Oberfläche 114 erzeugt und unter einem Winkel β reflektiert.
Der fortschreitende optische Strahl 121 und die reflektierten Strahlsegmente 123 und 125 können auch durch gerade Linien repräsentiert werden, die aus drei Teilen bestehen: dem Strahl 121, einem ersten virtuell reflektierten Strahlsegment 123a und einem zweiten virtuell reflektierten Strahlsegment 125b. Das Strahlsegment 123a erscheint in einem ersten virtuellen Wellenleiter 110a und entspricht dem ersten reflektierten Strahlsegment 123. Der virtuelle Wellenleiter 110a wird durch eine Spiegeireflexion des Wellenleiterkerns 110 über der gemeinsamen Zwischenfläche konstruiert, die die obere Oberfläche 112 aufweist. Das Strahlsegment 123a ist ebenfalls eine Spiegelreflexion des Strahlsegments 123 über der gemeinsamen Zwischenfläche. Der Winkel der Reflexion α' für das Strahlsegment 123a ist der gleiche wie der Reflexionswinkel α für das Strahlsegment 123.
Das Strahlsegment 123a fällt auf die rechte virtuelle Oberfläche 114a ein und erzeugt einen zweiten virtuellen reflektierten Strahl 125b, der in einem zweiten virtuellen Wellenleiter 110b erscheint. Der virtuelle Wellenleiter 110b wird als Spiegeireflexion des virtuellen Wellenleiters 110a über der gemeinsamen Zwischenfläche konstruiert, die von der rechten Oberfläche 114a gebildet wird. Der Strahl 125b entspricht dem Strahl 125 im Wellenleiterkern 110, und der Reflexionswinkel β' ist gleich dem Reflexionswinkel β des Strahls 125. Diese Art der Konstruktion setzt sich für die folgenden Reflexionen fort, die im Wellenleiterkern 110 auftreten. Sowohl das Verfahren, welches die Fortschreitung der optischen Strahlung als geknickte Linie repräsentiert, als auch das abgewandelte Verfahren zur Repräsentation des Fortschreitens als gerade Linie werden in der folgenden Beschreibung benutzt.
Der fortschreitende Strahl 142 wird als geknickte Linie in Fig. 6 repräsentiert. Die Reflexionen treten an den inneren Oberflächen des inneren Überzugs 132 auf, und diese Zwischenflächen werden repräsentiert durch die Seiten 152, 154, 156 und 158. Die Seiten 152 und 154 bilden einen Scheitel 162, die Seiten 154 und 156 bilden einen Scheitel 164, die Seiten 156 und 158 bilden einen Scheitel 166 und die Seiten 158 und 152 bilden einen Scheitel 168.
Innerhalb des inneren Überzugs 132 ist der optische Pfad, der durch den Strahl 142 eingenommen wird, als eine Reihe reflektierter Strahlsegmente repräsentiert, die durch Linien und Pfeilköpfe dargestellt sind. Der Strahl 142 beispielsweise fällt auf der Polygonseite 152 unter einem Winkel Φ relativ zu einer Oberflächennormalen 144 ein. Ein erstes reflektiertes Strahlsegment 142a verläßt die Seite 152 unter einem Winkel Φ' gegenüber der Oberflächennormalen 144, wobei Φ' gleich Φ ist. Das erste reflektierte Strahlsegment 142a wird seinerseits an der Seite 154 reflektiert, um ein zweites reflektiertes Strahlsegment 142b zu erzeugen. Ein drittes reflektiertes Strahlsegment 152c, ein viertes reflektiertes Strahlsegment 142d und ein fünftes reflektiertes Strahlsegment 142e werden in gleicher Weise durch Reflexionen an den Seiten 156, 158 bzw. 152 erzeugt.
Es ist ersichtlich, daß, weil das vierte reflektierte Strahlsegment 142d auf die Seite 152 an einer Stelle 152b unterschiedlich von dem Einfallspunkt 152a des Strahls 142 auftrifft, das fünfte reflektierte Strahlsegment 142e von einem anderen Punkt auf der Seite 152 entspringt als das erste reflektierte Strahlsegment 142a. Infolgedessen trifft, obgleich das erste reflektierte Strahlsegment 142a den Kern 134 nicht durchsetzt, ein folgendes reflektiertes Strahlsegment, nämlich das fünfte reflektierte Strahlsegment 142e in diesem Falle, den Kern 134, weil aufeinanderfolgend reflektierte Strahlsegmente die zweidimensionale Querschnittsebene an verschiedenen Stellen kreuzen. Diese Eigenschaft gewährleistet, daß der Kern 134 schließlich durch jeden optischen Strahl getroffen wird, der innerhalb der optischen Faser 130 fortschreitet und, wie oben erwähnt, eine Folge der bevorzugten Geometrie ist, die für die Querschnittsfläche des inneren Überzugs 132 gewählt wird.
Wenn sich die Reflexionen fortsetzen, wird im wesentlichen jeder Bereich innerhalb der Projektionsebene von einem einer Folge reflektierter Strahlen durchsetzt, die vom Strahl 142 erzeugt werden. Dies geschieht deshalb, weil aufeinanderfolgende Reflexionen nicht wiederholt dem gleichen Pfad in der Projektionsebene folgen wie eine vorherige Reflexion. Die aufeinanderfolgenden Reflexionen suchen daher über die Projektionsebene zu 'wandern'. Diese Beschreibung ist in gleichem Maße zutreffend für die Ausbreitung des zweiten Strahls 142' oder für jeden anderen optischen Strahl, der in die optische Faser 130 eingeleitet wird. Alle diese Strahlen haben im wesentlichen die gleiche Wahrscheinlichkeit, durch einen speziellen Bereich in der Projektionsebene hindurchzutreten, und deshalb schneiden alle Strahlen den Kern vielfach über seine Länge.
Das andere Verfahren zur Repräsentation des optischen Pfades, dem der Strahl 142 als gerade Linie folgt, ist in Fig. 8 dargestellt. In diesem Beispiel sind der Strahl 142 und das erste reflektierte Strahlsegment 142a als zwei Liniensegmente dargestellt, die beide eine gerade Linie bilden, die sich über eine Reflexionszwischenfläche fortsetzt, die als die Seite 152 bezeichnet ist, und eine Seite 152a eines benachbarten virtuellen Polygons 140a. Der Einfallswinkel Φ und der Reflexionswinkel Φ' erscheinen auf gegenüberliegenden Seiten der Reflexionszwischenfläche. Das Polygon 140a wurde durch Spiegelreflexion an der Seite 152 konstruiert. Die Relativstellungen der Seiten und Scheitel des Polygons 140a sind demgemäß gegenüber den Stellungen der entsprechenden Seiten und Scheitel des Originals umgekehrt.
Das erste reflektierte Strahlsegment 142a fällt seinerseits auf die Seite 154a ein. Dies erzeugt ein zweites reflektiertes Strahlsegment 142b, welches eine Fortsetzung in ein virtuelles Polygon 140b der geraden Linie ist, die durch den Strahl 140 und das erste reflektierte Strahlsegment 140a gebildet ist. Das Polygon 140b wurde durch Spiegelreflexion des Polygons 140a über einer Seite 154a konstruiert. Die Seiten und Scheitel des Polygons 140b sind so gegenüber dem Polygon 140a umgekehrt und demgemäß symmetrisch zu den Seiten und Scheiteln des Originals. Der verbleibende Strahlpfad, der ein Fortsatz der geraden Linie ist, besteht aus einem dritten reflektierten Strahlsegment 142c, das durch ein virtuelles Polygon 140c hindurchtritt, einem vierten reflektierten Strahlsegment 142d, das durch ein virtuelles Polygon 140d hindurchtritt, und einem fünften reflektierten Strahlsegment 142e, das in ein virtuelles Polygon 140e eintritt. Diese Folge virtueller Polygone wurde durch eine Reihe von konsekutiven Spiegelreflexionen konstruiert, die über den Reflexionszwischenflächen auftraten, welche durch die Seite 156b, die Seite 157c und die Seite 154d aufeinanderfolgend definiert wurden. Das Polygon 140d kann statt dessen durch Spiegelreflexion des Polygons 140b über der Seite 158b konstruiert werden.
Jedes reflektierte Strahlsegment, beispielsweise das erste reflektierte Strahlsegment 142a, welches durch eines der reflektierten Polygone hindurchtritt, beispielsweise durch das Polygon 140a, repräsentiert einen reflektierten Strahl, der innerhalb des inneren Überzugs 132 gemäß Fig. 6 begrenzt bleibt. Umgekehrt ist die Relativiage eines jeden reflektierten Strahlsegments innerhalb des inneren Überzugs 132 (beispielsweise das erste reflektierte Strahlsegment 142a) die gleiche wie die Relativiage des entsprechenden Strahls innerhalb eines Polygons (beispielsweise das erste reflektierte Strahlsegment 142a im Polygon 140a) bei der Polygonanordnung nach Fig. 8. Da jedes aufeinanderfolgende Strahlsegment so gezeichnet ist, daß es durch ein benachbartes Polygon hindurchtritt, wobei jeder aufeinanderfolgende Durchtritt an einer verschiedenen Stelle innerhalb des jeweiligen Polygons erfolgt, wird das entsprechende reflektierte Strahlsegment so dargestellt, daß es durch eine andere Stelle innerhalb des Querschnitts des inneren Überzugs 132 hindurchläuft
Weil die Geometrie des Polygons ein kontinuierliches und endloses Feld von Polygonen liefert, wobei keine 'Spalte' oder unausgefüllte Räume dazwischen vorhanden sind, kann der optische Pfad des fortschreitenden Strahls bis auf Unendlich in alle Richtungen ausgedehnt werden, wodurch eine nicht definierte Zahl von reflektierten Strahlsegmenten gebildet wird. Wie oben erwähnt, würde, wenn diese reflektierten Strahlen auf der Projektionsebene gemäß Fig. 6 aufgezeichnet werden, die Projektionsebene gleichförmig mit den resultierenden Linien bedeckt. Die reflektierten Strahlsegmente, die den Pfad definieren, dem der sich ausbreitende Strahl folgt, bilden demgemäß eine gleichförmige räumliche Verteilung über die Projektionsebene.
Es können gewisse Ausbreitungsstrahlen parallel zu den Seiten des Polygons verlaufen. Derartige Strahlen erzeugen reflektierte Strahlen, die sich selbst 'wiederholen' und infolgedessen nicht über die Fläche der Projektionsebene wandern. Diese Strahlen werden in der Analyse nicht betrachtet, weil sie nur einen vernachlässigbar kleinen Teil der Gesamtstrahlen repräsentieren, die in der optischen Faser vorhanden sind. Aus einem realistischen Standpunkt heraus betrachtet, gewährleisten Brechung und Unzulänglichkeiten der Vorrichtung, daß ein optischer Strahl, der parallel zu einer Polygonseite verläuft, in der Praxis nicht realisierbar ist.
Eine ähnliche Aufzeichnung kann für den optischen Pfad gemacht werden, dem ein zweiter Strahl 142' folgt, der sich von der Seite 156 ausbreitet und auf die Seite 154 einfällt. Dieser optische Pfad erscheint in dem Polygon, aber im Unterschied zu dem optischen Pfad, der vom Strahl 142 eingenommen wird, tritt er in das Polygon 140f ein und in das Polygon 140g und setzt sich in das Polygon 140h fort. Die Reflexionen, die durch den zweiten Strahl 142' erzeugt werden, sind in gleicher Weise gleichförmig über die Projektionsebene verteilt, aber in einem Muster, das von dem Muster der reflektierten Strahlen unterschieden ist, die in der Folge von Reflexionen durch den optischen Strahl 142 erzeugt werden.
Zusammenfassend kann gesagt werden, daß die optische Multimode-Strahlung, die innerhalb der optischen Faser 130 in einer großen Zahl von optischen Strahlen fortschreitet, induziert wird, um ein im wesentlichen gleichförmiges Strahlungsfeld zu erzeugen. Dies ist die Folge der Eigenschaft des konvexen Polygons, welches für die Querschnittsgestalt des inneren Überzugs 132 gewählt wurde. Bei Betrachtung als zweidimensionale Projektion auf eine Ebene, die den Querschnitt des inneren Überzugs 132 enthält, ist das räumliche Verteilungsmuster, welches durch die Reflexionssegmente eines jeden optischen Strahls erzeugt wurde, eine gleichförmige Verteilung.
Ein gleichförmiges Strahlungsfeld ist notwendig, wenn die gesamte Leistung der sich ausbreitenden Strahlung zur Absorption durch die Dotierung des Kerns verfügbar sein soll. Das gleichförmige Feld verursacht, daß jede Strahlungs-Mode periodisch den Kern schneidet und einen Teil seiner Leistung auf das Dotierungsmittel überträgt. Die Gesamtleistung, die in den Kern eingekoppelt wird, ist abhängig von der Länge der Faser, die für den Kopplungsprozeß benutzt wird, und dem Konzentrations-Längen-Produkt, welches in bekannter Weise so eingestellt werden kann, daß im wesentlichen eine Totalabsorption auf einer bestimmten Länge erfolgt.
Jedes dieser räumlichen Verteilungsmuster kann auch als ein geradliniger optischer Pfad repräsentiert werden, der sich über ein endloses ebenes Feld von einem konvexen Polygon erstreckt, das für die Querschnittsgestalt des inneren Überzugs 132 gewählt wurde. Für jeden einzelnen fortschreitenden Strahl ist jedes reflektierte Strahlsegment in dem inneren Überzug 132 äquivalent zu einem der Strahlsegmente, die in einem der Feldpolygone auftreten.
Wenn die geradlinige Repräsentation eines optischen Strahls eine endlose Reihe von identischen Feldpolygonen durchläuft, dann erzeugt der optische Strahl eine gleichförmige räumliche Verteilung von reflektierten Strahlen innerhalb des inneren Überzugs der optischen Faser. Wenn das endlose Polygonfeld die Ebene des Feldes ausfüllt, dann durchlaufen sämtliche optischen geradlinigen Repräsentationen des Strahls durch eine endlose Reihe von Feldpolygonen. Wenn demgemäß das Polygonfeld die Ebene derart ausfüllt, daß kein Raum zwischen benachbarten Polygonen vorhanden ist, dann erzeugt ein innerer Überzug mit einem Querschnitt in Gestalt dieses Polygons ein gleichförmiges Feld aus dieser begrenzten Strahlung.
Nicht sämtliche konvexen Polygone haben die Eigenschaft, daß ein ebenes Feld von Polygonspiegelreflexionen eine Ebene vollständig ausfüllen. Nicht bedeckte Polygone lassen unbedeckte Räume in der Ebene. Nicht alle geraden Linien durchlaufen konstant die Polygone. Ein Wellenleiter mit einer Querschnittsgestalt eines nicht-bedeckten Polygons induziert die ankommende Strahlung nicht, um ein gleichförmiges Feld zu bilden. Infolgedessen bezieht sich die Erfindung auf eine Klasse von Formen, die die benötigten Eigenschaften besitzen, welche zwei Kriterien erfüllen.
Das erste Kriterium für die bevorzugte Polygongestalt wird aus der Forderung abgeleitet, daß ein ebenes Feld, welches von wiederholten Spiegelreflexionen der Querschnittsgestalt gebildet wird, die Ebene vollständig ausfüllt. Das Erfüllen dieses Kriteriums gewährleistet, daß aufeinanderfolgende Reflexionen eines einfallenden Strahls so gehalten werden, daß der Strahl sich in jeder anfänglichen Richtung ausbreiten kann. Dies erfordert, daß keine 'ungefüllten Flächen' zwischen benachbarten Polygongestalten verbleiben. Eine erste Folgerung des ersten Kriteriums besteht darin, daß jede Gestalt mit einer gekrümmten Seite oder einem konvexen Scheitelwinkel aus der Betrachtung eliminiert wird. Demgemäß ist die erforderliche Querschnittsgestalt ein konvexes Polygon mit drei oder mehr Seiten.
Eine zweite Folge ist die, daß jeder Scheitelwinkel ein integraler Divisor von 360 º sein muß. Dies kann dadurch erklärt werden, daß man zunächst feststellt, daß zwei benachbarte Polygone einen gemeinsamen Punkt haben. Beispielsweise treffen die Scheitel 162, 162a, 162b, 162h, 162g und 162f alle einen gemeinsamen Punkt, der mit 'A' in dem Polygonfeld gemäß Fig. 8 bezeichnet ist. In gleicher Weise treffen alle Scheitel 166b, 166c und 166d einen gemeinsamen Punkt 'B', und die Scheitel 168b, 168d, 168j und 168h treffen sich alle in einem gemeinsamen Punkt 'C' in dem Feld. Weiter ist jeder Scheitelwinkel an einem gemeinsamen Punkt gleich jedem anderen Scheitelwinkel an dem gleichen gemeinsamen Punkt. Die Summe der Scheitelwinkel an jedem gemeinsamen Punkt muß daher 360 º betragen, wenn kein unausgefüllter Raum zwischen den Polygonen besteht. Daraus folgt, daß die Scheitelwinkel integrale Divisoren von 360 º sein müssen. Aus einer Überprüfung ergibt sich, daß jeder der sechs Scheitelwinkel an dem gemeinsamen Punkt A 60 º betragen muß, daß jeder der drei Scheitelwinkel am gemeinsamen Punkt B gleich 120 º sein muß, und daß jeder der vier Scheitelwinkel an dem gemeinsamen Punkt C gleich 90 º sein muß.
Das zweite Kriterium ergibt sich aus einer weiteren Überprüfung der gemeinsamen Punkte, wo drei oder mehr Scheitel vorhanden sind. Die Polygone, die einen gemeinsamen Punkt umgeben, können so angesehen werden, als wären sie durch eine Reihe von Mehrfachreflexionen erzeugt, beginnend mit einem ursprünglichen Polygon und unter Benutzung des gemeinsamen Punktes als Drehmittelpunkt für die Reihe von Reflexionen. Beispielsweise können zwei der drei Polygone, die den gemeinsamen Punkt B umgeben, so angesehen werden, als wären sie aus dem Polygon 140b unter Benutzung einer ersten Spiegeireflexion über der Seite 156b erzeugt, um ein Polygon 140c zu erzeugen, und einer zweiten Spiegeireflexion an der Seite 157c, um ein Polygon 140d zu erzeugen. Eine dritte Spiegeireflexion über der Seite 158d führt zu dem originalen Polygon 140b. Das heißt, drei Reflexionen des ursprünglichen Polygons 140b um den gemeinsamen Punkt B zeichnen das ursprüngliche Polygon 140b auf sich selbst auf. Außerdem ist die Zahl der Reflexionen, die erforderlich sind, um dieses Aufzeichnen durchzuführen, gleich der Zahl der Scheitelwinkel, die den gemeinsamen Punkt umgeben. Bei dem gegebenen Beispiel werden drei Reflexionen notwendig, weil 360 º geteilt durch den Scheitelwinkel 120 º gleich drei ist. Demgemäß erfordert das zweite Kriterium für eine Polygongestalt, daß das Polygon auf sich selbst aufgezeichnet wird, wenn eine Reihe von kj Spiegeireflexionen um einen Scheitel durchgeführt werden, wobei der Scheitelwinkel gleich ist 360 º geteilt durch kj.
Die beiden oben diskutierten Kriterien können allgemein unter Bezugnahme auf das Diagramm von Fig. 9 ausgedrückt werden, in dem ein N-seitiges konvexes Polygon 170 dargestellt ist. Das Polygon 170 besitzt Seiten si und Scheitel Vi, wobei 1 ≤i ≤ N ist. Außerdem wird der Scheitel Vi+1 durch die Seiten si und si+1 gebildet. Durch Überprüfung läßt sich zeigen, daß wegen des geschlossenen Polygons 170 der Scheitel V&sub1; durch die Seite sN und die Seite s&sub1; gebildet wird. Gemäß dem ersten oben diskutierten Kriterium muß der Scheitelwinkel Θi eines jeden Scheiteis Vi des N-seitigen konvexen Polygons 170 die Bedingung erfüllen, daß
Θi = 360º/ki, wobei ki ≥ 3.
Die Scheitelwinkel, die diese obige Bedingung erfüllen, sind ganzzahlige Teiler von 360 º, beispielsweise 120 º, 90 º, 72 º, 60 º, 45 º ... .
Gemäß dem zweiten Kriterium hat das N-seitige konvexe Polygon 170 außerdem die Eigenschaft, daß es auf sich selbst aufgezeichnet wird, wenn eine Reihe von kj Reflexionen um irgendeinen Scheitel Vj ausgeübt wird. Diese Reihe von Reflexionen würde eine erste Reflexion über der Seite eine zweite Reflexion über der Seite sj+1, eine dritte Reflexion über der Seite sj und folgende Reflexionen einschließen, die abwechselnd über den Seiten sj+1 und sj durchgeführt werden, bis die Reihe von kj Reflexionen vollendet ist.
Zusammenfassend bezieht sich die Erfindung auf eine Klasse von Wellenleitern, die eine Querschnittsgestalt eines konvexen Polygons besitzen, das die Forderungen erfüllt, daß, wenn die Zahl solcher Polygone benutzt wird, um eine Ebene auszufüllen, alle Polygone den verfügbaren Raum ausfüllen und einpassen, ohne zu überlappen oder einen Zwischenraum zwischen benachbarten Polygonen zu belassen, wobei sämtliche Polygone Spiegelbilder zueinander um eine gemeinsame Seite sind.
Eine Fabrikation eines optischen Kabels gemäß der Erfindung wird dadurch bewirkt, daß eine Vorform auf die gewünschte Querschnittsgestalt bearbeitet wird und daß dann die Vorform in bekannter Weise ausgezogen wird.
Die beiden genannten Kriterien werden, wie nachgewiesen werden kann, durch wenigstens acht unterschiedliche konvexe Polygongestalten erfüllt.
Die bevorzugten Ausführungsbeispiele für einen inneren Überzug bei einer zweifach überzogenen Faserstruktur gemäß der vorliegenden Erfindung besitzen Querschnittsformen eines Polygons mit drei, vier oder sechs Seiten. Beispielsweise umfassen die Ausführungsbeispiele mit Querschnitten in Gestalt eines dreiseitigen Polygons ein gleichseitiges Dreieck 182 gemäß Fig. 10A, ein rechtwinklig gleichschenkliges Dreieck 184 gemäß Fig. 10B, ein 30º-60º-90º-Dreieck 186 gemäß Fig. 10C und ein 30º-30º-120º-Dreieck 188 gemäß Fig. 10D.
Querschnittsformen eines vierseitigen Polygons umfassen ein Rechteck 192 gemäß Fig. 11A, ein Quadrat 192' gemäß Fig. 11B, einen 60º-Rhombus 194 gemäß Fig. 11C und ein rechtwinklig symmetrisches Viereck 196 mit gegenüberliegenden Scheitelwinkeln von 60 º bzw. 120 º gemäß Fig. 11D. Ein Ausführungsbeispiel mit einer Querschnittsform eines sechsseitigen Polygons ist ein rechteckiges Polygon 198 gemäß Fig. 12. Obgleich das Rechteck 192 die als erfindungsgemäß angesehenen Kriterien erfüllt, wird es nicht speziell als Teil der beanspruchten Erfindung angesehen.
Die spezielle gewählte Querschnittsgestalt für eine spezielle Anwendung hängt von einer Zahl von Betrachtungen ab, einschließlich der physikalischen Eigenschaften des Wellenleiters mit dem speziellen gewählten Querschnitt und der Natur des Strahlungsmusters der Pumpquelle. Ein Wellenleiter, der nicht gemäß der vorliegenden Erfindung ausgebildet ist, besitzt den Querschnitt eines Rechtecks 192 beispielsweise, und dieser kann in einer Richtung sehr flexibel sein. Ein Wellenleiter, der einen quadratischen Querschnitt 192' besitzt, kann leichter herzustellen sein als ein Wellenleiter mit einem hexagonalen Querschnitt 198, aber es wird weniger Material von einem runden Querschnitt abgetragen, um ein Hexagon 198 zu bilden, als um ein Quadrat 192' zu bilden. Für andere Anwendungen, bei denen eine spezielle Wellenleiteranordnung erforderlich ist, kann ein Wellenleiter mit dreieckigem Querschnitt optimal sein.
Bei einer typischen Anwendung kann ein Laserdiodenfeld 210 benutzt werden, um eine Pumpleistung für die optische Faser 130 zu liefern, wie dies aus Fig. 13 hervorgeht. Der Ausgang des Laserdiodenfeldes 210 wird im typischen Fall mittels eines dazwischenliegenden optischen Systems 220 aus einem Feld individueller Laserstrahlen 212 in einen einzigen Ausgangsstrahl 232 invertiert. Das optische System 220 kann ein optischer Faserlaser und ein geometrischer Koppier sein, wie dies in der US-A-5 268 978 beschrieben ist. Das optische System 220 ist so ausgebildet, daß eine numerische Apertur für den einzigen Ausgangsstrahl 232 erhalten wird, die kompatibel ist mit der numerischen Apertur des inneren Überzugs 132, wie am Eingangsende 131 der optischen Faser 130 ersichtlich.
Das optische System 220 weist einen Strahikollimator 222 auf, um das Wachstum der Strahlen 212 in einem Azimut zu reduzieren. Nach der Kollimation treten die Laserstrahlen 212 in mehrere Wellenleiter 225 ein. Jeder Wellenleiter 225 ist in der Nähe eines entsprechenden Laserstrahls 212 angeordnet, wenn dieser aus dem Strahlkollimator 222 mittels eines Ausrichtblocks 224 austritt. Die Ausgangsenden 227 der Wellenleiter 225 gehen in einen Stapel 226 über, der so gestaltet ist, daß er eine bestimmte Strahlgeometrie liefert. Eine Reduktionsimse 228, die als Einzellinse oder als komplexeres Mehrlinsenelement ausgebildet sein kann, bildet den Wellenleiterstapel 226 in einer Größe ab, die gleich ist oder etwas kleiner als die Querschnittsgestalt des inneren Überzugs 132. Bei dem dargestellten Ausführungsbeispiel ist der Strahlausgang des Wellenleiterstapels 226 von kreisförmiger Gestalt. Infolgedessen ist die bevorzugte Form des Querschnitts für den inneren Überzug 132 jene eines Quadrates.
Vorstehend wurden verschiedene Ausführungsbeispiele der Erfindung beschrieben. Es ist jedoch für den Fachmann klar, daß zahlreiche Änderungen und Modifikationen durchgeführt werden können, ohne von den Lehren der Erfindung abzuweichen, wie sie im Wortlaut der beiliegenden Ansprüche definiert sind.

Claims

1. Optische Faserstruktur (130) für Verstärkeranwendungen, welche folgende Merkmale aufweist:

- wenigstens ein Kern (134) ist selektiv dotiert mit einem aktiven Verstärkermittel; und

- ein innerer Überzug (132) umgibt den Kern und empfängt Pumpenergie und überträgt die Pumpenergie auf den Kern, während die Pumpenergie sich über die Länge des inneren Überzugs fortpflanzt, wobei der innere Überzug eine Querschnittsgestalt in Form eines nicht rechteckigen konvexen Polygons aufweist und das Polygon die Eigenschaft besitzt, daß dann, wenn mehrere dieser Polygone benutzt werden, um eine Ebene zu bedecken, sämtliche Polygone in diese Bedekkung derart einpassen, daß kein Raum zwischen benachbarten Polygonen verbleibt, wobei außerdem sämtliche Polygone Spiegelbilder zueinander um eine gemeinsame Seite sind.

2. Optische Faserstruktur nach Anspruch 1, bei welcher der Kern ein Monomode-Kern ist.

3. Optische Faserstruktur nach Anspruch 1, bei welcher der Kern mit einer Seltenen Erde mit bis zu 0,5 Gew.-% dotiert ist.

4. Optische Faserstruktur nach Anspruch 1, bei welcher ein erster Scheitelwinkel des Polygons ein ganzzahliger Divisor von 360 º ist.

5. Optische Faserstruktur nach Anspruch 4, bei welcher der erste Scheitelwinkel etwa 120 º beträgt.

6. Optische Faserstruktur nach Anspruch 5, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 120 º beträgt.

7. Optische Faserstruktur nach Anspruch 6, bei welcher das Polygon ein regelmäßiges Sechseck ist.

8. Optische Faserstruktur nach Anspruch 5, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 60 º beträgt.

9. Optische Faserstruktur nach Anspruch 8, bei welcher das Polygon ein Rhombus ist.

10. Optische Faserstruktur nach Anspruch 8, bei welcher das Polygon ein symmetrisches Viereck ist.

11. Optische Faserstruktur nach Anspruch 4, bei welcher der erste Scheitelwinkel etwa 90 º beträgt.

12. Optische Faserstruktur nach Anspruch 11, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 90 º beträgt.

13. Optische Faserstruktur nach Anspruch 11, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 60 º beträgt.

14. Optische Faserstruktur nach Anspruch 13, bei welcher das Polygon ein Dreieck ist.

15. Optische Faserstruktur nach Anspruch 4, bei welcher der erste Scheitelwinkel etwa 60 º beträgt.

16. Optische Faserstruktur nach Anspruch 15, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 60 º beträgt.

17. Optische Faserstruktur nach Anspruch 16, bei welcher das Polygon als Dreieck ausgebildet ist.

18. Optische Faserstruktur nach Anspruch 4, bei welcher der erste Scheitelwinkel etwa 45 º beträgt.

19. Optische Faserstruktur nach Anspruch 18, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 90 º beträgt.

20. Optische Faserstruktur nach Anspruch 19, bei welcher das polygon ein Dreieck ist.

21. Optische Faserstruktur nach Anspruch 4, bei welcher der erste Scheitelwinkel etwa 30 º beträgt.

22. Optische Faserstruktur nach Anspruch 21, bei welcher ein zweiter Scheitelwinkel des Polygons etwa 30 º beträgt.

23. Optische Faserstruktur nach Anspruch 22, bei welcher das Polygon als Dreieck ausgebildet ist.

24. Optische Faserstruktur nach Anspruch 11 welche außerdem einen äußeren Überzug (136) aufweist, der den inneren Überzug umschließt.

25. Optische Faserstruktur nach Anspruch 24, bei welcher der äußere Überzug aus einem fluorierten Polymer mit niedrigem Brechungsindex besteht.

26. Optische Faserstruktur nach Anspruch 24, bei welcher der Brechungsindex des inneren Überzugs größer ist als der Brechungsindex des äußeren Überzugs, derart daß die numerische Apertur des inneren Überzugs etwa 0,4 ist.

27. Optische Faserstruktur nach Anspruch 11 bei welcher das Konzentrations-Längen-Produkt des Kerns so eingestellt ist, daß eine Gesamtverstärkung längs des Kerns unter Bezug auf den Kopplungswirkungsgrad der optischen Faserstruktur zustande kommt.

28. Optisches Verstärkersystem mit den folgenden Merkmalen:

- eine Pumpquelle (210);

- die optische Faserstruktur (130) gemäß Anspruch 1;

- Mittel (220), um die Pumpquellenstrahlung auf dem inneren Überzug abzubilden, wobei die Mittel zur Abbildung zwischen der optischen Faserstruktur und der Pumpquelle angeordnet sind, damit die von der Pumpquelle erzeugte Strahlung derart konvergiert, daß die numerische Apertur der Strahlung (232) den optischen Charakteristiken der optischen Faserstruktur eng angepaßt wird.

29. Optisches Verstärkersystem mit den folgenden Merkmalen:

- ein Laserdiodenfeld (210);

- die optische Faserstruktur gemäß Anspruch 1;

- optische Koppier (222, 224, 225, 226, 227) zwischen der optischen Faserstruktur und dem Laserdiodenfeld, um den Ausgang des Laserdiodenfeldes in einen kombinierten Strahlungsausgang zu transformieren; und

- Mittel (228), um den kombinierten Strahlungsausgang auf dem inneren Überzug zwischen der optischen Faserstruktur und dem Laserdiodenfeld abzubilden, damit die kombinierte Strahlung derart konvergiert, daß die numerische Apertur des kombinierten Strahlungsausgangs (232) eng den optischen Charakteristiken der optischen Faserstruktur angepaßt wird.

30. Optische Faserstruktur nach Anspruch 1, bei welcher der innere Überzug eine Querschnittsgestalt in Form eines Quadrates hat.

31. Optisches Verstärkersystem mit den folgenden Merkmalen:

- eine Pumpquelle (210);

- die optische Faserstruktur gemäß Anspruch 30;

- Mittel (220), um die Pumpquellenstrahlung auf dem inneren Überzug abzubilden, wobei die Abbildungsmittel zwischen der optischen Faserstruktur und der Pumpquelle angeordnet sind, damit die von der Pumpquelle erzeugte Strahlung derart konvergiert, daß die numerische Apertur der Strahlung eng den optischen Charakteristiken der optischen Faserstruktur angepaßt wird.

32. Optisches Verstärkersystem mit den folgenden Merkmalen:

- ein Laserdiodenfeld;

- die optische Faserstruktur gemäß Anspruch 30;

- optische Koppler (222, 224, 225, 226, 227) zwischen der optischen Faserstruktur und dem Laserdiodenfeld, um den Ausgang des Laserdiodenfeldes in einen kombinierten Strahlungsausgang umzuwandeln; und