DE69825401T2

DE69825401T2 - Optischer Pulskompressor für optische Kommunikationssysteme

Info

Publication number: DE69825401T2
Application number: DE69825401T
Authority: DE
Inventors: Benjamin John Summit Eggleton; Gadi Fanwood Lenz
Original assignee: Lucent Technologies Inc
Current assignee: Nokia of America Corp
Priority date: 1997-12-11
Filing date: 1998-12-01
Publication date: 2005-08-11
Anticipated expiration: 2018-12-02
Also published as: EP0922992A3; JP3404305B2; JPH11242249A; US6108474A; EP0922992B1; EP0922992A2; DE69825401D1

Description

Technisches Gebit der Erfindung
Diese Erfindung betrifft einen optischen Pulskompressor, der insbesondere bei optischen Kommunikationssystemen mit Zeitmultiplexing von Nutzen ist.
Allgemeiner Stand der Technik
Die Notwendigkeit, Bitraten in optischen Kommunikationssystemen zu erhöhen, erfordert die Erzeugung kürzerer optischer Impulse. Bei zeitlich gemultiplexten optischen Kommunikationssystemen wird eine Vielzahl von Datenströmen binärer optischer Impulse mit niedriger Bitrate verschachtelt, um einen einzelnen Datenstrom mit hoher Bitrate zu erzeugen. Um ein Überlappen zwischen Impulsen unterschiedlicher Datenströme zu vermeiden, muss das Tastverhältnis der Impulse in den Strömen mit niedriger Bitrate klein sein. Ein Strom mit niedriger Bitrate kann zum Beispiel eine Bitrate von 10 GBit/s aufweisen. Dies liefert einen Zeitschlitz für jeden Impuls von 100 ps. Der Impuls muss kürzer als 100 ps sein. Wenn man aber in einem System mit 100 GBit/s 10 derartige Ströme zu verschachteln wünscht, dann müssen die zehn Impulse in 100 ps passen. Derartig kurze Impulse können typischerweise durch die Verwendung von Hochgeschwindigkeitselektroniken und herkömmlichen Quellen, wie beispielsweise durch Elektroabsorption modulierten Lasern (EML's), nicht erzielt werden.
Kürzere Impulse können durch nichtlineare optische Pulskompressoren erhalten werden. Derartige Kompressoren umfassen typischerweise eine Quelle für optische Impulse, ein Stück einer nichtlinearen optischen Faser mit positiven Dispersionseigenschaften (positive Gruppengeschwindigkeitsdispersion) und eine Komponente mit negativer Dispersion wie beispielsweise ein Gitterpaar oder ein Prismenpaar. Die Nichtlinearität erhöht die spektrale Bandbreite der Impulse, die durch die positive Dispersion chirp- moduliert wird, und die nachfolgende Komponente mit negativer Dispersion komprimiert die Dauer der Impulses auf einen bandbreitenbegrenzten Impuls.
Eine Schwierigkeit bei herkömmlichen Pulskompressoren besteht darin, dass sie typischerweise lange Faserlängen erfordern (typischerweise Hunderte von Metern), um die notwendige positive Dispersion zu liefern. Intensive Impulse, die entlang derartiger Fasern wandern, unterliegen nichtlinearen Prozessen wie beispielsweise stimulierter Ramanstreuung, die schädlich für die Pulskompression sind. Dementsprechend besteht Bedarf für einen verbesserten optischen Pulskompressor.
Die US-A-S 499 134 beschreibt chirp-modulierte Bragg-Gitter, die sowohl zum Dehnen als auch zum Komprimieren ultrakurzer optischer Impulse in einem System mit chirp-modulierter Pulsverstärkung verwendet werden, so dass Femtosekunden-Impulse gedehnt und wieder auf ihre ursprüngliche Form und Dauer komprimiert werden können.
Die US-A-5 400 350 beschreibt kompakte Systeme und Verfahren zur Erzeugung und Verstärkung chirp-modulierter Impulse, um hochenergetische, ultrakurze Impulse zu liefern. Gemäß Ausführungsbeispielen können relativ kompakte, durchstimmbare Laser verwendet werden, um direkt lange, chirp-modulierte optische Impulse zu erzeugen.
Die EP-A-0 473 331 diskutiert terrestrische und transozeanische Langstreckensysteme, die eine Kette von konzentrierten Faserverstärkern einsetzen, die durch lange Strecken von dispersionsverschobenen optischen Fasern verbunden sind.
In Optical Fiber Technology, Bd. 3, Nr. [2], 142–148 (1997), 'Nonlinear Optical Properties of Chalcogenide Glass Fibers and Their Application to All-Optical Switching', diskutierte Masaki Asobe Chalkogenid-Glasfaser als vielversprechenden Kandidaten zur Verwendung als nicht-lineares optisches Medium wegen ihrer hohen optischen Nichtlinearität und langen Wechselwirkungslänge.
Im Institute of Electrical and Electronic Engineers (IEEE) Journal of Lightwave Technology, Bd. 15, Nr. 8 (1997), 'Fiber Bragg Gratings for Dispersion Compensation in Transmission: Theoretical Model and Design Criteria for Nearly Ideal Pulse Recompression', schlugen Litchinitser, Eggleton und Patterson einen auf Transmission beruhenden Dispersionskompensator vor, der ein apodisiertes, nicht chirp-moduliertes Bragg-Fasergitter (FBG) verwendet.
Kurze Darstellung der Erfindung
Ein erfindungsgemäßer optischer Pulskompressor ist in Anspruch 1 beschrieben und bevorzugte Ausführungsformen sind in den abhängigen Ansprüchen beschrieben.
Kurze Beschreibung der Zeichnungen
Die Vorteile, die Natur und verschiedene zusätzliche Eigenschaften der Erfindung werden nach dem Studium der nun ausführlich beschriebenen veranschaulichenden Ausführungsformen deutlicher offenbar werden. In den Zeichnungen:
1 ist eine schematische Ansicht eines erfindungsgemäßen optischen Pulskompressors;
2 ist ein schematisches Diagramm eines optischen Kommunikationssystems, das den optischen Pulskompressor von 1 einsetzt;
3 ist eine graphische Simulation eines Eingangsimpulses, der sich in drei verschiedenen Dispersionsmedien ausbreitet;
4a, 4b und 4c sind graphische Darstellungen der Impulsamplitude im Wellenlängen- und Zeitbereich;
5a und 5b sind Intensitätsprofile von Pulsen vor beziehungsweise nach der Kompression.
Es versteht sich, dass diese Zeichnungen zur Veranschaulichung der Konzepte der Erfindung dienen und nicht maßstabsgerecht sind.
Ausführliche Beschreibung
Diese Beschreibung ist in zwei Teile geteilt: Teil I beschreibt die baulichen Eigenschaften des Pulskompressors und eines ihn verwendenden optischen Kommunikationssystems. Teil II beschreibt die der Erfindung zugrunde liegende Theorie und präsentiert ein mathematisches Modell ihrer Arbeitsweise.
I. Der optische Pulskompressor und das optische Kommunikationssystem
In den Zeichnungen ist 1 eine schematische Darstellung eines optischen Pulskompressors 9 mit einer Pulsquelle 10 mit Mittenwellenlänge λ, einem ersten Abschnitt eines nicht-linearen Wellenleiters 11 mit einer periodischen Struktur 12, wie beispielsweise einem Bragg-Gitter, zur Bereitstellung positiver Dispersion für die Impulse und einem zweiten Abschnitt eines linearen Wellenleiters 13 mit einer Komponente 14 mit negativer Dispersion. Die Pulsquelle 10 ist vorzugsweise ein Moden verriegelter Laser oder ein Halbleiterlaser, die so ausgewählt und angepasst sind, dass sie einen transformationslimitierten Impuls liefern. Ein derartiger Impuls weist für seine Breite einen minimalen spektralen Gehalt auf und kann typischerweise nicht weiter komprimiert werden, ohne seine spektrale Bandbreite zu erhöhen. Die bevorzugte Mittenwellenlänge λ beträgt etwa 1,55 μm.
Das nichtlineare Segment 11 umfasst vorzugsweise ein Stück einer optischen Faser, in der mit UV-Strahlung ein Bragg-Gitter 12 ausgebildet wurde. Die Faser weist vorzugsweise einen Kern 15 aus einem Material auf, wie beispielsweise Chalkogenidglas, das im Vergleich mit dem zweiten Abschnitt nicht-lineare optische Eigenschaften besitzt. Der erste Abschnitt sollte insbesondere einen Kern mit einem Brechungsindex zweiter Ordnung N₂ aufweisen, der zumindest das Zehnfache des Brechungsindex zweiter Ordnung N₂' des zweiten Abschnitts ist. Typischerweise N₂ > 100 N₂' und in Allgemeinen ist es um so besser, je größer N₂ relativ to N₂' ist. Die Länge des Wellenleiters ist typischerweise kleiner als 500 cm. Das Gitter 12 ist vorzugsweise an apodisiertes Gitter mit einem Bereich steiler positiver Dispersion für Licht der Wellenlänge λ (nahe der Bandlücke auf der langen Wellenlängenseite des Gitters).
Alternative periodische Strukturen für das Erzeugen von Dispersion umfassen periodische photonische Bandlückenstrukturen oder periodische Störungen im Fasermantel.
Der lineare Wellenleiter 13 kann eine herkömmlichen Transmissionsfaser sein und kann an eine beliebige Komponente 14 mit negativer Dispersion angekoppelt sein, wie beispielsweise ein Prisma zur Bereitstellung von negativer Dispersion. Vorzugsweise ist die Komponente 14 ein Gitter. Der Wellenleiter ist hier Idealerweise eine Faser mit einem (nicht gezeigten) Kern aus einem Material, wie beispielsweise Quarz, das lineare optische Eigenschaften besitzt. Die Komponente 14 mit negativer Dispersion ist ein apodisiertes Bragg-Gitter mit einem Bereich steiler negativer Dispersion für Licht der Wellenlänge λ (die kurze Wellenlängenseite des Gitters).
Im Betrieb treten die transformationslimitierten Impulse aus der Quelle 10 in den ersten Wellenleiterabschnitt 11 ein, in dem sie sich durch das Gitter 12 mit hoher positiver Dispersion hindurch ausbreiten. Das Ausgangssignal des ersten Abschnitts ist ein Impuls mit größerer Dauer und einem größeren spektralen Gehalt. Der spektral verbreiterte Impuls tritt in den Abschnitt 13 mit negativer Dispersion ein und erfährt eine chirp-Kompensation, die die spektralen Komponenten umordnet, um so einen wesentlich kürzeren Impuls zu erzeugen.
2 veranschaulicht schematisch ein optisches Kommunikationssystem, das den Pulskompressor von 1 einsetzt. Das System umfasst im Wesentlichen eine Vielzahl von Pulskompressoren 9, einen Zeitmultiplexer 20 und eine Transmissionsfaser 21 zum Übertragen einer Vielzahl von zeitlich gemultiplexten Signalkanälen. Am Empfangsende der Faser 21 ist ein Zeitdemultiplexer 22 vorhanden, um einen oder mehrere der übertragenen Kanäle für jeweilige Empfänger 23 bereitzustellen. Die Kompressoren 9 sind wie in 1 beschrieben aufgebaut. Die restlichen Komponenten sind herkömmliche Komponenten und allgemein bekannt.
Im Betrieb koppelt jeder Sender (z. B. jede Pulsquelle 10) einen Kanal, der eine Folge von Impulsen mit hohem Tastverhältnis und niedriger Bitrate umfasst, in einen zugehörigen Dispersionsabschnitt 11, 13 eines Kompressors ein. Die resultierenden Impulse mit niedrigerer Bitrate, und niedrigem Tastverhältnis werden durch den Multiplexer 20 kombiniert (verschachtelt) und als zeitlich gemultiplexter Strom mit hohe Bitrate auf Faser 21 übertragen. In einem Demultiplexer 22 können einer oder mehrere der übertragenen Kanäle zum Empfang durch Empfänger 23 abgetrennt werden.
II. Zugrunde liegende Theorie und mathematisches Modell
Die Ausbreitung kurzer Impulse in optischen Faser im nahinfraroten (IR) Spektralbereich wird hauptsächlich durch die Phasenselbstmodulation (SPM) mittels Kerr-Effekt und die Dispersion der Gruppengeschwindigkeit (GVD) beherrscht. Die relative Stärke dieser Effekte ist typischerweise durch eine charakteristische Längenskala gegeben – nämlich die Dispersionslänge L_D und die nicht-lineare Länge L_NL die wie folgt definiert sind:
hier ist τ₀ die Halbwertsbreite (FWHM) Impulsbreite, β'' = d²β/dω² die GVD der Faser, s² ein numerischer Faktor, der von der Pulsform abhängt (2,77 für Gaußförmige und 3,11 for hyperbolische Sekanten), λ die Wellenlänge, A_eff die effektive Modenfläche, n₂ der nichtlineare Brechungsindex und P die Spitzenleistung des Impulses. Das Zusammenspiel von SPM und GVD führt zu starker Impulsformung in der Faser: für negative (oder anomale) GVD dominieren Solitoneneffekte die Impulsentwicklung. In dem Bereich positiver (oder normaler) Dispersion verbreitern kombinierte Effekte aus SPM und GVD das Impulsplektrum, machen den Impuls rechteckig und erzeugen eine lineare chirp-Modulation über die gesamte Impulsbreite, die dann durch ein Element mit negativer Dispersion kompensiert werden kann.
Das Komprimieren eines transformationslimitierten Impulses erfordert eine spektrale Verbreiterung, die durch Verwendung von SPM erreicht wird; reine SPM (für nichtlineare Phasenverschiebungen von einigen n) führt jedoch zu Nullstellen im Impulsspektrum. Diese Nullstellen können durch ein lineares System nicht entfernt werden und aus diesem Grund sind sowohl SPM als auch GVD notwendig, um das Ziel der Erzeugung komprimierter Impulse nahe der Transformationsgrenze zu erreichen (d. h. Impulse von hoher Qualität sowohl im Zeit- als auch Spektralbereich). Die Kompressionsschemata, die sich dieser idealen Kompression annähern, erfordern Faserlängen, die proportional zum geometrischen Mittel von L_D und L_NL sind. Da den Glg. (1) zufolge L_D proportional zu τ₀ ² ist und L_NL proportional zu τ₀ ist (für eine feste Pulsenergie), skaliert die ideale Länge L der Faser wie τ₀ ^3/2, d. h. längere Impulse erfordern zur effizienten Kompression längere Faserlängen. Die intrinsische Faserdispersion in Standardfasern ist zudem sehr klein (üblicherweise in der Größenordnung von 10 ps²/km im IR-Bereich) und führt sehr langen Dispersionslängen. Dies bedingt, dass für lange Eingangsimpulse, die sich ein einem Standardfaserkompressor ausbreiten, die Faser für eine ideale Kompression sehr lang sein muss. In diesem Fall muss die Spitzenleistung herunterskaliert werden, um ein Überschreiten des Grenzwerts für stimulierte Ramanstreuung zu vermeiden, die schädlich für die Kompression ist. Wenn der Impuls zum Beispiel 10 Pikosekunden lang ist mit einer Mittenwellenlänge von 1,5 μm und sich in einer Standardfaser ausbreitet, ist die Dispersionslänge annähernd 5 km. Für eine Pulsenergie von 1 nJ beträgt die nicht-lineare Länge annähernd 0,5 m und in diesem Fall wird der Raman-Grenzwert überschritten und ein guter Kompressor ist nicht machbar. Um nichtlineare Impulsformung für Impulsbreiten in der Größenordnung von 10–100 Pikosekunden zu beobachten (z. B. aus modenveriegelten Nd:YAG oder Halbleiterlasern), sind daher kurze Faserlängen und ein hoch dispersives Faserelement erforderlich. Ein derartiges Element ist ein Fasergitter, dessen Betriebswellenlänge gerade außerhalb des Sperrbereich liegt (photonische Lücke).
Fasergitter weisen nahe dem Sperrbereich des Gitters eine sehr große GVD auf. Dies ist eine direkte Folge der Kramers-Kronig-Beziehungen: da das Gitter eine scharfe Resonanz bildet, geht es mit starker Dispersion einher. Anders gesehen, führen die vielfachen Reflektionen in das Gitter eine Zeitverzögerung ein, die stark frequenzabhängig ist. Durch Betrieb gerade außerhalb des Sperrbereichs wird das Gitter in Transmission (Durchlassbereich) verwendet und durch Apodisierung des Gitters können die Welligkeiten in der Amplitudenantwort eliminiert werden. Bei typischen Fasergittern kann die GVD bis zu sechs Größenordnungen größer sein als GVD einer einfachen Faser. Diese sehr hohe Dispersion ist auf annähernd die Bandbreite des Sperrbereich begrenzt. Die GVD-Erhöhung reduziert die Dispersionlänge von einigen zehn km auf einige wenige Zentimeter. Wir zeigen hier, dass eine effiziente Pulskompression von Impulsen von Pikosekunden erzielt werden kann, indem sehr kurze Faserlängen mit Fasergittern verwendet werden, die geeignet sind, um Rechteckimpulse mit linearer chirp-Modulation über sie hinweg zu erzeugen. Diese Impulse können dann durch Verwendung eines linearen Systems mit anomaler GVD komprimiert werden, wie beispielsweise einem Prismenpaar, einem Gitterpaar oder einer Fasergittervorrichtung.
Pulskompression wird typischerweise auf einem von zwei Wegen erreicht: 1) Solitonkompression oder 2) Faser-Gitter oder Faser-Prisma-Kompression. Das letztere Verfahren wird üblicherweise bevorzugt, da es deutlicher komprimierte Impulse ergibt, während Solitonkompression typischerweise von Ausläufern des komprimierten Impulses begleitet wird. Bei der zweiten Methode wird eine Faser mit positiver Dispersion verwendet, um das Impulsspektrum zu verbreitern und ein rechteckiges Intensitätsprofil with sehr linearer chirp-Modulation über den Impuls hinweg zu erzeugen. SPM erzeugt neue Frequenzen und verbreitert das Impulsspektrum und GVD linearisiert die chirp-Modulation und "macht" den Impuls rechteckförmig. Die lineare chirp-Modulation kann dann durch ein negativ dispersives Element kompensiert werden (wie beispielsweise ein Gitterpaar, ein Prismenpaar oder ein reflektierend arbeitendes chirp-moduliertes Fasergitter), das einen nahzu transformationslimitierten komprimierten Impuls erzeugt. Diese Technik wurde erfolgreich angewandt, um einige der kürzesten optischen Impulse zu erzeugen. Es sollte betont werden, dass dieses Verfahren auf nichtlinearen Effekten und spektraler Verbreiterung beruht, im Gegensatz zu der einfachen chirp-Kompensation durch Vorrichtungen wie beispielsweise chirp-modulierte Gitter. Diese chirp-Kompensatoren sind lineare Systeme, die keine neue Bandbreite erzeugen. In der folgenden Analyse werden wir linear polarisierte Impulse annehmen und lineare und nicht-lineare Doppelbrechungseffekte vernachlässigen.
Die Pulskompressionstechnik wird durch zwei wichtige Parameter beherrscht:
Die Länge z_opt ist die optimale Länge der Faser (wenn z < z_opt, wird die chirp-Modulation noch nicht linearisiert, und für z > z_opt, führt die GVD-induzierte Impulsverbreiterung und die entsprechende Reduzierung der Spitzenintensität dazu, dass die SPM ihre Effektivität verliert) und die besten Kompressionsergebnisse werden mit einer Faserlänge z = z_opt erzielt. In diesem Fall ist der Kompressionsfaktor F_c mit N durch N = 1,6 F_c verknüpft.
Sobald der linear chirp-modulierte Rechteckimpuls aus der Faser austritt, muss seine chirp-Modulation durch ein Element mit anomaler Dispersion kompensiert werden – typischerweise ein Gitterpaar oder ein Prismenpaar, die beide eine sehr kleine Dispersion höherer Ordnung und keine zugehörige Nichtlinearität aufweisen. Falls die Nichtlinearität jedoch klein genug ist oder die Spitzenleistung niedrig genug ist (so dass L << L_NL), dann kann ein Fasergitter verwendet werden, da es eine GVD mit entgegengesetzten Vorzeichen auf den zwei Seiten des Sperrbereichs aufweist. Es sollte hervorgehoben werden, dass der nicht-lineare Teil des Kompressors diese idealen Resultate ergibt, wenn nur GVD und SPM vorhanden sind, d. h. wenn keine Dispersion höherer Ordnung oder Nichtlinearitäten höherer Ordnung vorhanden sind. Der lineare Abschnitt des Kompressors weist Idealerweise nur eine negative GVD auf.
Ein begrenzender Faktor bei standardmäßigen Faserkompressoren ist der Grenzwert für stimulierte Ramanstreuung (SRS). Dieser Grenzwert skaliert mit der Spitzenintensität und der Faserlänge – sobald der Grenzwert erreicht ist, verschlechtert sich die Pulskompression signifikant. In Experimenten mit Dauern von Pikosekunden bedeutet dies üblicherweise die Verwendung von Faserlängen, die viel kürzerer als die optimale Länge sind (L << z_opt). In diesem Bereich ist ein approximativer Ausdruck für das Kompressionsverhältnis gegeben durch: Fc ≈ 1 + 0,6 (N2L/LD) (3)
Dieser Kompressionsfaktor kann viel kleiner als die mit der optimalen Faserlänge erzielte Kompression sein.
Wegen der relativ kleinen Faserdispersion im nahen IR sind für Pikosekunden-Pulskompression lange Faserlängen erforderlich. Ein im Durchlassbereich, aber nahe am Sperrbereich arbeitendes Fasergitter wirkt als hoch dispersives Element mit einer Dispersion zweiter Ordnung, die gegeben ist durch:
wobei n der lineare Brechungsindex, c die Lichtgeschwindigkeit und κ = πΔnη/λ_B der Gitterkopplungskoeffizient ist, mit Δn der Modulationstiefe des Brechungsindex, n dem Bruchteil der Energie im Faserkern und λ_B die Bragg-Wellenlänge ist. δ = (n/c)(ω – ω_B) ist der Verstimmungsparameter mit der Bragg-Frequenz ω_B. Die Verstimmung ist positiv auf der kurzen Wellenlängenseite und negativ auf der langen Wellenlängenseite, wobei die GVD positiv ist. Da wir nur positive GVD betrachten, wird die Verstimmung immer negativ sein. Um in der folgenden Diskussion Verwechslungen zu vermeiden, werden wir mit dem absoluten Wert von δ anstelle von δ selbst arbeiten.
Nahe an der Bandkante (δ = κ) können Dispersionsterme höherer Ordnung nicht vernachlässigt werden; die kubische Dispersion, die der nächste Koeffizient in der Taylorreihenentwicklung der Phase (oder Ausbreitung) ist, ist gegeben durch:
Für eine effiziente Pulskompression muss dieser kubische Term minimiert werden. Um die relative Bedeutung der Dispersion zweiter und dritter Ordnung zu vergleichen, kann ein Gütefaktor wie folgt definiert werden:
wobei T₀ hier die Gesamtbreite beim 1/e² Intensitätspunkt ist. Für eine gegebene Impulsbreite und Gitterstärke (charakterisiert durch κ) wird die obige Beziehung die Verstimmung ergeben, die erforderlich ist, um ein bestimmtes M zu erzielen.
Um den Effekt von Dispersion dritter Ordnung auf die Kompression zu demonstrieren, addieren wir einen kleinen Betrag von kubische Dispersion zu einem idealen Kompressor hinzu (der nur GVD und SPM umfasst) und simulieren einen transformationslimitierten gauß-förmigen Eingangsimpuls von 70 ps, der sich in einem homogenen Medium mit GVD, SPM und kubischer Dispersion ausbreitet. 3 zeigt die Ergebnisse dieser Simulation für 3 Werte des Parameters M. M = 0 stellt den idealen Fall ohne kubische Dispersion dar und M = 0,1 und 0,05 sind ebenso gezeigt (als Referenzpunkt: für eine Standardfaser mit dem gleichen Eingangsimpuls M = 7 × 10^–5). Wie zu sehen ist, führt eine Dispersion dritter Ordnung zu einer Impulsasymmetrie sowie zu einer Struktur auf der ansteigenden Flanke, die eine gewisse Energie auf der ansteigenden Seite auf dem komprimierten Impuls bewirken wird. Ein vernünftiger Wert von M ist daher < 0,05. Als Beispiel betrachten wir eine Impulsbreite von 70 ps und eine Gitterstärke von κ = 100 cm^–1 (entsprechend einem Δn = 0,004, λ_B = 1,06 μm und n = 80%); unter Verwendung von M = 0,05 in Glg. 6 ergibt dies einen Verstimmungsparameter von 123 cm^–1 (der einer Verschiebung von 1,5 nm relativ zur Bragg-Wellenlänge entspricht). Wir können nun Glg. (4) verwenden, um die Dispersion zweiter Ordnung zu berechnen und erhalten β'' = 64 ps²/cm, das etwa 3 × 10⁵ größer ist als für eine Standardfaser bei dieser Wellenlänge. Dies wiederum bedeutet, dass die Dispersionlänge von Kilometern auf Zentimeter herunterskaliert wird.
Wir heben die folgenden Punkte hervor: 1) Die obigen Beziehungen gelten für ein in Transmission arbeitendes Gitter (d. h. im Durchlassbereich). 2) Dieses Dispersionsverhalten des Gitters außerhalb des Sperrbereich ist ähnlich zu der starken Dispersion, die man nahe einer beliebigen scharfen Resonanz antrifft. 3) Es ist klar, dass wegen der Nähe der Resonanz eine sehr hohe Dispersion im Vergleich zu der Materialdispersion der Faser erzielt werden kann, die das Resultat sehr ferner Resonanzen ist. 4) Um Komplikationen zu vermeiden, die aus den Nebenmaxima in der Gitterantwort resultieren, kann eine Apodisierung des Gitters verwendet werden, um diese Nebenmaxima zu entfernen. 5) Die Dispersion bei der Betriebswellenlänge kann in gewissem Maße durch das Anlegen von Wärme oder mechanischer Spannung an das Gitter abgestimmt werden, die den linearen Brechungsindex und daher den Verstimmungsparameter und die Dispersion ändern. Diese Eigenschaften zeigen, dass die Fasergitter ein sehr vielseitiges und nützliches dispersives Element sind.
Die allgemeinen Gestaltungsriterien für Pulskompression sind durch zwei Faktoren begrenzt: die Spitzenintensität und die Dispersion höherer Ordnung. Eine hohe Spitzenintensität ist schädlich, denn sie führt zu: 1) SRS, 2) Verschiebung der Bragg-Resonanz (ähnlich zum optischen Stark-Effekt) und zu einer intensitätsabhängigen Dispersion nahe dem Sperrbereich, und 3) Abschneiden des anfänglichen Impulspektrums, das durch SPM verbreitert wird: falls die Verbreiterung größer ist als der Verstimmungsparameter, wird das Spektrum durch das Gitter "abgeschnitten". Dispersion höherer Ordnung führt schließlich zu einer Impulsverformung, wie zuvor gezeigt wurde. Wenn diese Dispersion höherer Ordnung jedoch auch durch den Kompensationsabschnitt kompensiert wird, kann dies kein Problem sein. Wir untersuchen nun die Grenzen, die durch diese verschiedenen Effekte für die Gestaltung der Fasergitter vorgegeben werden.
Der Grenzwert für die SRS diktiert eine obere Grenze für das Produkt aus Spitzenleistung und Faserlänge wie folgt:
wobei g_R der Ramanverstärkungskoeffizient bei der Betriebswellenlänge ist und L_eff die durch Verluste begrenzte, effektive Länge ist. In unserem Fall sind die betreffenden Längen derart, dass L_eff ≈ L. Dies führt zu einer unteren Grenze für die in Gn. (1) definierte nicht-lineare Länge:
Die in (8) ausgedrückte Grenze ist eine allgemeine Grenze für diese Art von Kompressor und steht daher nicht mit dem Gitterparameter in Beziehung. Die nächsten zwei zu diskutierenden Grenzen betreffen speziell Fasergitter: 1) eine intensitätsabhängige Verschiebung der Braggresonanz, die zu nichtlinearer Dispersion führt. Für κ << δ₀ ist L_NLδ₀<< 1 erforderlich, um diesen Effekt zu minimieren (hier ist δ₀ der Verstimmungsparamter für niedrige Intensität).
Die letzte, durch die Spitzenintensität bedingte Begrenzung ist eine Folge der durch SPM induzierten spektralen Verbreiterung des Eingangsimpulspektrum. Diese Verbreiterung wird annähernd F_c, da dies der beabsichtigte Zweck des Kompressors ist. Wir nicht mit dem Reflektionsspektrum des Gitters überlappt, da dies ein Abschneiden des Spektrum bewirken würde. Die Eingangsbandbreite (FWHM) eines transformationslimitierten gaußförmigen Impulses mit der Breite (FWHM) τ₀ ist gegeben durch Δν = 0,441./τ₀, und die spektrale Ausgangsbandbreite ist annähernd 0,441F_c/τ₀. Die Hälfte dieser spektralen Bandbreite muss kleiner sein als der spektrale Abstand von der Bandkante (|δ| = κ):
wobei 1 die räumliche Länge des Impulses in der Faser am Eingang des Gitters ist.
Schließlich betrachten wir eine rein lineare Eigenschaft des Gitters, nämlich die Dispersion höherer Ordnung. Wie früher gezeigt wurde, ergibt sich diese Begrenzung aus dem Gütefaktor M. Unter Verwendung von Glg. (6) erhält man eine untere Grenze für den Verstimmungsparameter (bei gegebener Gitterstärke):
die ihrerseits eine obere Grenze für die GVD setzt. Wenn wir δ_c als den begrenzenden Wert oben definieren, kann die Obergrenze für die GVD geschrieben werden als:
Wir können nun eine untere Grenze für die Dispersionlänge durch Verwendung ihrer Definition (Glg. (1)) setzen:
Da der Kompressionsfaktor mit N skaliert, ist es klar, dass man für die maximale Kompression an der unteren Grenze der nichtlinearen Längen arbeiten und zugleich die Dispersionlänge maximieren möchte. Durch Erhöhung der Dispersionlänge wird jedoch die optimale Länge erhöht werden und man ist durch die Gitterlängen beschränkt, die technologisch machbar sind. Ein gutes Maß wäre des Verhältnis der optimalen Länge (wie sie in Glg. (2) definiert ist) und der Gitterlänge L:
Die durch SRS bedingte Grenze ist die strikteste, da sie nur Materialparameter und die Betriebswellenlänge beinhaltet (die anderen intensitätsabhängigen Begrenzungen können durch sorgfältiges Gittergestaltung vermieden werden). In diesem Fall wird q durch die normierte Dispersionlänge L_f/L bestimmt werden und mit einer Quadratwurzelabhängigkeit zunehmen. Da wir idealerweise q = 1 wünschen, setzt dies eine obere Grenze für die Dispersionlänge. Insbesondere für q >> 1 ist der Kompressionsfaktor annähernd durch 1 + 0,6N² (L/L_D) gegeben, anstatt durch N/1,6. Wir beschränken uns daher auf q Werte nicht viel größer als 1 und unter Verwendung von Glg. (13) mit der Definition des Kompressionsfaktors F_c können wir schließlich eine absolute obere Grenze für das Kompressionsverhältnis schreiben:
Man beachte, dass die obige Beziehung für diese Art der Kompression allgemein gilt und keinerlei Gitterparameter enthält. Idealerweise würde man ein Gitter gestalten wollen, das dieses Kompressionsverhältnis erzielt und eine vernünftige Länge aufweist.
Numerische Beispiele
Wir betrachten nun die Parameter, die zur Pulskompression eines gaußförmigen Impulses von 60 ps mit einer Mittenwellenlänge von 1,06 μm erforderlich sind. Bei dieser Wellenlänge ist der gemessene Wert der Ramanverstärkung (bei λ = 1 μm) g_R = 10^–11 cm/W und n₂ = 2,6 × 10^–16 cm²/W, so dass für q = 1 die durch Glg. (14) gegebene obere Grenze des Kompressionsfaktors etwa 6,3 ist. Wir werden nun die Gestaltungsparameter für ein Gitter skizzieren, das eine Kompression von etwa 5 ermöglichen wird. Es wurde experimentell gezeigt, dass der Raman-Grenzwert für einen Impuls von 60 ps bei 1,06 μm, der sich durch 10 Meter Faser ausbreitet, etwa 1 kW ist, so dass für Gitterlängen bis zu 1 Meter eine Eingangsspitzenleistung von 10 kW verwendet werden kann. Die zugehörige nichtlineare Länge (für eine effektive Modenfläche von 50 μm² ist L_NL = 3,2 cm, was als untere Grenze verwendet werden kann. Um einen Kompressionsfaktor von 5 zu erhalten, ist L_D = 64 cm, L_NL = 207,4 (mit einer entsprechenden GVD von 6,3 ps/cm) und einer optimalen Länge von 63,5 cm. Durch Wahl der Verstimmung δ = –80cm^–1 und der Gitterstärke K = 32,4 cm^–1 erhält man einen Parameter M von 0,05 (mit einem kubischen Dispersionsterm von 18,9 ps³/cm). Es kann einfach verifiziert werden, dass all diese Zahlen innerhalb der Grenzen liegen, die im vorstehenden Abschnitt umrissen wurden. Kürzlich wurden 1 m lange Gitters demonstriert, so dass ein 63,5 cm Gitter machbar ist. Ein kürzeres Gitter von 20 cm wird den Kompressionsfaktor um weniger als 10 % verschlechtern.
Unter Verwendung dieser Parameter simulierten wir numerisch die Ausbreitung in zwei unterschiedlichen Weisen: 1) eine voll numerische Lösung der nichtlinearen gekoppelten Gleichungen für das apodisierte Gitter und 2) ein schrittweises Fourierverfahren durch ein homogenes Medium mit dem obigen Materialparametern. In beiden Fällen betrachten wird den Ausgangsimpuls vor dem kompensierenden Abschnitt. In 4(a) und 4(b) sind die Eingangsbeziehungsweise Ausgangsimpulse im Zeit- und Frequenzbereich gezeigt und in 4(c) sind der Impuls und seine chirp-Modulation unmittelbar vor dem Kompensierungsabschnitt gezeigt. Wie zu sehen ist, weist der komprimierte Impuls eine restlich Energie auf der ansteigenden Seite im Zeitbereich und eine kleine Welligkeit in seinem Spektrum auf (beides Folgen der kleinen Dispersion dritter Ordnung), hat aber dennoch eine vernünftig hohe Qualität. In diesem Fall verwendeten wir die einfachere schrittweise Routine. Die 5A und 5B vergleichen die Ergebnisse der zwei verschiedenen Simulationsverfahren unter Verwendung der gleichen Parameter, aber mit einer Gitterlänge von 20 cm. 5(a) zeigt das Intensitätsprofil des Impulses vor dem die Dispersion kompensierenden Abschnitt und 5(b) zeigt den resultierenden komprimierten Impuls am Ausgang des Systems mit einem Kompressionsfaktor von 4,6.
Die enge Übereinstimmung zwischen den zwei Simulationsverfaren zeigt, dass das Gitter weit weg vom Sperrbereich als ein effektives, homogenes, nichtlineares, dispersives Medium betrachtet werden kann, auf das die nicht-lineare Schrödingergleichung (NLS) angewandt werden kann. Dies ist eine signifikante Vereinfachung für numerische Berechnungen, da das schrittweise Fourierverfahren einfacher zu implementieren und viel schneller ist. Diese NLS-Approximation ist gültig, wenn der Impuls im Spektrum weit genug von der Lücke entfernt ist, so dass ihre "Wechselwirkung" klein ist. Dies kann durch die spektrale Bandbreite (d. h. das Impulspektrum sollte einige Bandbreiten von der Kante der Lücke weg liegen) und die Spitzenintensität (δL_NL >> 1) quantifiziert werden.

Claims

Optischer Pulskompressor mit einem Element mit positiver Dispersion und einem Element mit negativer Dispersion zum zeitlichen Komprimieren von optischen Pulsen aus einer Pulsquelle (10), gekennzeichnet durch einen ersten optischen Wellenleiterabschnitt (11) mit einem transmittierenden Bragg-Gitter (12) zum Bereitstellen von positiver Dispersion für die optischen Pulse, wobei der erste Abschnitt ein nicht linearer optischer Wellenleiter mit einem Brechungsindex N₂ zweiter Ordnung ist, und einem mit dem ersten optischen Wellenleiterabschnitt optisch gekoppelten zweiten optischen Wellenleiterabschnitt (13), der mit einer Komponente (14) zum Bereitstellen von negativer Dispersion für die Pulse optisch gekoppelt ist, wobei der zweite Abschnitt ein linearer optischer Wellenleiter mit einem Brechungsindex N₂' zweiter Ordnung kleiner als 0,1 × N₂ ist und wobei ein durch den ersten Abschnitt mit dem Bragg-Gitter und den zweiten Abschnitt mit der Komponente transmittierter, transformationslimitierter Puls zeitlich komprimiert ist.
Optischer Pulskompressor nach Anspruch 1, wobei der erste Abschnitt eine Länge von weniger als 500 cm besitzt.
Optischer Pulskompressor nach Anspruch 1, wobei der erste optische Wellenleiterabschnitt einen Chalkogenid-Glasfaserabschnitt mit einem periodischen Bragg-Gitter und einer Länge von weniger als 500 cm aufweist.
Optischer Pulskompressor nach Anspruch 1, wobei das Bragg-Gitter ein Bragg-Gitter mit Apodisierung umfasst.
Optischer Pulskompressor nach Anspruch 1, wobei N₂' gleich 0,01 × N₂ oder kleiner ist.
Optischer Pulskompressor nach Anspruch 1, wobei die Komponente zur Breitstellung von negativer Dispersion ein Bragg-Gitter ist.
Optisches Kommunikationssystem mit einer Vielzahl von optische Pulskompressoren (9) nach Anspruch 1 zur Bereitstellung jeweils einer Vielzahl von Signalkanälen mit komprimierten Pulsen, einem Zeitmultiplexer (20) zum zeitlichen Verschachteln der Signalkanäle zur Erzeugung eines Zeitmultiplexsignals und einem Übertragungswellenleiter (21) zum Übertragen des Zeitmultiplexsignals.
System nach Anspruch 7, außerdem mit einem Zeitdemultiplexer (22) zum Heraustrennen von einem oder mehreren Kanälen aus dem Zeitmultiplexsignal.