DE60220399T2

DE60220399T2 - Kaskadierter Ramanlaser

Info

Publication number: DE60220399T2
Application number: DE60220399T
Authority: DE
Inventors: Catherine Martinelli; Thibaut c/o lab.d'opt.Duff Sylvestre; Phillippe Emplit; Florence Leplingard; Frederique Vanholsbeeck
Original assignee: Alcatel Lucent SAS
Current assignee: Alcatel Lucent SAS
Priority date: 2002-07-24
Filing date: 2002-07-24
Publication date: 2007-09-20
Anticipated expiration: 2022-07-25
Also published as: US20040125827A1; CN1248378C; ATE363755T1; US6996135B2; EP1385240A1; CN1477741A; EP1385240B1; DE60220399D1

Description

Die Erfindung bezieht sich auf einen kaskadierten Ramanlaser, welcher umfasst: eine mit einer Pumpwellenlänge λ_p abstrahlende Pumpstrahlungsquelle, einen aus einem optischen Medium bestehenden Eingangsabschnitt und einen Ausgangsabschnitt, wobei jeder Abschnitt Wellenlängenselektoren für Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k mit n ≥ 3, λ_p < λ₁ < λ₂, < ... < λ_n-1 < λ_n und λ_n-k+1, λ_n-k+2, ..., λ_n mit k ≥ 1 umfasst, die Wellenlängen des Lasers abstrahlen, sowie einen Interaktivitätsabschnitt, der aus einem nichtlinearen optischen Medium besteht, der eine Wellenlänge λ₀ mit Nulldispersion aufweist, und der zwischen dem Eingangs- und dem Ausgangsabschnitt angeordnet ist.
Derartige Laser sind in der Fachwelt allgemein bekannt, zum Beispiel aus US-A-5.323.404 oder US-B1-6.374.006.
Ramanlaser umfassen typischerweise eine Pumpquelle, normalerweise einen Dauerstrichlaser (CW-Laser), sowie eine Länge eines nichtlinearen optischen Mediums, beispielsweise eine Lichtleitfaser. Zwei Reflektoren, welche dasselbe Spitzenreflexionsvermögen aufweisen, sind auf der Lichtleitfaser so in einem Abstand zueinander angeordnet, dass sie eine Laserkavität bilden. Das derartigen Lasern zugrunde liegende physikalische Prinzip ist der Effekt der spontanen Ramanstreuung. Dies ist ein nichtlinearer optischer Prozess, der nur bei hohen optischen Intensitäten auftritt und bei dem die Lichtausbreitung durch das nichtlineare Medium mit Schwingungsmodi des Mediums gekoppelt und das Licht mit einer anderen Wellenlänge zurückgestrahlt werden muss. Zurückgestrahltes Licht, dessen Wellenlänge erhöht wird, wird allgemein als Stokes-Linie bezeichnet, wohingegen Licht, dessen Wellenlänge verringert wird, als Anti-Stokes-Linie bezeichnet wird. Ramanlaser werden typischerweise in einer Konfiguration eingesetzt, in der die Wellenlänge des Pumplichts erhöht wird. Wenn eine Siliziumdioxidfaser als nichtlineares Medium verwendet wird, tritt die stärkste Ramanstreuung (maximale Ramanverstärkung) bei einer Frequenzverschiebung von etwa 13,2 THz auf, was einer Wellenlängenverschiebung von etwa 50–100 nm für Pumpwellenlängen zwischen etwa 1 und 1,5 μm entspricht.
In Ramanlasern, die als Ringlaser konfiguriert sind, ist die nichtlineare Lichtleitfaser durch einen Koppler oder einen optischen Zirkulator so geschlossen, dass man eine Faserschleife erhält. Die Reflektoren werden dann üblicherweise durch optische Filter ersetzt, zum Beispiel Fabry-Perot-Filter, die eine spezifizierte Wellenlänge in der Mitte des Durchlassbereichs aufweisen. Der allgemeine Begriff "Wellenlängenselektoren" wird im weiteren Verlauf dieses Patents verwendet, um Reflektoren, Filter oder andere Mittel zu bezeichnen, die zur Definition optischer Resonatoren in Ramanlasern verwendet werden.
Ein "kaskadierter" Ramanlaser ist ein Ramanlaser, der zusätzlich zu einer optischen Kavität zur Abstrahlung einer Strahlungswellenlänge λ_n mindestens eine weitere optische Kavität zur Abstrahlung von Wellenlängen λ_n-1 < λ_n mit n ≥ 2 besitzt. In diesen kaskadierten Ramanlasern erfährt die Strahlung mehr als einen Stokes-Übergang, sodass ihre Wellenlänge wesentlich erhöht wird. Wenn die Abstrahlung mit mehr als einer Wellenlänge aus dem Laser ausgekoppelt ist, wird ein solcher Ramanlaser als Mehrwellenlängen-Ramanlaser bezeichnet.
Ramanlaser werden oft als Pumplaser für Ramanverstärker bei 1310 oder 1550 nm oder als 1480-nm-Pumplaser für ferngepumpte Erbiumfaserverstärker in zwischenverstärkerfreien Lichtleiter-Kommunikationssystemen eingesetzt. Einsatzmöglichkeiten für andere Zwecke bei anderen Wellenlängen sind möglich und werden in Erwägung gezogen.
Eine der Schlüsseleigenschaften kaskadierter Ramanlaser besteht im Umwandlungswirkungsgrad, der definiert ist als das Verhältnis zwischen der Ausgangsleistung des Lasers und der optischen Pumpleistung auf der Eingangsseite. Eine weitere wesentliche Eigenschaft ist die Schwellenpumpleistung, die überschritten werden muss, um eine wesentliche optische Ausgangsleistung zu erzeugen, d.h., eine Ausgangsleistung von mindestens einigen mW. Bei Pumpleistungen unterhalb der Schwelle erhält man nur eine unbedeutende optische Ausgangsleistung in der Größenordnung von einigen μW.
Ein Ramanlaser, der eine niedrige Pumpschwelle aufweist, ist in vieler Hinsicht wünschenswert. Zum Beispiel sollte er die Möglichkeit bieten, eine niedrige, jedoch stabile Ausgangsleistung zu erzeugen. Obwohl in vielen Anwendungen hohe Ausgangsleistungen ein wesentliches Merkmal sind, gibt es andere Anwendungen, die diese niedrigen, jedoch stabilen Ausgangsleistungen erfordern.
Ein Beispiel für eine solche Anwendung ist ein Ramanlaser für Pumpanwendungen zweiter Ordnung. In einer typischen Konfiguration eines solchen Pumplasers zweiter Ordnung werden zwei Pumpquellen mit niedriger Leistung entsprechend dem Pumpprinzip erster Ordnung, wie es weiter oben erklärt wurde, durch eine einzige Quelle hoher Leistung unterstützt. Die zwei Quellen mit niedriger Leistung können dann zum Beispiel ein Übertragungssignal verstärken. Eine solche Konfiguration ist erheblich kostengünstiger als derzeitige Langstrecken-Übertragungssysteme, die den Einsatz von zwei Pumpquellen mit hoher Leistung erfordern.
Prinzipiell würde eine solche Konfiguration Pumpquellen niedriger Leistung erfordern, die nur wenige mW abstrahlen. Derzeit stehen jedoch Pumplaser mit solchen niedrigen, jedoch stabilen Ausgangsleistungen nicht für den benötigten Wellenlängenbereich zur Verfügung.
Aus einem Aufsatz von J.-C. Bouteiller u.a. unter dem Titel "Dual-order Raman pump providing improved noise figure and large gain bandwidth", FB3-1, einem nach dem OFC 2002-Stichtag eingereichten Aufsatz, ist bekannt, dass die Quellen mit hoher Leistung und mit niedriger Leistung in einer einzigen kaskadierten Ramanlaservorrichtung kombiniert werden. Der stabile Ausgang mit niedriger Leistung wird erreicht, indem eine ursprünglich stabile Laserlinie mit hoher Leitung in einem schmalen Gitter mit langer Periode gedämpft wird.
Aus US-A1-2002/0015219 ist ein nichtlinearer Faserverstärker bekannt, der insbesondere für das Fenster mit geringen Verlusten bei ungefähr 1430–1530 nm geeignet ist. Dieser nichtlineare Breitband-Polarisationsverstärker kombiniert die kaskadierte Ramanverstärkung mit parametrischer Verstärkung und Vierwellenmischung. Eine der Wellenlängen der Ramanordnung der Zwischenkaskade sollte sehr nah an der Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ der Verstärkungsfaser liegen. Für diese Zwischen-Ramanordnung erfolgt die Spektrumsverbreiterung aufgrund der Phasenanpassung mit Vierwellenmischung oder einer phasenabgestimmten parametrischen Verstärkung. In weiter kaskadierten Ramanordnungen verbreitert sich das Verstärkungsspektrum weiter, und zwar aufgrund der Faltung des Verstärkungs spektrums mit einem Spektrum aus der vorhergehenden Rahmanordnung. Dieses Dokument bezieht sich jedoch nicht auf die Frage der kaskadierten Ramanlaser mit niedriger Pumpleistungsschwelle.
Daher besteht ein Ziel der vorliegenden Erfindung darin, einen kaskadierten Ramanlaser, wie er im einleitenden Teil erwähnt wurde, bereitzustellen, welcher eine niedrige Pumpleistungsschwelle aufweist.
Dieses Ziel wird mit einem Laser erreicht, wie er im einleitenden Teil erwähnt wurde, bei dem die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren und die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts so gewählt werden, dass Energie zwischen der Abstrahlung unterschiedlicher Wellenlängen durch Mehrwellenmischung übertragen wird, wobei die Energieerhaltungsbedingung
ω_i = ω_i-1 + ω_i-2 – ω_i-3 für Vierwellenmischung
oder
ω_i = 2ω_i-1 – ω_i-2 für Dreiwellenmischung
mit ω_i gleich der Energie, die der Strahlungswellenlänge λ_i des Lasers entspricht, und i ≥ 3, 4, ..., n erfüllt ist.
Da die Ramanstreuung nun durch Mehrwellenmischung unterstützt wird, wird die Energie von der Abstrahlung mit kürzeren Wellenlängen zur Abstrahlung mit längeren Wellenlängen effizienter übertragen. Diese Unterstützung von Stokes-Übergängen durch Mehrwellenmischung ermöglicht es, einen stabilen Ausgang mit niedriger Energie zu erzielen. Der neue kaskadierte Ramanlaser ist daher besonders als Pumpquelle mit niedriger Leistung in Konfigurationen mit Pumpvorgängen zweiter Ordnung geeignet, wie sie weiter oben erklärt wurden, jedoch selbstverständlich nicht auf diese Anwendung beschränkt.
Die effizientere Energieübertragung zwischen Stokes-Linien hat auch den Vorteil, dass die letzte(n) Stokes-Linie(n), die der (den) Strahlungswellenlänge(n) des Lasers entspricht (entsprechen), in räumlichem Sinne frührer in der Ausbreitungsrichtung des Lichts erscheint (erscheinen).
Auf diese Weise ist es möglich, die Länge des Interaktivitätsabschnitts, beispielsweise einer Raman-aktiven Faser, zu verkürzen.
Der Begriff Mehrwellenmischung wird im vorliegenden Patent als allgemeiner Begriff für das Phänomen der Vierwellenmischung und der degenerierten Vierwellenmischung verwendet, wobei letztere oft als Dreiwellenmischung bezeichnet wird.
Jedes Paar von Wellenlängenselektoren für eine spezifische Wellenlänge bildet eine optische Kavität zur Abstrahlung einer Wellenlänge, die gleich dieser Wellenlänge ist. Die Wellenlängenselektoren können als Reflektoren ausgeführt sein, beispielsweise als Bragg-Gitter, die eine spezifische zentrale Wellenlänge aufweisen, die als die Spitzenwellenlänge des Reflexionsbands des Reflektors definiert ist.
Beim Eingangs- und beim Ausgangsabschnitt wird davon ausgegangen, dass es diejenigen Abschnitte des Ramanlasers sind, welche die Wellenlängenselektoren enthalten. Der Interaktivitätsabschnitt des Lasers ist ein zentraler Abschnitt ohne Selektoren, und er ist zwischen dem Eingangsabschnitt und dem Ausgangsabschnitt angeordnet. Es gibt keine zwingenden Anforderungen hinsichtlich der optischen Medien, die den Eingangs-, den Ausgangs- und den Interaktivitätsabschnitt bilden, solange nur der Interaktivitätsabschnitt aus Werkstoffen besteht, die nichtlineare Effekte aufweisen, insbesondere eine spontane Ramanstreuung, wenn sie hohen optischen Intensitäten ausgesetzt sind. Die Abschnitte können als unterschiedliche optische Medien gebildet werden und aus unterschiedlichen Werkstoffen bestehen, es ist jedoch auch möglich, dass der Eingangs-, der Ausgangs- und der Interaktivitätsabschnitt als einzige durchgehende Wellenleiterstruktur gebildet werden, die nur konzeptuell in unterschiedliche Abschnitte unterteilt ist.
Der gewünschte Effekt der Energieübertragung durch Mehrwellenmischung erfordert, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ so gewählt wird, dass eine lineare Phasenanpassung stattfindet. Die anzuwendende Bedingung der Phasenanpassung wird von den Stokes-Übergängen abhängen, die durch Mehrwellenmischung unterstützt werden sollen. Dies bedeutet jedoch nicht, dass die anzuwendende Bedingung der Phasenanpassung exakt erfüllt werden muss. Abweichungen der Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ gegenüber dem Idealwert von +/– 10 nm ermöglichen immer noch, dass die Mehrwellenmischung umfassend genug wird.
An der Mehrwellenmischung braucht nicht notwendigerweise irgendeine der Wellenlängen beteiligt zu sein, die aus dem Laser ausgekoppelt werden sollen. Es ist jedoch besonders vorteilhaft, wenn mindestens eine der Strahlungswellenlängen des Lasers an der Mehrwellenmischung beteiligt ist. Wenn nur eine Wellenlänge vom Laser gesendet wird, bedeutet dies, dass zusätzliche Energie an die gesendete Strahlung durch die Mehrwellenmischung übertragen wird.
Die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren können so gewählt werden, dass an der Energieübertragung durch Mehrwellenmischung mindestens drei benachbarte Wellenlängen beteiligt sind. Dies ist besonders vorteilhaft, wenn nur die Strahlung einer Wellenlänge aus dem Laser ausgekoppelt werden soll.
Um in diesem Fall eine Vierwellenmischung zu erreichen, muss die zentrale Wellenlänge der Reflektoren so gewählt werden, dass 1/λi = 1/λi-1 + 1/λi-2 – 1/λi-3,mit i = 3, 4, ..., n; und so, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich (λ_i-1 + λ_i-2)/2 ist.
Um in diesem Fall eine Dreiwellenmischung zu erhalten, müssen die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren so gewählt werden, dass 1/λi = 2/λi-1 – 1/λi-2,mit i = 3, 4, ..., n; und so, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich λ_i-1 ist.
Es ist jedoch nicht erforderlich, dass an der Mehrwellenmischung nur benachbarte Stokes-Linien beteiligt sind. Insbesondere für Laser, die Strahlung mit mehr als einer Wellenlänge aussenden, ist es vorteilhafter, wenn die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren so gewählt werden, dass an der Energieübertragung durch Mehrwellenmischung mindestens drei nicht benachbarte Wellenlängen beteiligt sind.
Wenn zum Beispiel zwei unterschiedliche Wellenlängen aus dem Laser ausgekoppelt werden sollen, kann eine Vierwellenmischung erreicht werden, wenn die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-2 der Wellenlängenselektoren so gewählt werden, dass 1/λi = 1/λi-2 + 1/λi-3 – 1/λi-5 und 1/λi-1 = 1/λi-2 + 1/λi-3 – 1/λi-4,mit i = 5, 6, ..., n; und so, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich (λ_i-2 + λ_i-3)/2 ist.
Die Bedingung für die Dreiwellenmischung besteht in diesem Fall darin, dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-1 der Wellenlängenselektoren so gewählt werden, dass 1/λi = 2/λi-2 – 1/λi-4 und 1/λi-1 = 2/λi-2 – 1/λi-3,mit i = 5, 6, ..., n; und so, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich λ_i-2 ist.
Es sollte jedoch beachtet werden, dass die Mehrwellenmischung auch auf zahlreichen anderen Wegen erreicht werden kann, die sich von den oben dargestellten exemplarischen Bedingungen unterscheiden.
Aufgrund der Mehrwellenmischung ist es nicht notwendig, optische Kavitäten auch für diejenigen gesendeten Wellenlängen vorzusehen, die von der Mehrwellenmischung in dem Sinne profitieren, dass Energie effizienter an die Abstrahlung dieser Wellenlängen übertragen wird.
Um jedoch die Laserstabilität zu verbessern, wird es vorgezogen, dass für jede Strahlungswellenlänge eine zusätzlicher Wellenlängenselektor jeweils für Wellenlängen λ_n-k+1, λ_n-k+2, ..., λ_n im Eingangsabschnitt und im Ausgangsabschnitt bereitgestellt wird.
Die Komponenten des neuen kaskadierten Ramanlasers wurden bisher mit allgemeinen Begriffen bezeichnet. Beispielswiese wurden keine Einschränkungen dahingehend gemacht, ob der Laser als Linear- oder als Ringlaserkonfiguration ausgeführt wird. Der Eingangs- und der Ausgangsabschnitt sowie der Inter aktivitätsabschnitt können durch jede bekannte Lichtleiterstruktur gebildet werden, zum Beispiel durch einen Planaren Lichtwellenleiter.
Es ist jedoch von besonderem Vorteil, wenn der Eingangsabschnitt und der Ausgangsabschnitt Lichtleitfasern sind und wenn der Interaktivitätsabschnitt eine Raman-aktive Lichtleitfaser ist, wie sie in der Fachwelt an sich bekannt ist.
Die Art des gewählten Selektors hängt jeweils von der einzelnen Wellenleiterstruktur ab, die für den neuen Laser verwendet wird. Für Lichtwellenleiter könnte prinzipiell jedes reflektierende Mittel verwendet werden, das ein hohes Reflexionsvermögen aufweist, zum Beispiel eine Mehrschichtstruktur, die direkt auf der Endseite einer Faser gebildet wird. Besonders bevorzugte Reflektoren für Lichtleitfasern sind in Reihe angeordnete Bragg-Gitter.
Die obigen sowie weitere Vorteile und Merkmale der vorliegenden Erfindung werden aus der folgenden Beschreibung einer bevorzugten Ausführungsform ersichtlich werden, die in Verbindung mit den beigefügten Zeichnungen erfolgt, auf denen:
1 ein schematisches Diagramm eines kaskadierten Raman-Faserlasers gemäß der Erfindung darstellt;
2 eine schematische Darstellung der Stokes-Linien des in 1 dargestellten Lasers im Wellenlängenbereich ist, welche die Energieübertragung zwischen benachbarten Linien veranschaulicht;
3a ein vereinfachtes Energieebenendiagramm ist, das das Verfahren der Vierwellenmischung in einer Lichtleitfaser veranschaulicht;
3b ein schematisches Diagramm ist, das die Vierwellenmischung im Wellenlängenbereich veranschaulicht;
4a ein vereinfachtes Energieebenendiagramm ist, das das Verfahren der Dreiwellenmischung in einer Lichtleitfaser in einer Darstellung ähnlich der von 3a veranschaulicht;
4b ein schematisches Diagramm ist, das das Verfahren der Dreiwellenmischung im Wellenlängenbereich in einer Darstellung ähnlich der von 3b veranschaulicht;
5 ein Schaubild ist, das experimentelle Ergebnisse der optischen Leistung darstellt, die bei unterschiedlichen Wellenlängen zur Erhöhung der Pumpleistung P_in in einem konventionellen Laser vorhanden ist, wobei die Pumpschwelle für die Erregung der verschiedenen Stokes-Linien veranschaulicht wird;
6 ein ähnliches Schaubild ist wie in 5, jedoch für einen Laser gemäß der vorliegenden Erfindung;
7 eine schematische Darstellung der Stokes-Linien im Frequenzbereich einer anderen Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung ist, wobei die Energieübertragung zwischen benachbarten Paaren von Stokes-Linien mit unterstützender Vierwellenmischung veranschaulicht wird;
8 eine schematische Darstellung der Stokes-Linien im Frequenzbereich noch einer weiteren Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung ist, wobei die Energieübertragung zwischen benachbarten Paaren von Stokes-Linien mit unterstützender Dreiwellenmischung veranschaulicht wird.
1 stellt in schematischer Form eine beispielhafte Ausführungsform eines kaskadierten Ramanlasers gemäß der Erfindung dar, der in seiner Gesamtheit mit 10 bezeichnet wird. Der Laser 10 umfasst eine Pumpquelle 12, die die Strahlung der Wellenlänge λ_P aussendet. Neodym- oder Ytterbium-Faserlaser oder ein anderer Ramanlaser können als Pumpquelle 12 verwendet werden. Darüber hinaus kann jeder andere Einmodenlaser, sowohl ein Faserlaser als auch ein auf Volumenelementen, einschließlich Kristallen, basierender Laser, der mit Metallionen dotiert ist, als Pumpquelle 12 verwendet werden.
Der Laser 10 umfasst ferner einen Eingangsabschnitt 14, einen Ausgangsabschnitt 16 und einen Interaktivitätsabschnitt 18, der zwischen dem Eingangsabschnitt 14 und dem Ausgangsabschnitt 16 angeordnet ist. Der Interaktivitätsabschnitt 18 besteht in dieser Ausführungsform aus einer Raman-aktiven Phosphosilikatfaser 20, die eine starke nichtlineare Reaktion auf optischen Intensitäten mit hoher Leistung aufweist. Raman-aktive Fasern, die für diesen Zweck besonders geeignet sind, sind als solche in der Fachwelt bekannt und werden deshalb nicht ausführlicher beschrieben.
Der Eingangsabschnitt 14 umfasst eine Eingangsfaser 21, die eine herkömmliche verlustarme Lichtleitfaser ist. Die Eingangsfaser 21 kann jedoch prinzipiell auch eine Raman-aktive Faser sein. In der dargestellten Ausführungsform werden auf der Eingangsfaser 21 N = 5 Bragg-Fasergitter 141, 142, ..., 145 gebildet.
Der Ausgangsabschnitt 16 umfasst eine Ausgangsfaser 23, die von derselben Art ist wie die Eingangsfaser 21. Die Ausgangsfaser 23 kann jedoch prinzipiell auch eine Raman-aktive Faser sein oder sich in ihrem Typ von der Eingangsfaser 21 unterscheiden. Im Ausgangsabschnitt 16 werden auf der Ausgangsfaser 23 eine gleiche Zahl von N = 5 Bragg-Lichtleitfasergittern 161, 162, ..., 165 gebildet.
Die Eingangsgruppe der Bragg-Gitter 141, 142, ..., 145 und die Ausgangsgruppe der Bragg-Gitter 161, 162, ..., 165 werden als Reflektoren verwendet, die jeweils Reflexionsbänder mit zentralen Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ₅ aufweisen. Jedes Paar von Bragg-Gittern, das eine übereinstimmende zentrale Wellenlänge λ_i besitzt, bildet einen optischen Resonator für die Wellenlänge λ_i, der mindestens einen Teil der Länge der Raman-aktiven Faser 20 des Interaktivitätsabschnitts 18 umfasst.
Die Länge der Kavität kann zum Beispiel im Bereich von einigen hundert Metern bis zu einigen Kilometern liegen. Da die Dämpfung der Raman-aktiven Faser 20, der Eingangsfaser 21 und der Ausgangsfaser 23 typischerweise von der Wellenlänge abhängt, wird die optimale Länge der Kavität für gegebene Wellenlängen für unterschiedliche Wellenlängen jeweils unterschiedlich sein. Da in Reihe angeordnete Bragg-Fasergitter bei Wellenlängen außerhalb ihres Reflexionsbands im Wesentlichen zu 100 % durchlässig sind, ist eine flexible Anordnung aller Bragg-Gitter möglich. Zum Beispiel können die optischen Kavitäten nacheinander angeordnet sein oder sich in verschiedenen Graden überlappen. In der in 1 dargestellten Ausführungsform wird davon ausgegangen, dass λ₁ < λ₂ < ... < λ₅. Wie in 1 zu sehen ist, nehmen die Kavitätslängen mit wachsenden zentralen Wellenlängen zu.
Es ist wünschenswert, dass alle oben erwähnten Bragg-Gitter ein hohes Reflexionsvermögen von vorzugsweise mehr als 98 % auf ihrer zentralen Wellenlänge aufweisen. Nur das Bragg-Gitter 165 im Ausgangsabschnitt 16 besitzt ein geringes Reflexionsvermögen (typischerweise im Bereich zwischen 5 % und 15 %) für die Abstrahlung der Wellenlänge λ₅. Dies ist so, weil die Wellenlänge λ₅ die Strahlungswellenlänge λ₅ des Lasers 10 ist, die zumindest zu einem hohen Grad aus dem Laser 10 ausgekoppelt werden soll. Das Bragg-Gitter 165 kann auch durch eine geteilte Faser ersetzt werden, die ein ausreichendes Reflexionsvermögen bietet.
Der Laser 10 umfasst ferner in seinem Ausgangsabschnitt 16 ein nicht paarweise vorhandenes Bragg-Gitter 22 mit hohem Reflexionsvermögen, das eine zentrale Wellenlänge λ_P besitzt. Dieses nicht paarweise vorhandene Bragg-Gitter 22 reflektiert Pumplicht mit der Wellenlänge λ_P und sorgt dadurch für den mindestens doppelten Durchgang der Pumpstrahlung entlang der Raman-aktiven Faser 20 und somit für eine effizientere Nutzung der Pumpstrahlung.
Die Bezugsziffern 24 und 26 bezeichnen einen ersten und zweiten Schweißpunkt, an dem die Raman-aktive Faser 20 des Interaktivitätsabschnitts 18 mit der Eingangsfaser 21 beziehungsweise mit der Ausgangsfaser 23 verbunden ist. Wie weiter oben erwähnt, können jedoch alle Bragg-Gitter direkt in einer Raman-aktiven Faser 20 enthalten sein, sodass keine Schweißpunkte benötigt werden. Eine solche Variante ist unter dem Gesichtspunkt der Verringerung von Verlusten der optischen Strahlung in den Resonatoren zu bevorzugen.
Bezugsziffer 28 bezeichnet einen Ausgang des Lasers 10, an dem Strahlung mit der Wellenlänge λ_n beispielsweise in eine Langstrecken-Übertragungsfaser eingekoppelt werden kann.
Nachfolgend wird die Funktion des Ramanlasers 10 ausführlicher erklärt. Ramanlaser basieren, wie bereits im einleitenden Teil erläutert, auf einem nichtlinearen Verfahren, das als spontane Ramanstreuung bezeichnet wird. Die Ramanstreuung entsteht aus der Interaktion von starkem Licht mit optischen Photonen in einem optischen Medium, zum Beispiel Siliziumdioxidfasern. Die Ramanstreuung führt zu einer Übertragung von Energie von einem optischen Strahl, zum Beispiel von der Pumpquelle 12 ausgesendetem Licht mit einer Wellenlänge λ_p, auf einen anderen optischen Strahl, zum Beispiel Licht einer Wellenlänge λ₁. Wenn λ₁ > λ_p (d.h. bei einer Verschiebung der Wellenlänge nach oben), wird diese Übertragung als Stokes-Übergang bezeichnet. Der andere Fall mit λ₁ > λ_p (Verschiebung der Wellenlänge nach unten) wird als Anti-Stokes-Übergang bezeichnet. Um einen Stokes- oder einen Anti-Stokes-Übergang in einem Ramanlaser zu erzielen, muss sichergestellt sein, dass alle zentralen Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n der optischen Reflektoren innerhalb des Spektrums der Ramanverstärkung liegen. Dieses Spektrum wird durch mögliche Schwingungsmodi der Raman-aktiven Faser 20 bestimmt.
Um es noch genauer auszudrücken, wird die von der Pumplichtquelle 12 ausgesendete Pumpstrahlung während der Laserwirkung in den Eingangsabschnitt 14 gekoppelt und breitet sich im Wesentlichen ungehindert durch den Eingangsabschnitt 14 in den Interaktivitätsabschnitt 18 aus, wo der größte Teil von ihr durch Ramanstreuung in eine Strahlung mit längerer Wellenlänge λ₁ umgewandelt wird. Diese Strahlung mit höherer Wellenlänge wird anschließend vom Bragg-Gitter 161 mit der zentralen Wellenlänge λ₁ in den Ausgangsabschnitt 16 reflektiert. Diese umgeleitete Strahlung der Wellenlänge λ₁ breitet sich zurück durch die Raman-aktive Faser 20 aus, wo sie anschließend im Wesentlichen durch die Ramanstreuung in Strahlung mit der Wellenlänge λ₂ umgewandelt wird. Diese Strahlung wird nun vom Bragg-Gitter 142 im Eingangsabschnitt 14 reflektiert. Dieser Vorgang der Wellenlängenumwandlung durch Ramanstreuung setzt sich so lange fort, bis eine Strahlung mit einer Wellenlänge λ₅ erzeugt wird. Diese Strahlung steht dann zur weiteren Nutzung zur Verfügung und kann über den Ausgang 28 aus dem Laser 10 ausgekoppelt werden.
Die obige Erörterung der Laserwirkung ist stark vereinfacht, da typischerweise ein Photon in jeder optischen Kavität zurück und nach vorn reflektiert wird, bevor es die Ramanstreuung erfährt, die zu einem Photon mit einer längeren Wellenlänge führt, das dann aus der Kavität in die nächste optische Kavität übergeht.
2 stellt die Energieübertragung der Ramankaskade dar. In dieser schematischen Darstellung wird die aufeinander folgende Energieübertragung von der Pumpstrahlung mit Wellenlänge λ_P auf die Strahlung mit Wellenlänge λ₁ und danach von der Strahlung mit Wellenlänge λ₁ auf λ_i+1 (d.h., aufeinander folgende Stokes-Linien) durch gestrichelte Pfeile 301, 302, ..., 305 dargestellt. Wie in 2 zu sehen ist, brauchen die Wellenlängenverschiebungen zwischen verschiedenen Stufen der Ramankaskade (aufeinander folgenden Stokes-Linien) nicht notwendigerweise gleich zu sein. Es sollte beachtet werden, dass aufgrund des Vorgangs der Ramanstreuung und aufgrund optischer Verluste in den Lichtleitfasern die Intensität bei einer Wellenlänge λ_i immer kleiner ist als die Intensität bei einer Wellenlänge λ_i-1. Dies bedeutet, dass am Ausgang 28 des Lasers 10 nur ein Bruchteil der optischen Leistung zur Verfügung steht, der in den Eingangsabschnitt 14 durch die Pumpquelle 12 eingekoppelt wurde.
In dem Laser, der schematisch in 1 dargestellt ist, werden die zentralen Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ₅ so gewählt, dass 1/λ5 = 1/λ4+ 1/λ3 – 1/λ2. (1)
Diese Bedingung spiegelt die Energieerhaltung im Fall einer Vierwellenmischung wider. Die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ der Ramanfaser 20 wird so gewählt, dass sie im Wesentlichen gleich (λ₃ + λ₄)/2 ist (siehe 2). Die letztgenannte Bedingung wird als Phasenanpassungsbedingung bezeichnet, die erforderlich ist, damit die Vierwellenmischung stattfindet.
Alternativ dazu, wenn die zentralen Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ₅ so gewählt werden, dass 1/λ5 = 2/λ4 – 1/λ3 (2)und die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ der Ramanfaser 20 im Wesentlichen gleich λ₄ ist und somit der vorletzten Stokes-Linie entspricht, werden die Energieerhaltung und die Phasenanpassung für die Dreiwellenmischung erfüllt.
Die Wirkungen der Vier- und der Dreiwellenmischung werden nachfolgend unter Bezugnahme auf die 3a, 3b, 4a und 4b erklärt.
Die Vierwellenmischung ist eine Art von optischem Kerr-Effekt und findet statt, wenn Licht mit drei unterschiedlichen Wellenlängen in eine Faser geschickt wird und dadurch eine neue Welle (bekannt unter der Bezeichnung "Idlerwellenlänge") entsteht, deren Wellenlänge mit keiner der anderen übereinstimmt.
3a zeigt ein vereinfachtes Energieebenendiagramm, in dem ein Grundzustand mit 40 bezeichnet ist und drei erregte Zustände mit 42, 44 bzw. 46 bezeichnet werden. Im Fall der Vierwellenmischung werden ein erstes und ein zweites Pumpphoton mit der Frequenz ω₃ bzw. ω₄ absorbiert, und ein Photon des Stokes-Seitenbandes der Frequenz ω₅ sowie ein Anti-Stokes-Photon der Frequenz ω₂ werden erzeugt.
Die Vierwellenmischung findet nur statt, wenn die folgende Energieerhaltungsbedingung erfüllt ist: ω5 = ω4 + ω3 – ω2 (3)die der Gleichung (1) entspricht.
Zusätzlich müssen die interagierenden Photonen den Phasenanpassungsbedingungen gehorchen.
3b stellt in schematischer Form den Effekt der Vierwellenmischung im Wellenlängenbereich dar. Wie zu sehen ist, ist es möglich, mit zwei Pumpstrahlen der Wellenlängen λ₃ und λ₄ Strahlung mit einer nach oben verschobenen Wellenlänge λ₅ und mit einer nach unten verschobenen Wellenlänge λ₂ zu erzeugen. Für den kaskadierten Ramanlaser 10 von 1 bedeutet dieser Effekt, dass eine zusätzliche Energieübertragung von der Strahlung mit der Wellenlänge λ₄ und der mit der Wellenlänge λ₃ auf die Strahlungswellenlänge λ₅ des Lasers stattfindet. In 2 wird dieser Effekt durch zusätzliche Pfeile 50 und 52 mit gepunkteten Linien dargestellt. Die zusätzliche Energieübertragung führt zu einer direkteren und schnelleren Energieübertragung auf die letzte Stokes-Linie mit der Strahlungswellenlänge λ₅.
Die 4a und 4b enthalten ähnliche schematische Darstellungen wie die 3a und 3b. Das Diagramm von 4a unterscheidet sich von dem in 3a in Bezug auf die Energieebenen der erregten Zustände 62, 64 und 66. Die Energiedifferenz zwischen den erregten Zuständen 62 und dem Grundzustand 60 ist dieselbe wie die Energiedifferenz zwischen dem erregten Zustand 66 und dem erregten Zustand 64. Das bedeutet, dass zwei Photonen mit identischer Energie (Frequenz ω₄) zwei andere Photonen erzeugen können, ein Stokes-Photon mit geringerer Energie ω₅ und ein Anti-Stokes-Photon mit höherer Energie ω₃. Dieser Fall von zwei identischen Pumpphotonen wird als degenerierte Vierwellenmischung oder auch als Dreiwellenmischung bezeichnet.
Die Energieerhaltungsbedingung in diesem Fall lautet ω5 = 2ω4 – ω3 (4)was Gleichung (2) entspricht.
5 und 6 stellen Ergebnisse von Experimenten dar, in denen die optische Leistung für unterschiedliche Wellenlängen für unterschiedliche optische Pumpleistungen P_in gemessen wurde, und zwar jeweils für einen konventionellen dreistufigen kaskadierten Ramanlaser und für einen dreistufigen kaskadierten Ramanlaser gemäß der Erfindung. Wie beim Vergleich von 5 und 6 zu sehen ist, wird bei niedrigen Wellenlängen λ₁ = 1326 nm und λ₂ = 1415 nm eine erhebliche optische Leistung ungefähr für dieselbe optische Pumpleistung P_in erzeugt. Die letzte Stokes-Linie (Strahlungslinie des Lasers), die der Wellenlänge λ₃ = 1516 nm entspricht, wird im konventionellen Ramanlaser bei optischen Pumpleistungen P_in im Bereich von bis zu 5 W nicht erregt.
Der neue kaskadierte Ramanlaser, der die Dreiwellenmischung nutzt, ermöglicht im Gegensatz dazu die Erzeugung der letzten Stokes-Linie mit der Wellenlänge λ₃ = 1516 nm mit einer optischen Pumpleistungsschwelle P_th von nur ungefähr 3 W. Dies ist auf die zusätzliche Energieübertragung von der zweiten auf die dritte Stokes-Linie durch die Dreiwellenmischung zurückzuführen. Der neue kaskadierte Ramanlaser ermöglicht dadurch, eine Ausgangsstrahlung mit sehr niedrigen optischen Pumpschwellen zu erzeugen.
7 zeigt eine schematische Darstellung der Stokes-Linien im Frequenzbereich einer anderen Ausführungsform des Lasers gemäß der Erfindung. Die Wellenlängenselektoren werden in dieser Ausführungsform so gewählt, dass bei zwei ersten Stokes-Übergängen, die gemeinsam mit 701 bezeichnet werden, ein Paar P1 von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₁ und ω₂ aus der Pumpstrahlung der Frequenz w_p erzeugt wird. Dieses Paar P1 von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₁ und ω₂ erfährt danach einen weiteren Stokes-Übergang, der gemeinsam mit 702 bezeichnet wird und der ein zweites Paar P2 von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₃ und ω₄ ergibt. In einem weiteren Übergang 703 wird ein drittes Paar P3 von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₅ und ω₆ erzeugt.
Um eine durch Vierwellenmischung unterstützte Energieübertragung zwischen benachbarten Paaren P2 und P3 der Stokes-Linien zu erreichen, müssen die folgenden Energieerhaltungsgleichungen erfüllt sein: ω6 = ω4 + ω3 – ω1 (5)und ω5 = ω4 + ω3 – ω2 (6)oder, wenn die Darstellung im Wellenlängenbereich erfolgt, 1/λ6 = 1/λ4 + 1/λ3 – 1/λ1 (7)beziehungsweise 1/λ5 = 1/λ4 + 1/λ3 – 1/λ2 (8)
Die Phasenanpassungsbedingung lautet: λ0 = (λ3 + λ4)/2 (9)
Die Frequenzunterschiede der Gleichungen (5) und (6) sind in 7 durch waagrechte Pfeile angegeben.
Wenn diese beiden Bedingungen erfüllt sind, wird die Energieübertragung auf die letzten beiden Stokes-Linien mit den Frequenzen ω₅ und ω₆ durch Vierwellenmischung unterstützt. Tatsächlich werden dabei zwei Laser, wie sie in 1 dargestellt sind, in einer einzigen Vorrichtung kombiniert, was einen kaskadierten Ramanlaser ergibt, der zum Beispiel so konfiguriert werden kann, dass er nicht nur einen, sondern zwei Ausgänge mit niedriger Leistung besitzt.
8 ist eine schematische Darstellung der Stokes-Linien im Frequenzbereich von noch einer weiteren Ausführungsform eines Lasers gemäß der Erfindung. Diese Ausführungsform unterscheidet sich von der in 7 dargestellten dadurch, dass eine Dreiwellenmischung statt einer Vierwellenmischung die Stokes-Übergänge unterstützt.
Auch hier wird ein Paar P1 von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₁ und ω₂ aus der Pumpstrahlung der Frequenz ω_p in zwei ersten Stokes-Übergängen erzeugt, die gemeinsam mit 801 bezeichnet werden. Dieses Paar P1' von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₁ und ω₂ erfährt danach einen weiteren Stokes-Übergang, der mit 802 bezeichnet wird und der eine einzelne Stokes-Linie mit der Frequenz ω₃ ergibt. In einem weiteren Übergang 803 wird ein zweites Paar P2' von Stokes-Linien mit Frequenzen ω₄ und ω₅ erzeugt.
Um eine durch Dreiwellenmischung unterstützte Energieübertragung zu erreichen, müssen die folgenden Energieerhaltungsgleichungen erfüllt sein: ω5 = 2ω3 – ω1 (10)und ω4 = 2ω3 – ω2 (11)oder, wenn die Darstellung im Wellenlängenbereich erfolgt, 1/λ5 = 2/λ3 + 1/λ1 (12)beziehungsweise 1/λ4 = 2/λ3 – 1/λ2 (13)
Die Phasenanpassungsbedingung lautet: λ0 = λ3. (14)
Wiederum ist das Ergebnis ein kaskadierter Ramanlaser, der die Auskopplung von zwei stabilen Ausgängen mit geringer Leistung ermöglicht.

Claims

Kaskadierter Ramanlaser, umfassend: a) eine mit einer Pumpwellenlänge λ_p abstrahlende Pumpstrahlungsquelle (12); b) einen aus einem optischen Medium bestehenden Eingangsabschnitt (14) und einen Ausgangsabschnitt (16), wobei jeder Abschnitt (14, 16) Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) für Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k mit n≥ 3, λ_p < λ₁ < λ₂, < ... < λ_n-1 < λ_n und λ_n-k+1, λ_n-k+2, ..., λ_n mit k ≥ 1 umfasst, die Wellenlängen des Lasers (10) abstrahlen; und c) einen Interaktivitätsabschnitt (18), der aus einem nichtlinearen optischen Medium besteht, der eine Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ aufweist, und der zwischen dem Eingangs- (14) und dem Ausgangsabschnitt (16) angeordnet ist; dadurch gekennzeichnet, dass d) die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) und die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) so gewählt werden, dass Energie zwischen der Abstrahlung unterschiedlicher Wellenlängen durch Mehrwellenmischung übertragen wird, wobei die Energieerhaltungsbedingung ω_i = ω_i-1 + ω_i-2 – ω_i-3 für Vierwellenmischung oder ω_i = 2ω_i-1 – ω_i-2 für Dreiwellenmischung mit ω_i gleich der Energie, die der Strahlungswellenlänge λ_i des Lasers (10) entspricht, und i > 3, 4, ..., n erfüllt ist.
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass mindestens eine der Strahlungswellenlängen λ_n-k+1, λ_n-k+2, ..., λ_n des Lasers (10) an der Mehrwellenmischung beteiligt ist.
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass an der Energieübertragung durch Mehrwellenmischung mindestens drei benachbarte Wellenlängen beteiligt sind.
Laser nach Anspruch 3, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-1 der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass 1/λi = 1/λi-1 + 1/λi-2 – 1/λi-3
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass 1/λi = 2/λi-1 – 1/λi-2 mit i = 3, 4, ..., n; und dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich λ_i-1 ist.
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass an der Energieübertragung durch Mehrwellenmischung mindestens drei nicht benachbarte Wellenlängen beteiligt sind.
Laser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass k = 2 und dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-2 der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass 1/λi = 1/λi-2 + 1/λi-3 – 1/λi-5 und 1/λi-1 = 1/λi-2 + 1/λi-3 – 1/λi-4 mit i = 5, 6, ..., n; und dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich (λ_i-2 + λ_i-3)/2 ist.
Laser nach Anspruch 6, dadurch gekennzeichnet, dass k = 2 und dass die Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-1 der Wellenlängenselektoren (141, 142, ..., 145 und 161, 162, ..., 165) so gewählt werden, dass 1/λi = 2/λi-2 – 1/λi-4 und 1/λi-1 = 2/λi-2 – 1/λi-3 mit i = 5, 6, ..., n; und so, dass die Nulldispersion-Wellenlänge λ₀ des Interaktivitätsabschnitts (18) im Wesentlichen gleich λ_i-2 ist.
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass für jede Strahlungswellenlänge eine zusätzlicher Wellenlängenselektor (145, 165) jeweils für die Wellenlänge λ_n-k+1, λ_n-k+2, ..., λ_n im Eingangsabschnitt (14) und im Ausgangsabschnitt (16) bereitgestellt wird.
Laser nach Anspruch 1, dadurch gekennzeichnet, dass die Wellenlängenselektoren Reflektoren sind, die zentrale Wellenlängen λ₁, λ₂, ..., λ_n-k aufweisen.