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Gebiet der Erfindung
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Die
Erfindung betrifft allgemein das Gebiet der optischen Nachrichtentechnik
und insbesondere ein Verfahren und eine Vorrichtung zum Erzeugen
einer glatten Raman-Verstärkung über sehr
lange Bänder
hinweg.
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Hintergrund der Erfindung
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Frühe Vorschläge zu einer
rein optischen Übertragung
(siehe z. B.: A. Hasegawa: "Numerical
study of optical soliton transmission amplified periodically by
the stimulated Raman process",
Appl. Opt., 23, 1095 (1984); L. F. Mollenauer, J. P. Gordon und
M. N. Islam: "Soliton
propagation in long fibers with periodically compensated loss", IEEE J Quantum
Electronics QE-22, 157 (1986)) beruhten auf der Nutzung der Verstärkung aus
dem Raman-Effekt, um Strecken von Übertragungsfasern in ihre eigenen
Verstärker
umzuwandeln. Das Schema bot viele grundlegende Vorteile und wurde
tatsächlich
für die
erste Demonstration einer rein optischen Langstreckenübertragung
mit Erfolg angewendet, wie nachträglich von L. F. Mollenauer
und K. Smith in einem Artikel mit dem Titel: "Demonstration of soliton transmission
over more than 4000 km in fiber with loss periodically compensated
by Raman gain",
der in Opt. Lett. 13, 675 (1988), erschien, berichtet wurde.
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Dessen
ungeachtet wurde mit dem Aufkommen der Erbium-Faserverstärker in den späten 1980
ern die Raman-Verstärkung
zeitweise uninteressant, hauptsächlich
wegen der erforderlichen Pumpleistungen. Das heißt, im Kontext einer Einkanalübertragung,
bei der die Signalleistungen selten mehr als ein oder zwei Milliwatt
betragen, erschienen die mehreren hundert Watt Schwellenleistung,
die für
eine positive Netto-Raman-Verstärkung
erforderlich sind, übermäßig hoch
und – zu
diesem Zeitpunkt – unpraktikabel.
Mit dem jüngsten
Aufkommen des dichten WDM (wobei Nettosignalpegel leicht einhundert
mW oder mehr erreichen können) und
mit der gleichzeitigen kommerziellen Verfügbarkeit von Halbleiter-Pumplasern
mit einer Ausgangsleistung von einigen hundert mW hat sich jedoch
die Auffassung geändert.
Nun wird die Raman-Verstärkung
wegen ihres Vermögens,
Rausch-/Nichtlinearitäts-Nachteile
zu überwinden,
und wegen der Tatsache, dass die Lage und die Ausdehnung des Verstärkungsbands
nur von den verfügbaren
Pumpwellenlängen
abhängen,
hoch geschätzt.
Ein weiterer äußerst wichtiger
Vorteil einer Raman-Verstärkung
für dichtes
WDM beruht darauf, dass im völligen
Gegensatz zu Erbium-Verstärkern
die Gestalt des Raman-Verstärkungsbands
von Pumpen- und Signalpegeln im Wesentlichen unabhängig ist.
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Auf
Grund ihrer Bedeutung für
optische Übertragungssysteme
werden Verfahren und Vorrichtungen, welche die Erzeugung und Nutzung
der Raman-Verstärkung
erleichtern, und ein kontinuierlicher Weg, um die Erforschung anzugehen,
angestrebt.
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Zusammenfassung der Erfindung
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Es
sind ein Verfahren und eine Vorrichtung zum Erzeugen einer glatten
Verstärkung über sehr
breiten Verstärkungsbändern unter
Verwendung einer rückwärts gepumpten
Raman-Verstärkung
entwickelt worden. Das Verfahren ermöglicht eine dynamische Verstärkungsregelung
durch einfache elektronische Mittel.
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Das
Verfahren umfasst das Zeitmultiplexen kombinierter Pumpwellenlängen, um
breite Raman-Verstärkungsbänder zu
erzielen. Das Verfahren, das ursprünglich als eine Methode, um
zu verhindern, dass sich die verschiedenen Pumpwellenlängen gegenseitig
beeinflussen, konzipiert war, hat sich als mehrere weitere, sehr
große
und wichtige Vorteile aufweisend, insbesondere in einer bevorzugten
gewobbelten Ausführungsform,
herausgestellt.
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Speziell
das gewobbelte Verfahren erzielt eine außerordentlich glatte Verstärkung (Variation
kleiner als 0,05%) über
Verstärkungsbändern von
mindestens 8 THz Breite, während
es gleichzeitig große
Unterschiede bei der Einstellung der Gestalt des Verstärkungsbands
zulässt,
was notwendig sein könnte,
um verschiedene Systemmängel
zu unterdrücken.
Vorteilhaft können
all diese Bedingungen innerhalb von Mikrosekunden mit einer bekannten,
einfachen, rein elektronischen Steuerung festgesetzt und verändert werden.
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Kurzbeschreibung der Zeichnungen
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1 zeigt
eine schematische Darstellung, die den Raman-Effekt veranschaulicht,
und ein Diagramm, das die Raman-Verstärkung dargstellt;
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2 ist
ein Diagram, das die Raman-Verstärkung
für eine
Lichtleitfaser mit verschobenem Dispersions-Nulldurchgang zeigt;
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3 ist
ein Diagramm, das die Pumpwellenlänge versus die Entfernung für eine Raman-Pumpe zeigt;
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4 ist
eine schematische Darstellung, die eine Anzahl von Pumpwellenlängen zeigt,
die gemäß der vorliegenden
Erfindung zusammen optisch multiplext werden;
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5 ist
ein Diagramm, das die Raman-Verstärkung (dB) versus die Wellenlänge zeigt;
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6 ist
eine schematische Darstellung, die eine alternative Einrichtung
der vorliegenden Erfindung veranschaulicht;
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7 ist
ein Diagramm, welches das > 8
THz breite, glatte Verstärkungsband
(von etwa 1530 bis 1595 nm) zeigt;
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8 ist
ein Diagramm, das eine gedehnte Darstellung des glatten Verstärkungsbereiches
von 7 zeigt;
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9 ist
ein Diagramm, das eine periodische Änderung der Pumpfrequenzen
zeigt, die dazu geeignet ist, die in 7 gezeigte
Gewichtsfunktion zu erzeugen;
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10 ist
ein Diagramm, das ein beispielhaftes Wobbel-Verstärkungsspektrum
gemäß der vorliegenden
Erfindung zeigt; und
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11 ist
ein Diagramm, das die Raman-Verstärkung versus die Frequenz für eine verringerte
Verstärkungsbandbreite
gemäß der vorliegenden
Erfindung zeigt.
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Ausführliche Beschreibung der Erfindung
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Als
Hintergrundinformation ist in 1 in schematischer
Form eine Darstellung gezeigt, die den Raman-Effekt skizziert. Kurz
und mit Bezug auf diese Figur: In Quarzglasfasern beginnt der Raman-Effekt
mit einem durch Pumpen herbeigeführten Übergang
aus einem Grundzustand 101 in einen Quasi-Zustand 102,
woraufhin eine Emission 103 von diesem Quasi-Zustand 102 aus
folgt, wobei die Emission mit einem angeregten Zustand 104 des
Gitters endet. Die Emission eines optischen Phonons 105 (die
typisch innerhalb von ein paar Femtosekunden stattfindet) schließt dann
die Rückkehr
in den Grundzustand 101 ab.
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Die
optischen Übergänge sind
eigentlich in starkem Maße
nicht resonant mit den angeregten Elektronenniveaus, die in Quarzglas
ungefähr
5 bis 6 eV über
dem Grundzustand liegen. Folglich erlangen die optischen Übergänge ihre
Stärke
vor allem aus den Matrixelementen des sehr starken erlaubten Übergangs
in den ersten Elektronenzustand.
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Auf
Grund der außerordentlich
schnellen Relaxation ist die Besetzung des Endzustands der optischen Emission
gewöhnlich
durch das Gleichgewicht mit dem umgebenden Phononenbad bestimmt
und folglich nahezu unabhängig
von den Geschwindigkeiten des optischen Pumpens und der Lichtemission.
Dieser Fakt ist die Ursache für
die oben angeführte
Unabhängigkeit
der Gestalt des Raman-Verstärkungsbands
von der Dynamik des optischen Pumpens.
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Es
ist wichtig zu erwähnen,
dass die Raman-Antwort, wie gerade beschrieben, im Wesentlichen "unverzögert" ist und demzufolge
gewöhnlich
ein schwerwiegendes Problem bei einer Abhängigkeit der Verstärkung von
Signalmustern bei einem Vorwärtspumpen
(Pumpe und Signal breiten sich in der gleichen Richtung aus) entstehen
lässt.
Gleichwohl entspricht der lange effektive Weg für eine Wechselwirkung zwischen
Pumpe und Signal, der bei einem Rückwärts-Raman-Pumpen erhalten wird
(ungefähr
gleich dem Doppelten der Verlustlänge der Faser), typisch effektiven
Integrationszeiten von einigen hundert Mikrosekunden. Dies ist so
lang wie die Integrationszeiten von Erbium-Verstärkern, die bei hohen Pump-
und Signalleistungspegeln betrieben werden, oder länger und
ist mehr als lang genug, um das Problem der Musterabhängigkeit
auch bei dem hier dargestellten Zeitmultiplexschema sowie gemäß der vorliegenden
Erfindung zu lösen.
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Der
Raman-Effekt ist am größten, wenn
die Pumpe und das Signal copolarisiert sind, und ist nahezu null,
wenn sie orthogonal polarisiert sind (siehe Einfügung zu 1). Es gibt
im Wesentlichen zwei Methoden, um diese Polarisationsabhängigkeit
zu überwinden:
Erstens, indem die Pumpe selbst unpolarisiert gemacht wird, und
zweitens, indem nur ein Rückwärts-Raman-Pumpen
verwendet wird.
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Bei
Letzterem rotieren die Stokes-Vektoren, welche die (sich in der
Gegenrichtung zum Signal ausbreitende) Pumpe und das Signal repräsentieren,
in Reaktion auf die gewöhnliche
Doppelbrechung der Faser in entgegengesetzten Richtungen um die
Poincaré-Sphäre, wodurch
die relativen Polarisationszustände
von Pumpe und Signal auf der Basis einer Wegmittelung umfassend
gemittelt werden. Jedes Verfahren ist gewöhnlich an sich schon recht
effektiv, aber wenn beide zusammen verwendet werden, verschwindet
die messbare Polarisationsabhängigkeit
der Raman-Verstärkung
gewöhnlich
vollständig.
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Die
Pump- und Signalphotonen beeinflussen einander gemäß dem folgenden
Gleichungssystem:
wobei α
p und
P
p der Faser-Verlustkoeffizient bzw. die
Leistung bei der Pumpwellenlänge
sind und α
s und P
s die entsprechenden
Größen bei
der Signalwellenlänge
sind, A
eff die effektive Kernfläche der
Faser ist und R der Raman-Verstärkungsfaktor
ist. Am Peak des Raman-Verstärkungsbands
ist für
eine Pumpe und ein Signal, die copolarisiert sind, in einer Faser
aus reinem Quarz R = 68 km
–1/W/(μm)
2, während
R bei einer unpolarisierten Pumpe ungefähr die Hälfte dieses Wertes hat. Schließlich nimmt
R mit zunehmendem Ge-Gehalt der Faser deutlich zu.
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Obwohl
die genaue Form des Raman-Verstärkungsbandes
etwas von der Glaszusammensetzung abhängt, sind dennoch die in 1 für nahezu
reines Quarzglas und in 2 für eine Faser mit verschobenem Dispersions-Nulldurchgang
gezeigten Beispiele typisch; die Gestalt ist immer stark asymmetrisch,
mit einer fast linearen Steigung zum Frequenzunterschied null und
mit einem viel steile ren Abfall auf der höherfrequenten Seite des Peaks.
Bei Verwendung von multiplexten Pumpfrequenzen (oder -wellenlängen), um
ein breiteres glattes Verstärkungsband
zu erzielen, wie demnächst
erläutert
wird, erzwingt gewöhnlich
die Asymmetrie der Raman-Antwort eine eher unerwartete, stark ungleichmäßige Verteilung
der relativen Leistungen der verschiedenen Pumpwellenlängen. Die
erforderliche Verteilung, egal wie kompliziert, ist mit dem Verfahren,
das hier beschrieben wird, besonders einfach und wirtschaftlich
zu erzielen.
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Ursprünglich war
ein Aspekt der vorliegenden Erfindung als eine Methode ersonnen
worden, um ein grundlegendes Problem zu lösen, das sonst eher mit der
Verwendung von mehreren Pumpwellenlängen einhergeht, nämlich die
sehr starke und schädliche
Wechselwirkung, die, vermittelt durch den Raman-Effekt, unter diesen
erhalten werden kann. Als einfachstes Beispiel sei die Wechselwirkung
zwischen genau zwei Pumpwellenlängen
betrachtet, wobei diese Wechselwirkung aus dem Gleichungssystem
(1) berechnet werden kann, indem die längere der zwei Pumpwellenlängen als
das Signal aufgefasst wird.
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Wie
in 3 veranschaulicht ist, nunmehr mit Bezug auf diese
Figur, wird, da die Pumpwellenlängen die
Faser gemeinsam durchlaufen, die Energie etwas schneller von der
kürzeren
auf die längere
Wellenlänge übertragen.
Folglich ist auf der Basis einer Wegmittelung die Verteilung der
relativen Leistungen zwischen den zwei Pumpen von der anfänglichen
(und vermutlich angestrebten) Verteilung sehr verschieden. Da es
wichtig ist, dass die Raman-Verstärkung so gleichmäßig wie
möglich über die
Faserlänge
verteilt ist, insoweit als der lineare Faserverlust dies zulassen
wird, ist ferner ein "vorausgehendes
Anheben" der Leistung
der kürzeren Wellenlänge auch
keine zufriedenstellende Lösung.
Es sei jedoch angemerkt, dass die zwei Pumpwellenlängen zu
verschiedenen Zeiten durch die Faser laufen können, wodurch eine Wechselwirkung
vermieden wird. Solange die Geschwindigkeit, mit der Leistung zwischen
den Wellenlängen
hin und her geht, im Verhältnis
zur effektiven Integrationszeit groß genug ist, wird die akkumulierte
Signalverstärkung
zeit-(und folglich muster-)unabhängig
bleiben. Da, wie schon angemerkt wurde, die Integrationszeit bei
einem Rückwärts-Raman-Pumpen
gewöhnlich
in der Größenordnung
von mehreren hundert Mikrosekunden ist, darf die erforderliche Frequenz
der Hin- und Her-Übertragung
von Leistung nicht größer als
etwa ein MHz oder höchstens
einige MHz sein. Die für
diesen Frequenzbereich erforderliche elektronische Ansteuerung der
Laser lässt
sich einfach, preiswert und unschwer ausführen.
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Es
gibt zwei Grundversionen des Zeitmultiplexschemas, das Gegenstand
der vorliegenden Erfindung ist. Bei der ersten, in 4 schematisch
dargestellt, wird eine Anzahl von Lasern 401(1)...401(N) mit
fester Wellenlänge
optisch zusammen multiplext, wobei diese jedoch durch die Verwendung
von entsprechend gepulsten Treiberströmen, die durch spannungsgesteuerte
Gatter 402(1)...402(N) bewirkt werden, jeweils
zu verschiedenen Zeiten betrieben werden. Obwohl sie vom Konzept
her einfach ist, liefert diese Version eine eingeschränkte Lösung für die Erlangung
einer glatten Verstärkung
(siehe 5), und die mehreren Laser und Multiplexer, die
erforderlich sind, sind unzweckmäßig, teuer
und würden
gewöhnlich
eine Menge Platz brauchen. Wie in 4 gezeigt
ist, schließen
die optischen Signale 410, die durch das optische System 425 laufen, das
kombinierte, sich in der Gegenrichtung ausbreitende Raman-Pumpsignal 420 ein,
das durch Kombinieren der Ausgangspumpen der Laser 401(1)...401(N),
die durch Koppler 426(1)...426(N) in das optische
System 425 jeweils eingekoppelt werden, erzeugt wird.
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In 6 ist
nun eine alternative Ausführungsform
der vorliegenden Erfindung gezeigt. Speziell schließen die
optischen Signale 610, die durch das optische System 625 laufen,
ein sich in der Gegenrichtung ausbreitendes Raman-Pumpsignal 620 ein,
das durch Koppler 626 in das optische System 625 eingekoppelt
wird. Das Raman-Pumpsignal 620 wird vorteilhaft mittels
eines einzigen Lasers 601(1) oder alternativ mittels zweier Laser 601(N),
deren Ausgabe durch den Polarisationskombinator 630 zusammen
polarisationsmultiplext wird, erzeugt. Außerdem und gemäß einem
Aspekt der vorliegenden Erfindung wird der Pumplaser bzw. werden
die Pumplaser mit einer Gleichstrom-Treiberschaltung beeinflusst,
wobei jedoch durch die Wirkung eines programmierbaren elektronischen
Funktionsgebers 650 ihre Wellenlänge kontinuierlich und periodisch
durchgescannt wird. Vorteilhaft kann die programmierbare Funktion,
die der programmierbare elektronische Funktionsgeber erzeugt, in
einer gewünschten
Weise verändert
werden, um das gewünschte
glatte Verstärkungsband zu
erhalten. Diese Version (die der Einfachheit halber fortan als "Wobbel-Wellenlängen-" oder "Wobbel-Frequenz"-Schema bezeichnet
wird) bietet die zwei großen
Vorteile der Einfachheit (und folglich Wirtschaftlichkeit) einerseits
und einer Auflösung,
die nur durch die Bandbreite der Wellenlängenscan-Treiberelektronik
begrenzt ist, andererseits. Da diese Bandbreite unschwer im Bereich
von vielen zehn oder sogar vielen hundert MHz sein könnte, während sie
immer noch mit einer preiswerten Elektronik beherrscht wird, könnte die
Auflösung immer
viel besser als bei der ersten Version sein. Außerdem sei angemerkt, dass
das schnelle Frequenzscannen gewöhnlich
die Notwendigkeit von weiteren Formen einer Frequenzerweiterung
des Lasers, um eine Brillouin-Rückstreuung
der Pumpe zu vermeiden, umgeht.
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Schließlich sei
angemerkt, dass für
jedes Schema das Ausmaß und
die Gestalt des Raman-Verstärkungsbands
unschwer und sehr schnell gesteuert werden können, und zwar durch ein einfaches
Einstellen der zugehörigen
elektronischen Wellenformen. Diese Einfachheit, die niedrigen Kosten
und die Geschwindigkeit der Verstär kungsgestalt-Einstellung sollten
mit den hohen Kosten, der Komplexität, der niedrigeren Geschwindigkeit
und dem optischen Einfügungsverlust,
die mit rein optischen Verstärkungsausgleichseinrichtungen
verbunden sind, verglichen werden.
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Für das vorliegende
Wobbel-Verfahren ist ein effizienter Algorithmus entwickelt worden,
der diejenige Gewichtsfunktion für
ein gegebenes Band von Raman-Pumpfrequenzen bestimmt, die das glatteste
und weitestmögliche
Verstärkungsband
liefern wird. Der Algorithmus verwendet das experimentell bestimmte
Verstärkungsspektrum
für nur
eine Pumpfrequenz (wie etwa jenes, das in 2 gezeigt
ist). Er beginnt mit der Annahme des gewünschten glatten Abschnitts
des gewünschten
Verstärkungsspektrums
und einer wohlbegründeten
Vermutung hinsichtlich der zugehörigen
Flanken; die entsprechende Gewichtsfunktion wird anschließend durch
Fourier-Transformation der Definitionsgleichung ermittelt. Diese
Lösung
wird dann durch Iteration verbessert, wobei die berechnete Pumpengewichtung
verwendet wird, um bessere Werte für das Raman-Verstärkungsspektrum
vorherzusagen. Obwohl oft nicht weniger als 50 bis 100 Iterationen
erforderlich sind, benötigt
das gesamte Verfahren auf einem schnellen PC weniger als eine Minute.
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In 7 und 8,
auf die sich nun gleichzeitig bezogen wird, ist nur ein Beispiel
für die
Art der Ergebnisse gezeigt, die mit diesem Algorithmus erhalten
werden können.
Insbesondere zeigt 7 das > 8 THz breite, glatte Verstärkungsband
(von etwa 1530 bis 1595 nm) zusammen mit der erforderlichen Gewichtsfunktion
für die
Pumpwellenlängen,
die zwischen den Grenzen von etwa 1515 bis 1410 nm zyklisch überstrichen bzw.
gewobbelt werden. (Es ist zu beachten, dass dieses Verstärkungsband
im Wesentlichen so breit wie das "C"-Band
und das "L"-Band der viel komplizierteren
und umständlicheren
Erbium-Faserverstärker
zusammen ist. Ferner ist zu beachten, dass das Band genug Raum für eine Übertragungs kapazität von 3,2
Tbit/s bei einer spektralen Effizienz von 0,4 repräsentiert.)
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8 ist
eine gedehnte Darstellung des glatten Verstärkungsbereiches. Die Figur
zeigt, dass die Welligkeit der Verstärkung unter 0,01 dB (noch einmal:
bei nominell 20 dB) oder unter 0,05% Schwankung über dem Band gehalten werden
kann. Außerdem
wurde festgestellt, dass bei einer Herabsetzung des Pumpenwobbelns
von dem oben angegebenen 105 nm-(15 THz-)Bereich auf 84 nm (12 THz),
die Welligkeit der Verstärkung
immer noch recht klein (< 0,02
dB) über
dem 8 THz-Band ist; dies kann für
die Verwirklichung mit einem geeigneten Laser wichtig sein.
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9 zeigt
die periodische Veränderung
der Pumpfrequenzen, die erforderlich ist, um die in 7 gezeigte
Gewichtsfunktion zu erzeugen. Unter der Annahme, dass die ausgegebene
Frequenz des Pumplasers mehr oder weniger linear mit der Spannung
oder dem Strom zusammenhängt,
die bzw. der verwendet wird, um ihn durchzustimmen bzw. einzustellen,
braucht die Ansteuerelektronik nur eine Bandbreite aufzuweisen, die
nicht größer als
etwa 100-mal die Grundfrequenz der Ansteuerung ist, um die Ergebnisse
von 7 und 8 genau zu reproduzieren. Folglich
braucht bei diesem Beispiel, bei dem die angenommene Grundfrequenz
der Ansteuerung 1 MHz beträgt,
die Elektronik-Bandbreite nicht mehr als etwa 100 MHz zu betragen, wobei
sich diese Anforderung sehr leicht erfüllen lässt.
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Außerdem ist
es selbstverständlich,
dass die Gestalt des Verstärkungsbands
nicht auf die völlig
glatte Kurve von 8 beschränkt ist. Das Wobbel-Verfahren
ermöglicht
ebenso weitere einfache Gestalten, wie etwa die in 10 gezeigte
lineare Steigung, die gebraucht werden könnten, um die Raman-Wechselwirkung zwischen
den verschiedenen Kanälen
bei einem dichten WDM zu kompensieren. (Die Kanäle längerer Wellenlängen erfahren eine
Verstärkung
aus der Wechselwirkung mit den Kanälen kürzerer Wellenlängen.) Im Prinzip
ist fast jede Verstärkungsbandgestalt
möglich,
solange sie durch eine glatte und nicht zu schnell veränderliche
Funktion dargestellt werden kann.
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Die
Anwendung der Wobbel-Technik erhöht
die erforderliche Laserleistung deutlich über jene, die für eine schmalbandige
Verstärkung
mit einer Pumpe fester Frequenz erforderlich ist. Beispielsweise
ist in dem Fall von 7 dieser Faktor 1,87. Um ein
Gefühl
für die
absoluten Pumpleistungen, die erforderlich sind, zu vermitteln,
sei eine 80 km-Strecke einer Faser mit verschobenem Dispersions-Nulldurchgang
(mit einer effektiven Kernfläche
von etwa 50 μm2, wobei etwa 75% oder 12,5 dB ihres 16,8
dB-Streckenverlusts durch eine rückwärts gepumpte
Raman-Verstärkung
zu kompensieren sind) betrachtet. (Mehr als diesen Anteil zu kompensieren,
kann Probleme durch die Rayleigh-Rückstreuung der Signale selbst
bereiten.) In diesem Fall sind bei vernachlässigbaren Pegeln der Signalleistung
285 mW Pumpleistung für
die schmalbandige Verstärkung erforderlich,
aber um das hier angeführte
glatte 8 THz-Verstärkungsband
zu erzeugen, steigt diese Leistung auf 533 mW an. Wenn beträchtliche
Signalleistungen beteiligt sind (wie in dem Fall eines dichten WDM),
muss die Pumpleistung weiter erhöht
werden, und zwar um einen Betrag, der etwas größer als die Gesamtsignalleistung
selbst ist.
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Außerdem sei
angemerkt, dass bei einigen Anwendungen, bei denen nicht die volle
8 THz-Bandbreite des vorhergehenden Beispiels erforderlich ist,
eine verringerte Verstärkungsbandbreite
eine entsprechende Verminderung bei der erforderlichen zyklischen
Frequenzänderung
und bei der Leistungsabgabe des Pumplasers ermöglicht. 11 zeigt
ein Beispiel für
diese Verringerung auf eine 5 THz-Verstärkungsbandbreite, die nur eine
zyklische Frequenzänderung
von 10 THz bei den Pumplasern und einen Laserleistungsfaktor von
nur 1,56 erfordert.
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Vielleicht
ist es die beste Vorgehensweise, um die Forderungen sowohl nach
einer hohen Ausgangsleistung (typisch 0,5 W oder mehr, die in eine
Faser eingekoppelt werden), als auch nach einem schnellen Frequenz-Durchstimmen
des Pumplasers über
einen weiten Bereich (80 nm oder mehr) zu erfüllen, die Kombination aus einem über einen
weiten Bereich durchstimmbaren Niedrigenergie(Halbleiter-)Laser
bewährter
Bauart und, nachfolgend, einem (Halbleiter-)Wanderfeldverstärker zu
verwenden. Für
den durchstimmbaren Laser bietet sich insbesondere der "durchstimmbare, vertikalkoppler-gefilterte
Laser" oder VCFL
an, der von I. Kim u. a. in einem Artikel mit dem Titel: "Broadly tunable vertical-coupler
filtered tensile-strained InFaAs/InGaAsP multiple quantum well laser" beschrieben wurde,
der in Appl. Phys. Lett., Bd. 64, S. 2764ff (1994), erschien. Das
Durchstimmen dieses Geräts
beruht auf dem Fakt, dass eine verhältnismäßig kleine Änderung des Index des Halbleiters
(durch einen Steuerstrom hervorgerufen) ohne weiteres die Phasenanpassungswellenlänge eines
Gitters mit großer
Gitterkonstanten über
einen weiten Bereich, nämlich
80 nm oder mehr, verändern
kann. Das eine große
Gitterkonstante aufweisende Gitter wird verwendet, um die Rückenfläche des
Lasers mit einem breitbandigen Spiegel zu koppeln, sodass eine signifikante
Rückkopplung
nur an der Phasenanpassungswellenlänge auftritt. Eine andere Möglichkeit
könnte
sein, ein Teil aus LiNbO3 oder einem anderen
geeigneten elektrooptischen Kristall zu verwenden, um ein über einen
weiten Bereich durchstimmbares Lyot-Filter herzustellen, das in
die Rückkopplungsschleife
des Lasers einzusetzen ist.
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Beispielsweise
könnte,
falls es sich als schwierig erweisen sollte, einen Pumplaser zu
verwirklichen, der eine hohe abgegebene Leistung beibehalten kann,
während
seine Frequenz über
ein sehr breites Band (z. B. 80 nm oder mehr) zyklisch verändert wird,
dem Problem durch Kombinieren der Verfahren von 4 und 6 abgeholfen werden.
Insbesondere anhand von 7 und 11 lässt sich
feststellen, dass die Pumpen-Gewichtsverteilungen gewöhnlich in
zwei recht gut getrennte Bänder,
nämlich
ein schmaleres Band mit einer höheren
Dichte, das den niedrigeren Frequenzbereich abdeckt, und ein breiteres
Band mit einer niedrigeren Dichte, das die höheren Pumpfrequenzen abdeckt,
unterteilen. Folglich könnten
zwei gewoppelte Laser, wovon jeder speziell für den einen oder den anderen
diese zwei stärker
eingeschränkten
Frequenzbereiche ausgelegt ist, die mittels eines WDM-Kopplers mit einem
scharfen Übergang
im Bereich der Frequenzlücke zusammen
multiplext werden, einander in geeigneter Weise rechtzeitig abwechseln,
um das Äquivalent
einer insgesamt gewobbelten Frequenzverteilung zu schaffen.
