JPH01501974A - 符号化系列進行波光学変調器 - Google Patents

Abstract

(57)【要約】本公報は電子出願前の出願データであるため要約のデータは記録されません。

Description

【発明の詳細な説明】 符号化系列進行波光学変調器 発明の背景 本発明は一般に進行波光学変調器に関し、更に詳細には従来の進行波光学変調器 より帯域幅対駆動電圧比を大きくする電極構造を備えた進行波変調器に関する。

従来の光学変調器の構造は１９７５年Ｊｏｈｎ　Ｗｉｌｅｙ＆　５ｏｎｓ、　Ｉ ｎｃ、発行のＡ＋５ｎｏｈ　Ｙａｒｉｌ著「量子電子工学」第２版の第１４章に 論じられている。このような変調器では、材料内の光の所定の伝達方向に対して 、第１の偏光に対して正常屈折率ｎ、を示し、第１の偏光に垂直な第２の偏光に 対して異常屈折率ｎ、を示す、光学的に透明な材料を使用している。これら屈折 率の少くとも一つは印加電圧に応じて変化することができる。屈折率を印加電圧 により、たとえば、電気光学的効果すなわち光弾性効果によって変えることがで きる。

これら各偏光は光の伝達に対して別々のチャンネルとして働く、これら各チャン ネルの位相速度は光速Ｃをそのチャンネルに対する屈折率で割ったものに等しい から、これら二つのチャンネルに対する位相速度は一般に等しくない、変調器の 出力での光の位相は入力位相＋２πｆＬ／Ｖ（ｆは光の周波数、Ｌは変調器内の 光路の長さ、■は光の位相速度である）に等しいから、これら変調器はこれらチ ャンネルの少くとも一つにおける光の出力位相を変調するのに使用することがで きる。印加電圧が十分小さい場合には、印加電界の関数としての位相速度の変化 は実質上直線的であり、したがって位相変調は印加電圧に比例する。

位相変調はこれらチャンネルの一つにおける光を、他のチャンネルにおける光ビ ームのような、他の光ビームと干渉させて振幅変調に変換することができる。こ のような振幅変調器では、これら二つのチャンネルにおける光は変調器の出力に 設置され二つのチャンネルの偏光方向の中間に向きづけされた偏光子により混合 される。別に、マツハ・ツエンダ−干渉計のような干渉針を使用して二つの同じ 偏光のビームを混合し、振幅変調を生じさセることができる（たとえば、マイク ロ波理論および技術に関するＩ　ＥＥＥ　）ランザクシラン、ｖｏｌ、　ＩＩＴ τ３０、ｐｐ１１２１−１１３７．１９８２のＲｏｄ、　Ｃ，Ａｌｆｅｒｎｅｓ ｓの論文「導波管電子光学的変調器（Ｗａｒｅｇｕｉｄｅ　ｅｌｅｃｔｒｏｏｐ ｔｉｃ　ｍｏｄｕｌａｔｏｒｓ）　ｊを参照）、このような装置では、伝播の二 つのチャンネルは物理的に明確な導波管である。

線形電子光学的変調器では、それぞれのチャンネルに対して、位相速度と印加電 圧との関係は変調器内に発生する関連電界の方向によって変る０位相ずれは電界 の大きさと変調器に捗る光路の長さしとに比例する。印加電界が伝達の方向に平 行なときは、位相ずれの量は所定の印加電圧に対する長さとは無関係である。伝 達の方向に垂直な印加電界が宥和である。何故なら電極は光ビームの伝播を妨害 しないし、所定の印加電圧に対する変調の量は結晶の長さを増すことにより増す ことができるからである。

結晶を通る光ビームの伝達時間が変調周波数の周期と同等かそれ以上となるよう に充分高い変調周波数に対しては、変調の量は印加信号をビームの伝達時間にわ たり時間積分したものに比例する。このような伝達時間にわたり、印加電圧の値 が負であるときは、正の値の効果が相殺される。このような相殺を避けるため、 電圧を光ビームと同じ方向に進行する進行波として加える。進行波で印加される 電圧の速度が変調器内の光ビームの速度と等しければ、光ビームの所定の断片が 変調器を這って進行するにつれて一定の印加電界を受ける。

残念ながら、印加電圧信号の群速度は一般に変調器内の光の群速度と等しくない 、これは群速度（分散がない状態で）が光速Ｃを媒質の屈折率で割りたちのに等 しいこと、および印加電圧の周波数に対する屈折率が光信号の周波数に対する屈 折率と異なることから生ずる。たとえば、ＬｉＮｂＯ５ではｒｆ印加電圧に対す る屈折率は４程度であるのに対し、光の周波数に対する屈折率は２程度である。

この結果、光ビームの所定の断片の受ける印加電界は一定でなくなる。この効果 はその位相が印加電圧 Ｖ　、！　Ａ、　＠　６　Ｌ　’−暑を一ロ”’　（２）で変調されている光信 号 ■。　ヨＡ、＊　ｅ　ｉ　（ｂ＋ｅＬ−翼０寥）　（１）について容易にわかる 。Ｚ軸はこれら二つの進行波の伝播の方向に沿うように選んであり、Ｚ冨ＯＯ点 は変調器の入力端になるように遍んでいる。光ビームと印加電圧信号との位相速 度はそれぞれ■。＝Ｗ０／に、とＶ、−Ｗ、／に、である。時間ｔに変調器に入 る光ビームの部分は時間ｔ′において ｚ＝ｚ、（ｔ　゛）ａｅｖ、＊　（ｔ−−ｔ）　（３）の位置にある。電界のこ の部分は点（ｔ　’、Ｚ　（ｔ　′））でその点での印加電界□すなわち Ｖａ（ｔ’、Ｚａ（ｔ’））−Ａ、＊ｅｉ’−畠ｔ’−に＆喰マｏｎ１ｔ’−Ｌ ｌフ（４）に比例する遅延を経験する。波のこの部分に関する位相ずれはＬ’− ｔ−０からｔ、までのｔ’−ｔにわたる時間積分に等しい（ｔｏは光ビームが変 調器を横切る遷移時間で、Ｌ　＊　Ｋ　ｅ　／　Ｗ　ｅに等しい）、この効果は 遅延が、速度ｖ０とＶ、とが等しい場合に得られる遅延と比べて係数 （ｅｉ（ｗｒＬ６１４）／ｉＷ、ｌ、、＝ｅｉ（ｗｒＬ＠／２）＄５ｉＩＩＣＴ Ｗｒｔ６／り　（５ａ）だけ減少することである。ただし Ｗ、＝Ｗ、−Ｖ、＊Ｋｍ　（５ｂ） −Ｗ、本（１−Ｖ、／Ｖ、） 印加電圧信号の位相の光信号の位相に対するこの歩みにより両信号の周波数によ って決まる減少係数が得られる。

５ｉｎｃ関数はその偏角Ｗｒ”ｔｏ／２が±πに等しいとき最初０に向かう、方 程式（５ｂ）を使用すれば、最初の０がＷ、−２π／（ｔｍ−ｔｏ　）＝２ｘ／ 　（Ｌ／Ｖ、−Ｌ／Ｖ、）（りとき生ずる、：、：でｔ、はマイクロ波が変調器 を横切る遷移時間である。これから帯域幅がＬに逆比例して変化することがわか る。このことは帯域幅を変調器の長さを増すことによって増すことができること を意味する。残念ながら、変調器の長さを減らせば印加電圧が光信号に影響する 時間が相当して減り、変調の大きさが変調のｓＪ域の長さしと逆に変化する。し たがって、長さしの変化において、帯域幅と所定量の位相変化を生ずるに必要な 印加電圧の大きさとの間に取引きが存在する。変調器に必要な印加電圧の尺度は 出力光信号にπの位相変化を生ずるに必要なｄｃ電圧の値であると定義される電 圧■πである。帯域幅（ＢＷ）とＶπとの比は変！Ｉ領域の長さとは無関係の良 さの係数である。この帯域幅電圧比（ＢＶＲ）は変調器の良さの係数として使わ れる。

印加周波数の有効帯域の上限を上げる一つの手法（Ｒｏｄ、　Ｃ，＾１ｆｅｒ− ａｖｅ　５ｗ１ｔｃｈ／ｍｏｄｕｌａｔｏｒｓ）　Ｉ　Ｅ　Ｅ　Ｅ　Ｊ、Ｑｕａ ｎｔ、Ｅｌｅｃｔｒｏｎ、ｖｏｌ、ＱＥ−２０＋ｐｐ、３０１−３０９．１９８ ４を参照）では、電極は変調器内の印加電界をＺの関数として周期的に反転する 形になっている。このような周期的な電界の反転は印加信号と光信号との相対位 相の負の部分を相殺するのに使用されている。残念ながら、この相殺はＷ７とい う一つの値でしか完全に行われず、その上、このような周期的な電界の反転は低 周波性能を低下させる。事実、これら周期的電界反転は帯域の幅を広げずに有効 帯域を周波数の上の方へ移行させる。

別の変調器（Ｅｌｅｃｔｒｏｎｉｃｓ　Ｌｅｔｔｅ　Ｓ＋　ｐｐ、　９０８−９ ０９．１９８５のＡ、　Ｄｊｕｐ−ｓｊｏｂａｃｋａの論文「新規な形式の進行 波集積化変調器（Ｎｏｖｅｌ　ｔｙｐｅ　ｏｆｂｒｏａｄｂａｎｄ　ｔｒａｖｅ ｌｌｉｎｇ−ｗａｖｅ　ｉｎｔｅｇｒａｔｅｄ−ｏｐｔｉｃ　ｓｏｄ置装）」を 参照）では、唯一の位相反転が電極を変調器に沿って距離の３／４だけ横方向に 偏移させることにより発生する。この機構は直列接続された低域フィルタと高域 フィルタのように動作すると言われているのは正しくないが、事実これは並列接 続された低域フィルタと高域フィルタのように動作する。残念ながら、この構造 による帯域幅の増加は電圧が半分に低下することにより相殺されてしまう、した がって、この装置は極性反転の無い従来のマツハ・ツエンダ−変調器に対して帯 域幅電圧比（ＢＶＲ）は小さくなっている。帯域幅電圧比（ＢＶＲ）を上げ、印 加電圧■πを最低ｄｃまで低い値に保つ機構があれば有益である。

Ｈの概 開示される好ましい実施例によれば、印加電圧の有効帯域幅を増し、しかもＶπ の値をｄｃ印加電圧まで低い価に保つ電極構造を備えた変調器が徒示される０本 発明を光周波数の電子光学的変調の場合について示すが、電極により発生する電 界反転パターンは第２形式の進行波信号を適用することにより第１形式の進行波 信号の変調に適用することができる。

開示した電子光学的変調器では、電圧信号を変調器に加えるのに使用する電極の 構造はスペクトル拡散擬像ランダム符号により規定されるパターンで印加電界に 電界反転を導入する。長さ４．５、および１３のバーカー・コードがｄｃ印加電 圧まで有効な変調を保ちながら帯域幅を拡げるのに特に有効であった。他の実施 例では、一対の光変調器で電界反転のパターンを規定するのにゴーレイ対を使用 している０両変調器からの光は検出され混合されて、拡がった帯域幅にわたり変 調される。

二つの特定の実施例はそれぞれＸカッ）ＬｉＮｂＯ，結晶とＺカットＬｉＮｂＯ ３結晶とを利用している。第１の実施例では、電極は光導波管に対して光導波管 で発生した電界が実質上変調器の表面に平行になるように設置される。第２の実 施例では、電極は光導波管に対して光導波管で発生した電界が実質上変調器の表 面に垂直になるように設置される。

図面の日 第１Ａ図は、拡散スペクトル擬像ランダム符号系列に従う印加電圧の位相反転を 生じる電極構造を有するマツハ・ツエンダ−型振幅変調器である。第１Ｂ図は第 １Ｂ図の変調器における極性反転とこれら反転を決定するバーカー・コードとの 対応を示す、第２図と第３図は第１図の変調器の断面である。第４図はＺカット ＬｉＮｂＯ５基板の電極に対する導波管分枝１３の配置を示す第２図の１部の展 開図である。第５図はＸカン）　ＬｉＮｂＯ５基板の電極に対する導波管分枝１ ３の配置を示すマツハ・ツエンダ−変調器の断面図である。第６図はＺカットＬ ｉＮｂＯ３を用いたマツハ・ツエンダ−型振幅変調器における印加電界の極性反 転を生ずるのに通した電極パターンを示す、第７図は時間遅延差ｔｄの関数とし て出力パワー・カーブを示すとともに、印加電圧Ｖ、の関数として出力パワを線 形変動させるためのバイアス選択を示す、第８Ａ図−第８Ｄ図において、著しく 改良された電圧帯１幅比と直流印加電圧における良好な変調を行える４つのバー カー・コードを示す、第９図は長さ４のゴーレイ対に従って位相反転を生ずる電 極を有するマツハ・ツエンダ−型変調器の対を使った変調器である。第１０図は ＸカットＬｉＮｂ０１基板と長さ１３のバーカー・コードを用いた変調器のため の電極パターンを示す、第１１図はバーカー・コード対から一層バーカー・コー ドの生成を示す。

ま　し　い　の　゛ 第１図〜第３図にスペクトル拡散擬似ランダム符号による変調器の光路に電界反 転のパターンを住するように構成された電極を利用するマツハ・ツエンダ−型進 行波電子光学振幅変調器の上面図と二つの断面図とを示す、この電極構造はｄｃ 印加電圧までの動作を保持しながら帯域幅を大きく拡大する。変調器の基板１０ は大きな損失なしに光波を伝達し、その示す屈折率の少くとも一つが印加電界に 応じて変化し得る材料である。基板として特に適当なのは、特に強い電子光学的 応答を示すＬｉＮｂＯ５である。！極の長さしは１１１の程度である。

光導波管１１は、たとえば、基板に基板の導波管領域内にチタンをドープするこ とにより、基板内に形成される。チタンは結晶格子に適合しやすく、結晶内に良 く拡散し、ドープした領域が光導波管として働くように屈折率を増すので使用さ れる。第１図に示す実施例では、導波管１１は二つの分岐１２と１３とに分割さ れ、この二つは出力経路１４で再び結合する。これら導波管部分の断面寸法は５ ミクロンの程度である。

この構造はマツハ・ツエンダ−変調器として知られており、分岐１２と１３とで 発生した位相変調を出力経路１４で振幅変調に変換するのに使用される。典型的 には、分岐１２および１３は各々これら経路内の光の伝播方向に垂直な二つの主 軸方向に沿って二つの屈折率を示す、導波管１１への光入力は各分岐１２および １３の中の光がこれら主軸の一つに沿うように偏光されている。各偏光方向は別 々のチャンネルのように動作するから、偏光がこれら主軸の一つに沿わなければ 、光ビームは両チャンネル内を異なる速さで進むことになり、別の、不用な位相 変化を生ずる。

一組の電極１５〜１７が二つの分岐１２および１３が平行になっている領域でこ れら分岐の部分と重なりでいる。印加電圧Ｖ、はこれら電極に電極１６が電極１ ５と１７との電圧より電圧Ｖ、上になるように印加される。

これら電極の極性と位置とにより電極間に分ｔ５１２と１３の中で方向が反対に なっている電界を発生する。したがって、位相が一つの分岐で遅れると、他の分 岐では進んでいる。二つの分岐間のこのプッシュプル位相変調関係により出力経 路１４に各分岐１２と１３とに発生する位相変調の２倍に比例する振幅変調が発 生する。

第４図は第２図の一部の拡大図で、電極１６が電極１７より電気的に正であると き印加電圧により基板１０と導波管１３とに発生する電界を示している。導波管 １３は導波管１３の中の電界が実質上基板１０の上面に垂直になるように一つの 電極の端の下に配設されていることに注意すべきである。この実施例では、Ｚカ ットＬｉＮｂＯ３結晶が使用されている。そのわけはこのような結晶では結晶の 屈折率が基板の上面１９に垂直な電界により他の方向の電界より強く影響を受け るからである。この実施例の一つの利点は電極間の隙間を極めて小さく（数ミク ロンの程度に）して１０ポルト程度の手ごろな印加電圧により強い電界を発生す るようにすることができることである。他の利点は分岐１３の中の電界の極性を 電極１６および１７を導波管１３に対して横方向に移動して導波管１３が電極１ ６の縁の下に位置するように反転することができることである。したがって、第 １図の電極の形状にすれば導波管１３が第２図に示す断面で電極１７の縁の下に 設置され、導波管１３が第３図に示す断面で電極１６の縁の下に設置される。

第５図に示す別の実施例では、基板はＸカッ）　ＬｉＮｂ０．結晶である。

このようなカットでは、屈折率は基板の上面１９に平行な電界により最も強く影 響される。したがって、この実施例では、電極間の間隙は一層広くなりでおり、 導波管は実質上電極間隙の中間に設置されるので光導波前日の電界は実質上上面 １９に平行である。このような実施例での間隙は典型的には第１図〜第４図の実 施例のものより大きいが、これらの間隙はやはり数ミクロンの程度であるから、 数ボルトの程度の手ごろな印加電圧に対して強い電界が発生する。このカットの 欠点は導波管分岐内の電界の極性を第１図におけるようなすべての電極の横偏移 により直線的に反転することができないということである。第５図かられかると おり、電極１６および１７お横移動は極性反転を生じない。

その代り、導波管分＠１３の中の電界の極性を反転するためには、電極１６およ び１７の位置を交換しなけばならない、このような導波管構造を第６図に示す、 この実施例は第１図におけるような三つの代りに四つの電極６３〜６６を備えて いる。第１図におけるように、この装置では、光導波管は分岐６１と分岐６２と に分割されており、その各々で光波が位相変調される。電極６３〜６６は分岐６ １で分岐６２とは反対極性の位相変調を行うように構成されているので第１図の 場合と同じ形式のプッシュプル位相変調が存在する。入力端６７と破線６８との 間の領域および破線６１１と出力端６１２との間の領域で、分岐６１の中の電界 は電極６４と６５との電圧差により発生し、分岐６２の中の電界は電極６５と６ ６との電圧差により発生する。破線６９と破線６１０との間の領域では、分岐６ １の中の電界は電極６３と６４との電圧差により発生し、分岐６２の中の電界は 電極６４と６５との電圧差により発生する。

第１図〜第３図の実施例では、■、は電極１５〜１７０入力端１８に加えられて 分岐１２および１３に平行な電極に沿って移動する進行波を生ずる。

各電極の他端は整合インピーダンスで終端してその端から反射しないようにして いる０発明の背景で述べたように、これら印加電圧進行波の群速度は典型的には 光導波管内の光ビームの群速度と等しくない。

発明の背景で述べたように、光の群速度は光の速さの半分の程度であり、印加電 圧の群速度は光の速さの１７４の程度である。したがって、電極の形状を電気信 号と光信号との位相間のずれを帯域幅を増し且つｄＣ印加信号までの機能動作を 保ちつつ補償する一組の極性反転を生ずるように選定する。

この帯域幅を増すために、電極をその長さに沿ってＮ個の等しい断片に分割し、 これら断片による電極の間の極性をスペクトル拡散擬僚ランダム符号によって選 定する。この電極構造はマツハ・ツエンダ−変調器に適用されるばかりでなく、 一般に位相変調器の他に他の形式の振幅変調器にも適用できる。一般に、振幅変 調器は一つのビームに位相変調を行い、これを位相変調されている場合もあり、 されていない場合もある他のビームと干渉させて振幅変調を行う、この電極構造 により増強された動作の結果は次のとおりである。

一般的概念を、分散効果、光信号の損失、印加電圧の損失、および変調器の出力 端での電極内の反射を無視することができるという仮定のもとに示す、これらの 要因を考慮したモデルによればこれら無視した効果は一般にこれらの結果を定性 的に変えることはない。

導波管１１の端で角周波数のＷ、の光信号Ｖ、が、その点で、時間依存 Ｖａ　（ｔ）−Ａｏ　（ｔ）ｅ−Ｉ″”　（６）を持って注入される。ここでＡ 、（ｔ）は振幅である。これにより導波管１１の中に位相速度Ｖ、−Ｗ、／に、 の進行波を生ずる。ただしに０はこの進行波の波数である。この光信号の半分は 分岐１２の内部に進行し、他の半分は分岐１３に入る。導波管１１の入力端から の各分岐に沿う距離パラメータをＺで表わす、したがって、各分岐１２および１ ３において光信号は Ｖａ　（ｔ、Ｚ）　ｍ　Ｖｅ　（ｔ−Ｚ／Ｖｓ　）−Ａｓ　（ｔ−Ｚ／Ｖｅ　） ｍｅ　”′６”−”ｖ″”　（７）の形をしている。

電極１５〜１７の端１８で印加電圧Ｖ＆　（ｔ）が加えられる。これにより群速 度■、を有する進行波電圧信号が生ずる。電極においては、端１８からの距離は パラメータＺで表わされる。したがって、電極においては印加電圧の形はＶ、（ ｔ−Ｚ／Ｖ、）である。

分岐には電極のｍ１８と１１０との間にある部分１１２、導波管１１と部分１１ ２との間の部分１１１、および部分１１２と導波管１１４との間の部分１１３か ら構成されている。同様に分岐１３は分岐１２の部分１１１〜１１３に類恨の部 分１１４〜１１６から構成されている０分岐１２の全長は、導波管１１０入力端 から導波管１４の出力端まで延びているが、ｌ−＋ｙと記す。同様に、分岐１３ の全長をｔｌ３と記す０部分１１１〜１１６の長さをそれぞれＬＩ□〜Ｌｌ１６ と記す、第１図かられかるように、長さＬ＋＋ｔと１−＋＋ｓとは共に電極の長 さしに等しい、未変調光信号が長さＬ１□、ｔｌ３、およびＬ　Ｉｌｌ〜Ｌ　Ｉ 　１６を横断する走行時間をそれぞれｔｌｚ、ｔｌｓ、およびｔｌｌ、〜１１１ ６と記す、これら走行時間が有限であるため、分岐１２を経由する光信号は導波 管１４の出力で （１／２）　＊　Ｖｏ　（Ｌ−Ｌ＋ｔ／　ｖｏ　）　−Ｖ　（ｔ　ｔ　＋ｚ）　 （８）同様に、分岐１３を経由する光信号は導波管１４の出力で（１／２）　＊ Ｖｅ　（ｔ−Ｌ＋ｓ／Ｖｏ　）　−Ｖ　（ｔ−ｔｌｓ）　（９）である、したが って、出力信号０゜（１）は０ｅ（ｔ）＝　（Ｖｅ（ｔ　−ｔｌｚ）＋Ｖｅ（ｔ 　ｔ＋＊）：ｌ　／　２　（１０）−［Ａ、（ｉ−ｊ、、）　６　”””’−” ”　＋Ａｅ（ｔ　ｔ’ｓ）　ｅ　”Ｏ・ＬＬ−ＬＬコ）］／２である０時間差分 であり、ｔ　Ｉｔ−Ｌ　＋ｔ／　Ｖ　ｅは（１０−”）ｍ／　（１０”　ｍ／　 ｓ　）−１０−／ｓの程度である。　Ａｓ（ｔ）は一般に２０ＧＦＩＺ以下で変 化するから、ａｅ（ｔ−ｔｌｘ）は実質上Ａｏ（ｔ−ｔｌｓ）に等しいとしてよ い、したがって、０ｓ（ｔ）＝Ａｅ（ｔ　ｔｌｔ）　＊　ｅ　ｉｗ’日’−”” ’　＊ｃｏｓ　（Ｗ、隼ｔ、　）　（１２）したがって、０ｅ（ｔ）に応答する 光検波器により発生するパワー０゜（１）＊０．。（１）は［Ａｅ（ｔ　−ｔｌ ｔ）］　”　＊ｃｏｓ”Ｃｄｏ＊　ｔ＜　）　となる、これは第１図に示す形を している。

印加電圧信号に応じて、ｔｌｚとｔｌ２とは１／Ｗ、の程度の量だけ変化する。

これにより光検波器からの出力パワーが変化する。これらパワーの変化を印加電 圧信号内で実質上直線的にするために、ｔｄはパワー曲線の直線状の点で出力信 号をバイアスするように選定される。

って発生することができる。これを幾何学的バイアスと言うことにする。同様に ％　Ｌ４のこの値は電極１５〜１７０間の一定バイアス電位差により作ることが できる。これを電圧バイアスと言うことにする。

印加電圧進行波Ｖ、（ｔ−Ｚ／Ｖ、）の効果はその分岐１２の中の光に及ぼす効 果により理解することができる。！極の端１０８と１１０との間の変調器の領域 では、印加電圧は光進行波の所定点の走行時間を光進行波のその点が経験する電 界の時間積分に比例する量Ｔ＋宜（ｔ−ＬＩｌ／ｖΦ）だけ増加させる電界を発 生する。したがって、変調器出力で時刻ｔ（すなわち、時空点（ｔ、Ｌ＋□）） に、分岐１２の中の光信号は Ａ＠　（ｔ−Ｌｌｌ／Ｖ＠　）　傘ｅ”””−””ハ１８４Ｔ１１（Ｌ−Ｌｌ！ ／ν＠）＋（１３）（Ｄ形にｔｌ−ｙＴ、いる、、：こｒＴ＋ｇ（ｔ−Ｌ＋ｔ／ Ｖｓ　）は時刻ｔ　ニＺ　−Ｌ　＋　ｔに到達する光信号の部分が経験する電界 の時間に関する積分に比例する０時刻ｔに出力点Ｚ−Ｌ、、に到達する光波の部 分は分＃Ｊ１２の中を時空経路 Ｚ−Ｚｏ　（ｔ　’）　−Ｌ、！＋Ｖｅ　＊　（ｔ　’−１）　（１４）に沿っ て進行する。光波のこの部分は時刻ｔ′に時空点（ｔ”、Ｚｏ（ｔ”））におけ る電界□すなわち ｇ　（Ｚ）　＊Ｖ、（ｔ−Ｚ／Ｖ、　）　（１５）に比例する電界−を経験する 。ここでｇ　（Ｚ）は電極構造により作られる電界極性反転パターンである。関 数ｇ　（Ｚ）は区間（ＬＬｉ、Ｌ＋＊＋Ｌ）の外側で０であり、この区間内では スペクトル拡散擬像ランダム符号にしたがって＋１または−１の値を持つ、光波 は実質的に一定速度、ｖ０で進むから、この時間積分は、式（７）を使用して、 ２．にわたる積分として次のように書くこともできる。

Ｔ＋＊　（Ｌ　Ｌ＋ｔ／Ｖｅ　） ただしｔ、ｔ　−１，Ｂ／Ｖ＊　％ここでＳは電極間距離、導波管１２を通る電 極により発生する電界の幾何学的構成、および変調器導波管の電子光学的応答性 を考慮に入れた応答強度係数であり、ｓ−Ｚ・＊（１／Ｖｓ−１／Ｖｅ　）　＋ ｔ＋＊　Ｔ：あり、ｈ　（ｓ）　−３ｇ　（Ｚｅ　）である、これは合成積 Ｔ＋＊　（ｔ−ｔ＋＊　）　−（ｈ＠ｖａ　”）　（ｔ−ｔｌり　（１７）と書 き直すことができる。

スケール、ファクタを別にして、ｈ　（ｓ）は電極形状により作られる電界反転 と同じ機能形状を備えている。加えて、ｈ　（ｓ）はこの変調器のインパルス応 答でもある。これは印加電圧をデルタ関数電圧パルスとすればわかり、式（ｌＯ ）はＴ＋＊　（ｔ　）　−ｈ　（ｔ　−ｔｌｔ　）を意味する。したがって、Ｗ ｅ　”　ｈ　（ｔ　−ｔｌｚ）は実際変調器のデルタ関数電圧パルスに対する位 相変調応答である。

この変調器の周波数応答は式１１をフーリエ変換することにより得られる。二つ の関数の合成績のフーリエ変換はこれら各関数のフーリエ（Ｗ−Ｗｅ　）に対し ては）、　Ｔ＋＊　（Ｗ）−ｈ　（Ｗ）である、したがって、ｄｃ４Ｋ　（すな わち、Ｗ−０）までの動作を保ちながらシステムの帯域幅を増すためには、Ｗ璽 Ｏまで延びる拡大した範囲にねたりｈ　（Ｗ）を適度に平らにしておく必要があ る。上に述べたとおり、ｈ（ｓ）＝Ｓｇ（Ｚｏ）、５−Ｚｓ”ｋ　（１／Ｖａ　 −１／Ｖｓ　）　＋ｔ＋ｚ　１．ｔ；ヨヒｇ（Ｚ、）は区間（Ｌ３１、Ｌ　、、 ＋　Ｌ　）の外側で０、区間の内側でスペクトル拡散擬似ランダム符号により決 まる＋１または−１に等しいステップ間数である。

本発明によれば、スペクトル拡散擬似ランダム符号によるパリティ反転を発生す る電極は、このような符号が広いスペクトルを示すので帯域幅を広げることが予 想される。これがこの符号が拡散スペクトル符号と呼ばれる理由である。このよ うな符号はレーダーや通信に広く使用されている。残念ながら、このような用途 では多（の場合、符号はｄｃ信号に対して弁別するように意図的に選択されてい る。このような符号はｄｃ動作が必要な変調器には不適当である。しかしながら 、このような符号はｄｃまで動作する必要がない変調器で帯域幅を広げるのに使 用することができる。

以下において、Ｎ個の要素を有するこのような符号は（ｇｏ、−・・・・・、ｇ Ｎ−＋　）で表わすことができる。ただし各Ｊは＋１または−１に等しい。

間数ｇ　（Ｚ）はｇｋと関数 の項で表わすことができる。関数ｇ。ｉ、（Ｚ）はこのように単位高さのステッ プ関数であり、その長さはその極性が符号内の１要素により決まる電極の一部分 の長さに等しい、したがって、ｇ　（Ｚ）はの形を備えている。ただしＬ１＄は 導波管１１の入力から電極の端１８に位置する分岐１２の中の点までの距離であ る。これは合成績ｇ　（Ｚ）　＝　（ａｏｇｃｈ＝ｐ）　（２１）と書き直すこ とができる。ただし をここではアレイ係数と言う０式（２１）は合成積であるから、そのツー数形を 備えているが、Ｎ倍広い、したがって、式（２３）の項ａ（Ｗ）を項ｇｃｂ＝ｐ （Ｗ）の帯３ｔｉ幅にわたり適度に一定にすることができれば、この変調器の帯 域幅は電極に沿って極性反転の無いマツハ・ツエンダ−変調器の帯域幅よりＮ倍 広い。

とする符号が必要である。デルタ関数のフーリエ変換は常数であり、且つａ（Ｗ ）の絶対二乗はａ　（ｔ）の自己相関のフーリエ変換に等しいから、使用する１ ｉｉＨｆＪランダム符号はサイドロープの非常に小さい大きな中央ピークを持っ ていなければならない、バーカー符号はこのような特性を持っていることが知ら れている。特に、バーカー符号は−１，０、＋１のサイドローブを持っている（ たとえば、１９５３年、ニューヨークのＡｃａｄｅｍｉｃ　Ｐｒｅｓｓ発行の、 Ｈ，Ｊａｃｋｓｏｎ［集のＣｏａ＋ｍｕｎｉｃａｔｉＯｎ　Ｔｈｅ二の中の「二 進ディジタル・システムの群間期化（Ｇｒｏｕｐ　５ｙｎｃｈｒ。

ｎ１ｚａｔｉｏｎ　ｏｆ　ｂｉｎａｒｙ　ｄｉｇｉｔａｌ　ｓｙｓｔｅｍｓ）　 Ｊを参照）、シたがワて、帯域幅は長さＮのバーカー符号を使用することにより Ｎの程度の倍数だけ増すことができる。

残念ながら、特定のバーカー符号を使用しようとするときｄｃ印加電圧信号に対 して変調器の性能が劣化する場合がある。したがって、ｄｃまで動作しなければ ならない変調器については、このような符号を使１の項ををする符号のｄｃ性能 はあまり良くない、一方、実質上すべての項が正確に＋１か正確に−１かであれ ば、特性は極性反転の無い変調器と等しい、このことは項の約１／４が一つの符 号を持ち３八が反対の符号を持つべきことを示している。これら判定基準を満足 するバーカー符号は長さ４．５、および１３の符号である。この符号を第８図に 示す。

可能な符号から選択を行うためには、性能を規定する判定基準が必要である。帯 域幅が改善されていることが望ましく且つｄｃ印加電圧まさの係数は先に述べた 帯域幅対電圧比に比例する。

第８図に示した四つのバーカー符号の最初のものは従来のマツハ・ツエンダ−変 調器の良さの係数と比較して最良でも良さの係数をわずかに改善している０発明 の背景で述べたＤｊｕｐｓｊｏｂａｃｋａの参照文献においては、本発明にした がって設計されたものと同じ変調器が第８Ａ図〜第８Ｄ図の第１のバーカー符号 を利用している。この参照文献は従来の変調器と比較して良さの係数が３０％増 加することを示しているが、本出願人の計算によれば正しいマイクロ波及び光学 指数とを計算に使用したときｌ−ｑのｆ獣が０．９５倍程度となりわずかに減少 するらしいことがわかっている。

コンピュータ・シミニレーシランと実験データとを使用して第８Ａ図〜第８Ｄ図 のバーカー符号により構成した電極を有する装置の応答を同じ寸法の従来の装置 と比較した。これら装置は次の共通の特性を持っている。

（１）活性長しが１３である。（２ン中心導体［Ｗが３０ミクロンである。

（３）特性インピーダンスＺ０が２２オームである。（４）光学波長が１．３ミ クロンである。（５）屈折率が２．１４８である。（６）印加電圧に対する指数 がｔ２２５である。従来の装置および第８Ａ図〜第８Ｄ図の符号を使用する装置 に対する帯域幅はそれぞれ、１（１，６Ｇ　ＨＺ、１Ｂ、３ｃ；　ＨＺ　。

４１．５ＧＨＺ、　４３．ＩＧＨＺ、および１１１．０３Ｇ　ＨＺ　テある。

Ｖπは光信号にπの位相変化を生じさせるのに必要なｄｃｔ圧であり、またｄｃ 印加電圧に対して、光波が経験する電界はその装置に対するバーカー符号と同じ 形を持っているから、このような装置で光１８′号が経験する平均電界は（ｎ、 −ｎ−）／　（ｎ、　＋ｎ−）に比例する。ここでｎ、は符号内のプラスの数で あり、ｎ−は符号内のマイナスの数である。それ故、これら装置でのＶπの価は 従来の装置に比較して量（ｎ、　＋ｎ−）／　（ｎ、−ｎ−）だけ増加する。第 ８Ａ図〜第８Ｄ図の第１から第４までの装置に対して、これらの値はそれぞれ、 ２．２．５／３、および１３／９である。第１から第４までの装置の従来の装置 に対する帯域幅対電圧比は（帯域幅に対する５ｄＢの判定基準を使用する）した がって、それぞれ、０．８６．１．９５．２．０３、および４．０２である。

したがって、第８Ｂ図〜第８Ｄ図の三つの符号のどれでも従来のマツハ・ツエン ダ−変調器の良さの係数の少なくとも】、５倍の増加を住する。長さ１３のバー カー符号は最大の改善を示す、第１０図にこの符号を実現する電極パターンを示 しである。これら符号の一つと同じだが順序が逆転した符号にしたがう位相反転 が同程度の帯域幅対電圧比を持っていることに注目すべきである。ただし、変調 器損失が無視できないときは、変調器の出力端近くより入力端近くの方が位相反 転の数が大きくなるような順序を選んだ場合幾分帯域輻射電圧比が改善されるこ とがわかっている。しかしながら、下記では、長さＮのバーカー符号を参照する とき、一般的に両方の符号順序を参照することにする。

長さＭのバーカー符号と長さＮのバーカー符号との外積として発生する長さＭ″ Ｎの一般化されたベイカー符号も存在する。この外積をバーカー符号（＋、−１ ＋、＋、＋）とバーカー符号（＋、十、−２ピーを（ａ）行の各要素について（ ｂ）行に示しである）を掛け、これら乗夏されたコピーを図示の順序に並べて行 （ｃ）の２０要素一般化符号を作る。これら−級化バーカー符号はバーカー符号 の要求事項（その相関関数内のサイドローブが−１，０，または＋１の値しか備 えていない）を満足しないが、これらはなお主ローブよりはるかに小さいサイド ローブを備えている。このような−級化バーカー符号は変調器による極性反転の パターンを規定するにも通している。

その他の擬像ランダム符号もこの良さの係数を改善するのに使用することができ る。第９図にその電極が擬像ランダム符号のゴーレイ対（Ｇ、、Ｇ、）にしたが って構成されている一対のマツハ・ツエンダ−変調器９１と９２とを利用する振 幅変調器を示す、変調器９１は符号ｃ１にしたがって極性反転を生ずるように構 成された上分岐９３と符号Ｇ。

の否定にしたがって極性反転を生ずるように構成された下分岐９４とを備えてい る。これは第１図の装置が示したプッシュプル位相挙動を生ずる。変調器９２は 符号Ｇ２にしたがって極性反転を生ずるように構成された上分岐９５と符号Ｇ２ の否定にしたがって極性反転を生ずるように構成された下分岐９４とを備えでい る。

変調器９１と９２とからの出力光信号は各々試験中の先回ｉｉｉ［９７を順次通 過する。変調器９１と９２とがらの出力光信号は光検波器９８により検波される 。変調器９１と９２の各々に対する検波器９８がらの出力信号はスペ先回Ｂ綱が 伝達関数Ｈ（Ｗ）を備えていれば、変調器９１がらの信号のフーリエ変換は Ｈ（Ｗ）”　ａｖ＋　（Ｗ）−ｇｃｂ、ｓ（ｗ）−ｖ、（Ｗ）　（２４）である 、ここでａ、、（Ｗ）は変調器９１のアレイ係数であり、ａ、、（Ｗ）は、変調 器９２のアレイ係数である。これら各フーリエ変換はこれら二つの信号の絶対二 乗を加算する計Ｘ器９１１に供給され、下記の出力信−ｍに、関−数でのフーリ エ変換の絶対二乗はその関数の相関のフーリエ変換に等しい、したがって、角括 弧内の項は変換器９１と９２との各プレイ係数の相関の和のフーリエ変換である 。これらアレイ係数はゴーレイ符号により規定されるので、定義によりその相関 関数の和はデルタ関数に比例する（たとえば、旧ｃｒｏｗａｖｅ　Ｊｏｕｒｎａ ｌ　６３〜６７　（１９６７）のＲ，Ｉｌ、　ｒ’ｅｔｔ＋ｔの「良好な相関性 を有するパルス系列（Ｐｕｌｓｅ　５ｅｑｕｅｎｃ−ｅｓ　ｗｉｔｈ　Ｇｏｏｄ 　Ｃｏｒｒｅｌａｔｉｏｎ　Ｐｒｏｐｅｒｔｉｅｓ　）　ＪおよびＰｒｏｃ、　 ＩＲＥ　２０８２　′〜８７　（１９６１）のＭ、　Ｊ、　Ｅ、　Ｇｏ＋ＩＬｙ による「相補シリーズ（Ｃｏｍｐｌｅｍｅｎｔａ−素のゴーレイ符号の場合、こ れにより変調器の帯域幅が従来のマツハ。

ツエンダ−変調器に比較してＮ倍に増大する。ただし、ゴーレイ符号については 、正負ビット間の釣合いは比（ｎ、＋ｎ−）／（ｎ、−ｎ−）がＮの平方根にな るようなものであることがわかる。したがって、■πはＮの平方根に比例する倍 数だけ増大し、帯域幅対電圧比は全体としてＮの平方根にしたがつて改善される 。

適切なゴーレイ符号は、Ｍｉｃｒｏｗａｖｅ　Ｊｏｕｒｎａｌ　６３〜６７　（ １９６７）のＲ，ＩＩ。

Ｐｅｔｔｉｔによるｒ良好な相関性を存するパルス系列（Ｐｕｌｓｅ　Ｓｅｑｕ ｅｎｃｅｓｗｉｔｈ　Ｇｏｏｄ　Ｃｏｒｒｅｌａｔｉｏｎ　Ｐｒｏｐｅｒｔｉｅ ｓ）　ＪおよびＰｒｏｃ、　ＩＲＥ　２０　Ｂ２〜８７（１９６１）の！ｊ、　 Ｊ、　Ｅ、　Ｇｏｌａｙによる「相補シリーズ（Ｃｏｍｐｌｅｍｅｎｔａ−ｒｙ 　５−ｅｒｉｅｓ）　Ｊに提示されている。成る整数ｎについて長さＬ−２”に 対して発注しやすい一組の特定のゴーレイ符号を示せば次のとおりである。長さ １のゴーレイ対は連鎖’ｃ’ｘ−Ｈ）　と＋ｃ”＊−（１）との対である。Ｇの 左の上付き数字はこれがｎ＝１に対するゴーレイ符号であることを示す、ｎの高 次の値は次の反復法により得られる。

ｈ″’　Ｇ’　ｗ　−（ｎ”、ｎＧ！）　Ｋ”’　Ｇ”　ｇ　〜（ｎ”ｓ　ｎ” −）　Ｋここでｎ″°はｎ■、の共投数である。共役の意味は′０２°の各要素 が１０２の対応する要素の否定に等しいということである。たとえば、ｎ−３に 対して、連鎖は ”ｃ’　＊　−（］、１，１、−１）および３Ｇ２冨−（１，１、−１，１） である、長さ２″の３つの別のゴーレイ対をこの対から、Ｇ１１、′″Ｇ′８、 またはＧ’　ｘとａＱ！にとの両方のすべての要素の極性を反転することによっ て作ることができる。

ＦＩＧ　６ ＦＩＧ　７ ム 閑静謬審餠失 ｍｍ−エ、電−崗−＾、、ｌ１１．電ゆｅＩ＋、、ＰＣＴ／”ＪＳ８８１０Ｏｍ ６１国際調査報告

Claims (1)

【特許請求の範囲】
1. １．第１の進行波（Ｖａ）を搬送するための導波管（１１、１２、１４）を有す る形式の改良された進行波変調器（１１−１６）、前記変調器は該第１の進行波 と平行して進行する第２の進行波（Ｖａ）に応答し、該第１の進行波の位相速度 を該導波管の所与の点における該第２の進行波に部分的に比例する量だけ変化さ せる、前記改良が包含するのは： 該導波管に沿った空間パクーンで該第２の進行波の極性を反転する手段（１５− １７）、ここで該パターンは実質的に等長な連続片から成る全長Ｌの系列を成し 各片における極性は拡散スペクトラム符号によって定められ、全片が同一極性の 同等な変調器に比較して電圧対５ｄＢ帯域幅比が少なくとも１．５増加する。