JPS62160405A - 分波素子 - 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】 （１）技術分野 この発明は、波長の異なるふたつの光を分離することの
できる分波素子に関する。

光通信は光を信号に用いる。通信容量を増大するためＫ
、波長の異なる２以上の光信号が、同一の光ファイバの
中を伝送するようにする。これが光多重通信である。波
長の異なる光信号が光ファイバの中で干渉しあったりす
ることはない。独立の光信号として伝送される。

この場合、１本の光ファイバ又は媒質の中から、波長の
異なるふたつの光を分離するための素子が出射端に於て
必要である。これが分波素子である。

（イ）従来技術 光多重通信に於て用いられる分波素子には、（ａ）　　
回折格子やプリズムなど角度分散素子を用いたもの、 （ｂ）　　誘電体多層膜の干渉フィルタなどの波長選択
性反射／透過膜を用いたもの、 などがある。

（ａ）のカテゴリーに属するものの例を第８図に示す。

１本の入力側光ファイバ３０と、複数の出力側光ファイ
バ３１とが並列に設けられる。端面は面一になっており
、集束性ロッドレンズ３２の一端に固着されている。集
束性ロッドレンズの他端には、回折格子３３が設けられ
る。入射側光ファイバ３０から集束性ロッドレンズ３２
に入射した光は、回折格子３３に当たる。

光は回折するが、回折角は、光の波長によって異なる。

その光の波長λに対応する回折角の方向にある出射側光
ファイバ３１へと回折される事になる。

回折格子としては、シリコン単結晶の選択エツチングを
利用した高回折効率のブレーズ回折格子がよく用いられ
る。

この分波素子は、回折格子を使用するので、多数の波長
の光信号を一度に分波することができる、という長所が
ある。たとえば２０チヤンネルの光信号を分波、或は多
重変換することができる。

しかしながら、光ファイバの位置ぎめが難しく製作が困
難である。また挿入損失が大きいという欠点もある。

第９図には波長選択性反射／透過膜を用いた分波素子を
示している。４つの集束性ロッドレンズ３５を用いる。

２つのロッドレンズの間にハ、干渉フィルタ膜３６．３
７が設けである。これは誘電体多層膜によって作られた
干渉フィルタである。

ある特定の波長の光を透過し、他の波長の光を反射する
。

干渉フィルタ膜３６．３７を挾んだ２組のロッドレンズ
３５は、軸と直角な方向に少しずれた位置に於て貼り合
わされている。

ロッドレンズの前後端面には、４つの光ファイバＡ、８
１Ｃ，Ｄが固着されている。

波長す、ｃＳｄの３種類の光が、光ファイバＡから入射
するとする。干渉フィルタ３６は、波長すの光のみを透
過し、ｃ、ｄの光を反射する。ｃｌｄの光は２番目の干
渉フィルタ膜３７に当たる。

このフィルタ膜３７はＣを反射し、ｄを透過させる。従
って、光ファイバＢ、Ｃ，Ｄから波長ｂ１Ｃ％ｄの光が
出射される。

この分波素子は２つ又は３つ程度の光信号を分波できる
だけである。しかし、挿入損失は少い、とされている。

ゆ）従来技術の問題点 いずれの分波素子も、光の波長の違いを直接に利用して
、波長の異なる光を分波するものである。

従って、次のような問題点があった。

（１）素子の製作には非常な高精度が要求され、高価に
なる。

第８図、第９図の例で、出射側光ファイバの位置は極め
て厳格に決定されなければならない。

レンズの端面から出射する光の位置は波長によって決ま
っているからである。正規の位置から、光ファイバのコ
ア径分だけずれると、出射光が出てこない、という事に
なる。

（２）入射角の依存性が大きく調整が困難である。

レンズの中の光路は一義的に定まる。もし入射角が正規
の角度からずれると、出射端に於ける出射点の位置がズ
してしまう。

（３）空間伝搬光を分波するため、ファイバとの結合に
は基本的に適さない。

に）　　目　　　　的 量産することができ、しかも低価格にできる分波素子を
与える事が本発明の目的である。

使用時に於て調整精度のゆるやかな分波素子を与える事
が本発明の第２の目的である。

光ファイバとの結合容易な分波素子を与える事が本発明
の第３の目的である。

（イ）導波形光ビームスプリッタ 導波形光ビームスプリッタは、復原、井筒、末田１導波
形光ビームスプリッタ“輻射科学研究会１９８２　Ｒ５
−８２−１１によって初めて提案されたものである。

第３図に導波形光ビームスプリッタの平面図を示す。

これは対称Ｙ分岐と非対称Ｙ分岐とを組合わせたＸ型の
分岐をもつ素子である。

４つの単一モード光導波路が一点で結合しているような
形状をもっている。

分岐を構成する光導波路のそれぞれを、単Ｋ、分枝と呼
ぶ。左半分の分枝Ｉと分枝質は同一幅の単−モード光導
波路である。つまり、■、■は上下方向に対称である。

結合部Ｑに於て、■、■は角０１をなす。

結合部より右半分の分枝ＷＳＮは非対称である角０２を
なす。分枝Ｗの方がＮよし太い。分岐角θ１、θ２は分
りやすくするため大きく書いているが、実は十分に小さ
い角度である。

光の進行方向を２軸とする。つまり分枝Ｉ、　Ｉｆの二
等分線の方向が２軸である。

紙面に対して垂直上向きにＸ軸をとる。光の進行はｚ軸
方向に沿っているが、ｙ軸方向成分も少し含まれる。

ある。周辺のクラッドは、より低い屈折率の媒質である
。

問題を単純化するためＫ、Ｘ軸方向には、無限に拡がっ
ており、Ｘ軸方向に屈折率は変らないと仮定する。

つまり、Ｉ、Ｉ、Ｗ、Ｎは無限に広い板状の導波路であ
ると仮定するのである。そうするとＸ方向に関する微係
数がＯＫなり、マックスウェル方程式が単純化される。

さらに１分岐角０．　、０．は十分小さいので、Ｘ方向
に見て、分枝Ｉ、Ｌ分枝Ｗ、Ｎのそれぞれの部分は五層
光導波路とみなすことができる。

五層光導波路とここでいうのは、クラッド・コア・クラ
ッド・コア・クラッドの五層である。真中のクラッドが
厚ければ、コア・コア間にはなんの相互作用も存在しな
い。

しかし、真中のクラッドが薄いと、コア・コア間に相互
作用が存在する。

これらの光導波路は単一モードである。つまり、幅は十
分狭くて、単一モード、最低次モードの光しか通さない
のである。光エネルギーに関して、ノードのないモード
である。

真中のクラッドが十分厚いときは、各コアは独立の媒質
と考えられるから、三層構造（クラッド・コア・クラッ
ド）のスラブ導波路）ζはぼ等しい。

最低次モードはエルミート函数ＨａＯ’）で表現できる
。

これは、コアの幅が異なっていても同じことである。た
だし、コアの幅は単一モード伝搬の条件からある値より
小さい事が要求される。

中間のクラッドが薄いと、コア・コアの間に相互作用が
生ずる。この場は五層構造のスラブ線路と考えられる。

２つのコアを伝搬する光の波動函数はＨｏで表現される
。しかし、位相に関して、２つのコアで同一位相の場合
と、逆位相の場合がある。

同一位相の場合、これを偶モードという。分枝１１分枝
Ｈの最低次モード波動函数をＩ、Ｉｔとすると、偶モー
ドはｔ＋ａと書くことができる。

描イＭＭ３ｔ７１ｍｌｂ−−−）−＆ｈノｉ％４’ｌ’
ｌＪ？１０１％’ａ’ｔｈＡＪＪＩＩｙ−＋れを奇モー
ドという。奇モードはｌ−１ｆと簡単に書くことができ
る。

単Ｋ、中間のクラッドが薄いというだけの五層構造であ
れば、波動函数■、■の位相差φは０と１８０°に限定
されない。連続的Ｆてランダムの値を取りうる。

しかし、分枝１，１が結合部Ｑに於て合一するから、よ
り厳しい条件が位相差について課されることになる。

結合部Ｑの導波路の幅はＩと■の幅とを加えたものであ
るから、最低次モードと、２番目のモードとを通す。エ
ルミート函数でいえば、ＨｏとＨｌが結合部に於て存在
しうる。

第４図に偶モード、奇モードの波動函数の変化を図式的
に示す。

分枝Ｉと分枝■に於て、いずれも最低次のモードが励起
されているとする。この光が僅かな分岐角θ１により、
少しずつ接近し、やがて結合部で合体する。

存在する。Ｈｏ、　Ｈ１以外のものは存在しない。

θ１は小さいので、波動函数の変化は、連続的に起る。

つまり断熱的に変化する。結合部でＨ０モードになるた
めには、分枝１．ＩＩに於て波動函数が対称でなければ
ならない。つまり、Ｉ＋Ｉで示されるような（位相差０
）波動函数が、１１■に於て存在しなければならない。

第４図に於て、１，１に関し対称なものを偶モードとい
うが、これは結合部）て於けるＨ０モードに接続される
からである。

これに反して、結合部に於ける１次モードＨ１になめら
かに接続される波動函数は分枝１．ＩＩに関してｌ−１
１で表現されるものである。これはＨｌに接続されるか
ら奇モードと呼ぶのである。

このようＫ、分枝Ｉ、Ｉｆに関し単一モード函数が存在
し、その位相差は、結合部がなければランダムである。

しかし結合部があって、ここにふたつのモードしか存在
しないので、位相差はＯか１８０゜かなのである。

さて、位相定数βは、モードを記述する固有値である。

これは光の伝搬方向１ｃ関する波数という物理的意味を
もっている。

位相定数は、ひとつのモードについては定数である。低
次モードはど大きくなる。これが実数でないものは放射
モードであって伝搬しないから、考慮しない。

位相定数は、コア、クラッド屈折率、導波路幅の関数で
ある。

さきほどの波動函数の和１＋ＩＩ、差１−ＩＩというの
は簡単化した言い方である。中間のクラッドが狭い時は
五層導波路として、ひとつの統一的な波動函数を考えな
ければならない。

分枝１１…は対称であるから、結合から十分遠い点で、
偶モードも奇モードも、同じ位相定数をもつ。分岐ｌが
単独に存在する場合と同じだからである。

第５図シζ第４図の光導波路に於ける位相定数の変化を
示す。横軸は、光の伝搬方向２である。真中が結合部分
で、左半分が対称分岐（１，１）側、右半分が非対称分
岐側（ＷｌＮ）側である。

分枝の幅の和は保存されているとする。Ｉ＋１＝Ｗ＋Ｎ
という式で示される。ここで、Ｉは分枝Ｉの幅という事
であり、波動函数を意味しているのではない。

位相定数は、コア、クラッド屈折率が同じ、モード数が
同じである時、導波路の幅が広いほど大きい。分枝Ｗの
幅が最も広いとすると分枝Ｗに於ける位相定数Ｔが最も
大きい。次いで、分枝■、…に於ける共通の位相定数Ｕ
１もっとも小さいのが分枝Ｎに於ける位相定数Ｒである
。こうして２＝−■と＋■の位相定数βθ値が確定する
。２＝±■に於て、０１、θ２がいかに小さくても有限
角である限り、分枝１，１間、或はＷ、８間の相関は存
在しない。したがって、２＝−■でＵになり、＋■でＴ
とＲになる。

結合部分Ｑνζついて考える。

位相定数は、モード次数が高いほど小さく、導波路幅が
小さい程小さい。

結合部分において０次モードの位相定数は、どの分枝の
位相定数より大きい、幅が広いからである。これをＶで
表現する。

１次モードの位相定数は、０次モードの位相定数Ｖより
かをや小さい。これをＳとする。

偶モードの波動函数はＩ＋ｌによって象徴的に表現でき
るが、分枝の間隙が狭くなるに従って、位相定数がＶに
近づく。

波動函数１＋Ｉが、結合部分Ｑに於ける０次モード函数
Ｈ８に連続してゆくからである。

奇モードの波動函数１−１は、間隙が狭くなるに従い、
位相定数がＳに近づいてゆく。

こうして、偶モードと、奇モードの縮退がとけてゆく。

位相定数シー関しては、偶モードがＵＶ。

奇モードがＵＳの曲線を描くことになる。

このような位相定数の変化は可逆的である。

反対Ｋ、結合部Ｑから、分枝１．ｌの方向へＨ６、Ｈ１
モードの光を伝搬させることもてきる。この場合、偶モ
ードの光は、Ｉ＋Ｉとして、同一位相の分枝１．ｌに於
ける０次モードになってゆく。奇モードの光は、ｌ−１
１として反対位相の０次モードになってゆく。位相定数
は接近してゆき２→−■に於て縮退する。

縮退するのが一般的なのではない。分枝の幅が同一であ
るから縮退するのである。

位相定数が縮退するから、Ｏから出発した０次モード光
のエネルギーは半分づつ、分枝■と■に分配される。Ｑ
から出発した１次モードの光のエネルギーも半分づつ、
分枝ｌと■に分配される。

このように等分配側が成立するが、これは２つの分枝Ｌ
Ｍに於て位相定数が縮退しているからこうなるのである
。位相定数が縮退するのは、導波路幅が等しいからであ
る。

さて、結合部Ｑより右側にある非対称分岐側について説
明する。分枝Ｗの幅の方が分枝Ｎの幅より広いものとす
る。

必要なものは幅の不等性Ｗ）Ｎだけである。どちらが何
倍大きくなければならないという事はない。条件は厳し
くない。これが重要な点である。

位相定数は、同じモードの光であれば幅が広い方が大き
くなる。分枝Ｗ１Ｎは単一モード導波路であるから、０
次モード光しか伝搬しない。

０次モード光であっても、Ｗの方が広いので、Ｗの位相
定数の方が大きく、Ｔとなる。ＴはＵより大きい。

Ｎの方が狭いから、Ｎの位相定数Ｒは小さい。

線路幅の広さは、Ｗ→■、■→Ｎの順であるから、位相
定数については、 Ｔ　＞　Ｕ　＞　Ｒ（１） という関係がある。

結合部分の位相定数Ｖは、最も広い線路に於ける０次モ
ード６ものであるから、Ｔより大きい。

位相定数Ｓは、Ｒより小さい。これは線路幅の和が一定
であることによる。

偶モードの光がＱ点から、分枝Ｗ、Ｎへと進行するとす
る。第４図に於て、それぞれの地点に於て、偶モード波
動函数を右Ｋ、奇モード波動函数を左に図示しである。

Ｑ点に於ける、右方の波動函数が偶モードの波動函数で
ある。これは結合部が無限に長いと仮定した時のＨ。モ
ードである。ピークがひとつあり、ノード（零点）はな
い。

偶モード位相定数はＶである。これが分枝Ｗ。

Ｎに入ると、偶函数であるので、位相差がＯの０次モー
ドになってゆく。しかし、等分配されるわけではない。

偶モードのエネルギーは次第に分枝Ｎから抜けだして、
分枝Ｗに移行してゆく。Ｚ→（３）では、全てのエネル
ギーが分枝Ｗに集中する。

このような変化を第５図で見ると、ＶからＴに至る曲線
に対応する。■からＨに至る変化が起らない。

偶モード波動函数は、勾配の変化がゆるやかである。こ
のため、狭い方の分枝Ｎにおける、コア、クラッド境界
に於ける電場、磁場の連続条件を満たすことができず、
広い分枝Ｗの方へ局在してしまうのである。

０２が小さければ、このような変化は断熱的に起こるか
ら、■−４Ｔへの変換ロスは殆ど０になる。

奇モードの光が結合部Ｑから右方へ伝搬する事を考える
。Ｑに於て（第４図）左側に図示した波動函数である。

ピークが正負２つあり、ノード（零点）がひとつある。

これは結合部Ｑがこの幅で無限に長いとしたときの１次
モードＨ１に対応する。

位相定数はＳである。

分枝Ｗ、Ｈに入ると、１８０″位相の異なる０次モード
光へと変換してゆく。分枝Ｎでは正、Ｗでは負の０次モ
ード光として図示しである。もちろん逆でもよい。

１次モード光であったから、Ｑに於て、コア、クラッド
間境界に於ける勾配が大きい。この勾配は、狭い方の分
枝Ｎに於けるコア、クラッド境界に於ける勾配）ζ近い
。

そこで、奇モード光は、狭い分枝Ｎに適合し、分枝Ｎへ
とエネルギーを集中してゆく。

広い方の分枝Ｗは、幅が広いので、コア、クラッドの境
界条件を課すと、波動函数の勾配が小さくなり、本来、
勾配のきつい奇モードの波動函数は、分枝Ｗに入りこみ
にくい。負の０次モード波動函数が少しずつ消えてゆく
。

結局２→＋■の極限で、奇モードの光は、全て、分枝Ｎ
に局在するという事になる。位相定数でいえばＳからＲ
への変化が起こるという事になる。

以上の話は、全てθ２が小さく、断熱近似が成立すると
仮定している。

実際に独立の波動函数が定義できるのは、Ｚ→±ωの極
限に於てだけである。結合部処於ても、これに近い領域
に於ても独立な波動函数が存在するというわけではない
。

結合部に於ては、三層構造の幅の一様なスラブ線路の近
似がなされており、これに対応するθ次モードＨ０，１
次モードＨ１が存在するとしている。

これ以外の領域では、平行なりラッドが無限に連続する
五層構造スラブ線路の近似がなされている。それぞれの
コアに対して、これを隔てる幅が一定のクラッドが介在
するという近似である。この場合、奇モード、偶モード
の位相定数は計算できるし、波動函数も計算できる。

第５図の位相定数は、中間のクラッド幅の函数として、
各モードの位相定数を求め、ｚ軸方向の距離とクラッド
幅ｄの関係（ｄ　＝　２２−θ２／２）を使って、変数
を２に書き換えたものにすぎない。

従って、ｖｌＳを含め、中間の位相定数は明確に定義さ
れる量ではない。

しかしながら、０１．０２が十分小さければ、平行スラ
ブ線路の仮定が十分成り立ち、断熱的に位相定数が変化
してゆくことになる。

このような断熱近似の仮定は、θ１．０□が小さい限り
妥当である。

非対称分枝に於ける変化も可逆的である。分枝Ｎから結
合部Ｑへ向けて伝搬する光は、分枝Ｎが狭いので、コア
、クラッドの境界で勾配が大きくなる。このため、分枝
Ｗが接近してくると、分枝Ｗのコアの中へ負の波動函数
を要求する。位相差が１８０°の０次モードが分枝Ｗに
於て成長してゆく。結合部）ζ至ると、これは１次モー
ド、つまり奇モード光になる。

これだけであれば、単なるビームスプリッタとかわらな
い。

分枝Ｉから入った光は、結合部に於いて、０次モード、
１次モード光の両方を励起する。したがって、これらの
光のエネルギーは、分枝ＷへもＮへもほぼ等量大ってゆ
く。

分枝■から入った光も同様で、分枝ＷとＮの両方へ入る
。

いずれの分枝■、■から入った光も２分されて出射され
る。

反対にζ、分枝Ｗから入った光は、結合部の０次モード
へ変化する。０次モード光は２等分されて分枝１、ＩＩ
に出射される。２分されることには変わりない。

分枝Ｎから入った光は、結合部）て於て１次モードに変
化する。１次モード光は２等分されて分枝Ｉ％　１に入
り、ここから出射される。

このようＫ、ひとつの分枝から光を入射すると、対向分
枝から２分された光が出射されるだけで、単純なビーム
スプリッタと変わるところがない。

しかし、対称分岐側のふたつの分枝１１■へ、同時Ｋ、
位相差が０１又は１８０°の光を入射することができれ
ば、結合部Ｑでは、０次モードか１次モードかいずれか
のモードしか存在しないようｋすることができる。

入射光は２本必要で、しかも同時でなければならず、さ
らに位相差が０か１８００でなければならない。

第６図は同位相の光を分枝１１ｍへ同時に入射したもの
を示す。波動函数はｌ＋１で示すことができる。結合部
の０次モードになり、以後側モードになるから、広い方
の分枝Ｗへと集中する。

第７図は逆位相の光を分枝１１■へ同時に入射したもの
を示す。波動函数はｌ−１１で示すことができる。結合
部の１次モードになる。奇モードになるので、狭い方の
分枝Ｎへと集中する。

第６図と第７図とを比較すると、これが選択性をもつ分
波素子になっていることが分る。

選択性といっても波長選択性ではなく位相の選択性であ
る。第６図では同位相で分枝Ｗへ、第７図では逆位相で
分枝Ｎへと光が分離される。

（２）発明の構成 以上の説明に於ては、光の波長は一定だとしてきた。

分枝に課される条件は、 （１）分枝１１■、ＷｌＮは単一モード導波路である。

１次モード以上のモードは存在しない。

（２）結合部Ｑに於て、０次モード、１次モードの２モ
ードが存在しうろこと。

である。従って、この２条件を満足できる波長の光に対
しては、同じ作用があるわけである。

本発明者は、このような導波形光ビームスプリッタを用
いて、分波素子を作ることができるという事に気付いた
。

ある波長λ、の光Σに対しては分枝Ｉ、Ｉｆに入力する
位相が同相になるようにし、ある波長λ２の光■に対し
ては分枝１．ＩＩに入力する位相が逆相になるようにす
る。

こうすれば、光Σは分枝Ｗへ、光■は分枝Ｎへと分割さ
れる。

それでは同相の光を２つ作り出すにはどうすればよいか
という事である。位相差が変化してはならないから、ひ
とつの光源を使わなければならない０ 波長が一定でなければならないから、レーザが光源とな
る。そうするとレーザ光を２つに分け、後に分枝１１…
を通し結合点で合体する、という事になる。２つのパス
について光路差が一定であるという事と、光路差が波長
の整数倍であるという事が要求される。

逆相の光を２つ作り出すにはどうすればよいかという事
もある。位相差、波長が一定でなければならないから、
レーザを光源とし、これを２つシζ分けた後に分枝１．
ＩＩを通す、という事も同じである。結合部で合体する
が２つのパスについて光格差があり、光路差が波長の（
整数＋−）倍でなければならない。

合計４つのパスが必要だという事になる。しかし４つの
パスを通すということ自体が難しいし、位相差の変動な
どが起こりやすいので望ましくない。

そこでパスを共通にし、２つのパスだけを使うようにす
る。

このパスをＫとＬとする。Ｋ、Ｌが、波長λ、の光Σに
対しては同位相で、波長λ２の光ｎｋ対しては逆位相で
、光を出力するようにする。Ｋ、　Ｌの光路差が、光Σ
に対しては波長の整数倍で、光Ｈに対しては波長の半整
数倍であるようにすればよい。

図面によって説明する。

第１図は本発明の分波素子の構成を示す平面図である。

スラブ線路の仮定があるから、Ｘ方向に屈折率は変らな
いものとする。

分波素子は、分枝１．Ｌ結合部Ｑ１分枝Ｗ１Ｎを一部に
含む光導波路群よりなっている。

分枝ｉ　１の前段Ｋ、同一の光を入射させ、分割するな
めの、入射路１０、分岐路１１．１２、分岐路１３．１
４などが形成されている。入射路１０と分岐路１１．１
３とはＹ分岐を構成している。交角０３は十分小さな角
度である。Ｙ分岐１１．１３の終端には平行分岐路１２
．１４が続いている。平行分岐路１２．１４につづいて
、前述の分枝Ｉ、分枝田が存在する。

分枝１、…は小さい交角０□で、結合部Ｑに於て交わる
。

結合部Ｑから狭い角θ２をなすようＫ、広い分枝Ｗと、
狭い分枝Ｎとが形成されている。

分枝Ｗ１分枝Ｎには出射路１５．１６が連続している。

Ｙ分岐１０、ＩＣｌ３の分岐点をＰとする。

ＰからＱへ至るパスが２つ存在する。ひとつは分岐路１
１．１２、分枝■よりなるパスである。これを光路にと
呼ぶ。

もうひとつは、分岐路１３．１４分分枝上りなるパスで
ある。これを光路りと呼ぶ。

コアの屈折率をｎ１光路にと光路りの長さの差をΔｌと
する。光路の差はｎΔｌである。波長λの光が光路にと
光路りとを通ってＰ点からＱ点に至る場合、位相差Δφ
は ＾ によって表わされる。

波長λ１の光Σに対し、位相差は２πの整数倍とする。

波長λ２の光Ｈに対し、位相差は２πの半整数倍とする
ｉすなわち、ｍ、ｓを整数として、ｎΔｌ　＝　λ１　
ｍ　　　　　　　（３）ｎΔｌ　＝　１ｇ（Ｓ＋）　　
　　（４）となるようにすればよい。ここで、ス１、λ
、に対する屈折率ｎを同一としているが、λ１とλ、の
差があまり大きくない場合はほぼ同一である。また屈折
率ｎ１、ｎ２を区別してもあまり困難はない。

（３）、（４）の条件が成立したとすると、光Σは、結
合部Ｑの直前で分枝１．Ｉに対して同相の光になる。こ
れは、結合部で偶モードを励起する。従って、非対称分
岐の内、分枝Ｗへと進行し、出射端１５から出射する。

光■は、結合部の直前で、分枝１．Ｈに於て反対位相の
光になる。これは結合部で奇モードを励起する。従って
、非対称分枝Ｎへと進行し、出射端１６から出射する。

”１　、’２の値がまず決まったとすると、（３）、（
４）長の差Δｌである。これは、波長のオーダーの精度
で正確に与えなければならない。

より簡単にΔｌを制御することができる。

光路Ｋ、Ｌのいずれか一方、又は両方に電気光学効果を
有する位相遅延素子を設ける。第２図はそのものの例を
示す。

光路の一部又は全部が電気光学効果をもつ結晶で作られ
ているとする。ここへ長さｌ、の電極を貼りつけて、電
極間に電圧Ｖを印加する。電極１７．１８．１９．２０
を図示している。以下は、位相遅延素子がひとつである
場合の説明である。ふたつあっても同じことである。

これにより、この部分の屈折率を変化させることができ
る。光路長の増分は、屈折率の増分をΔｎとして、１１
Δｎによって表わすことができる。

（３）、（４）式のかわりＫ、 ｎΔ１１　　＋−ｔ１１Δｎ　＝　１１ｍ　　　（５）
ｎΔｌ　　＋　　１１Δｎ　　＝　　λ、（ｓ−１−一
）　　（６）となる。

Δｎは、印加電圧Ｖに比例するから制御可能な変数であ
る。（５）、（６）式はより一層満足されやすいことに
なる。

（３）、（４）式に於て、まず波長λ１、λ２が決まる
。

奇数（２＄＋１）　　の比になるようにする。こうして
、ｍと３とを同時に決定する。コア屈折率は、不純物ド
ープ量によって決まることもあり、変数であることもあ
る。しかし、多くの場合ｎは定数と考えられ、結局、ｍ
Ｓｓに対して、適当な光路差Δｌを決定する。

（３）、（４）からｎΔｌの誤差は波長の１７４以下で
なければならないことは明らかである。

ＩＩｓΔｎによる制御可能量はΔｎの最大値と４１の積
で示される。Δｎの最大値がたとえ小さくても、ｌｌが
長ければ、制御可能量は大きくなる。１１Δｎの変域を
δ（Ａ？１Δｎ）で示すとする。これは最大値といって
もよい。

δ（右Δｎ）’；　　　””　　　　（７）２（λｌ−
ス、） 程度であれば、Δｌの誤差があっても（５）、（６）式
を満足するようにΔｎｆ与えることができる。

注意すべき事がある。

第３図〜第７図、第１図は全てＸ方向にはコア、クラッ
ドが同一断面で連続するというスラブ線路の仮定を置い
ている。

しかし、第２図はＸ方向に無限に続くのではなく、Ｘ方
向には薄い薄膜誘電体線路になっている。

実際には、Ｘ方向に変化がないという仮定は非現実的で
ある。そうではなく、Ｘ方向には浅い誘電体分枝とする
のである。スラブ線路仮定は計算を単純化するためのも
のである。

実際にＸ方向への拡がりがなくｙｚ平面上に２次元的な
誘電体分岐線路を作る。

このようにすると、位相定数が少し小さくなるが、これ
まで説明したものと同じようＫ、分枝Ｉ。

■、分枝Ｗ１Ｎに於て、偶モード、奇モードを励起する
ようにできる。

平面上に形成したＹ分岐内の波動函数を、Ｘ軸（紙面に
直角）方法には同一の媒質が存在すると仮定してこれを
求める事はしばしばなされる。

第１図は従って、紙面直角に同一媒質が連続しているも
のと考えても、ｙｚ平面だけに拡がる薄いものと考えて
もよい。

第２図は電極を設ける必要があり、当然、薄い平面的な
、素子となる。

（イ）作　用 波長λ、の光Σと、波長λ２の光■とが入射路１０から
入射したとする。いずれの光も分岐点Ｐで半分に分かれ
る。パワーはいずれも２等分される。

光Σは、光路Ｋ、Ｌの位相差が２πの整数倍であるから
、分枝■、…に於て同位相の最低次モード光であってか
つ位相の等しい光になる。

これは結合部で０次モード光になる。非対称分枝Ｗ、Ｎ
へ進むと偶モード光となり、太い分枝Ｗへと進行する。

光■は、光路Ｋ、Ｌの位相差が２πの半整数倍であるか
ら、分枝Ｌ　ｌに於ては、逆位相の組合わせになる。こ
れは結合部で１次モード光になる。

非対称分枝Ｗ１Ｎへ進むと、奇モード光となり、細い分
枝Ｎへと進行する。

結局、光Σは、分枝Ｗへ、光■は分枝Ｎへと分波された
ことになる。

（２）効　果 （１）精度の要求が厳しくないので、大量生産が容易で
、低価格となりうる。

波長の相違する光を分離するため角度分散素子などを用
いないから、幾何学的な配置について厳しい条件はない
。

（２）使用時の調整精度がゆるやかである。

（３）光ファイバとの結合が容易である。コアとクラッ
ドとよりなる誘電体線路を用いているからである。

（４）光波長多重通信の分波素子として用いる事ができ
る。

（ト）数値例 電気光学効果を有する位相遅延素子として、ＬｉＮｂ０
．結晶を用いるとする。

電極間隔をｄ、電圧をＶとすると、屈折率変化Δｎは によって与えられる。γは電気光学係数である。

ｎ　　＝　　２．２６ であるから 電極の長さ１１と、間隔ｄを、それぞれｅｌ：　５　Ｘ
　１０　　ｍ ｄ＝１０Ｘ１０ｍ と仮定すると、 ｌ□Δｎ　　＝　　９．８Ｘ１０　　Ｖ　　　（１０）
となる。λ１＝　１．３μｍ（Σ光）、λ、　＝　１．
５５μｍ（■光）と仮定する。これは光通信に於て、よ
く用いられる波長である。

Σ、ｒｌ　）ｎ対して、 λ２１６．６７ トナリ、（５）、（６）式でｌ＝０とした場合ｖ＝４２
（ボルト）として、 λ２ を得る。ｍ＝３、ｓ＝２に当たる。

【図面の簡単な説明】

第１図は本発明の分波素子の基本形を示す平面図。 第２図は電気光学素子を用いた本発明の分波素子の平面
図。 第３図は井筒ら）Ｃよって輻射科学研究会１９８２、Ｒ
９−８２−１１％導波形光ビームスプリッタ〃に於て提
案された導波形光ビームスプリッタの平面図。 第４図は導波形光ビームスプリッタに於ける偶モード、
奇モードの分枝１、ｌ、ＷｌＮに伝わる波動函数の変化
を示す図。 第５図は位相定数の変化を導波形光ビームスプリッタの
全体にわたって図示したグラフ。 第６図は同位相の光を分枝１．Ｉ）ζ導くことにより、
分枝Ｗへ光を分離できることを示す図。 第７図は逆位相の光を分枝１．Ｉ）ζ導くことにより、
分枝Ｎへ光を分離できることを示す図。 第８図は回折格子を用いた公知の分波素子の側面図。 第９図は干渉フィルタを用いた公知の分波素子の側面図
。 ■　・・・・・・対称分枝のひとつ ｌ　・・・・・・対称分枝のひとつ Ｗ　・・・・・・　非対称分枝の広い方の分校Ｎ　・・
・・・・　非対称分枝の狭い方の分枝Ｑ・・・・・・結
合部 Ｐ・・・・・・分岐点 Σ　・・・・・・波長λ１の光 ■・・・・・・波長λ２の光 １７〜２０・・電　極 発　明　者　　　　　　　　　　西　　浦　　洋　　三
西　　川　　　　　　満

Claims (4)

【特許請求の範囲】
1. （１）波長λ＿１の光Σと、波長λ＿２の光Πとを入射
   する入射路と、入射路の終端の分岐点Ｐに於て対称に分
   岐し、結合部Ｑに於て対称に結合する光路長の異なる単
   一モード光路Ｋ、単一モード光路Ｌと、０次モードと１
   次モードが存在しうる結合部Ｑから分岐し、幅の広い単
   一モード分枝Ｗと幅の狭い単一モード分枝Ｎとよりなる
   非対称分岐路とよりなり、光Σに対する光路Ｋ、Ｌの光
   路差が波長λ＿１の整数倍であり、光Πに対する光路Ｋ
   、Ｌの光路差が波長λ＿２の半整数倍であるようにした
   事を特徴とする分波素子。
2. （２）光路Ｋ、Ｌの光路差が、分岐光路Ｋ、Ｌの導波路
   の実際の長さの相違Δｌによって生ずることとした特許
   請求の範囲第（１）項記載の分波素子。
3. （３）光路Ｋ、Ｌの光路差が分岐光路Ｋ、Ｌの導波路の
   屈折率の、ある長さｌ＿１に於ける差Δｎによって生ず
   る事とした特許請求の範囲第（１）項記載の分波素子。
4. （４）光路Ｋ、Ｌの全部又は一部を電気光学効果を有す
   る結晶によって作り、電圧を印加する事によって、屈折
   率の差Δｎを変化させるようにした特許請求の範囲第（
   ３）項記載の分波素子。