DE69932385T2

DE69932385T2 - Schneller, Atmosphärbeständiger faseroptischer Schalter mit Sagnac-Interferometer

Info

Publication number: DE69932385T2
Application number: DE69932385T
Authority: DE
Inventors: Monica K. Corning Davis; Michel J.F. Palo Alto Digonnet
Original assignee: Leland Stanford Junior University
Current assignee: Leland Stanford Junior University
Priority date: 1998-07-31
Filing date: 1999-07-28
Publication date: 2007-08-02
Anticipated expiration: 2019-07-29
Also published as: KR20000012084A; US6393167B1; US20020097943A1; JP2000081644A; ATE333773T1; EP0977455B1; US6584241B2; CA2279758C; DE69932385D1; EP0977455A2; KR100379584B1; EP0977455A3; JP4619467B2; CA2279758A1

Description

HINTERGRUND DER ERFINDUNG
FACHGEBIET DER ERFINDUNG
Die vorliegende Erfindung ist auf einen neuen Aufbau eines rein optischen Faser- oder Wellenleiterschalters, der auf einem Sagnac-Faserinterferometer basiert, gerichtet.
BESCHREIBUNG VERWANDTER TECHNIKEN
In einem rein optischen Wellenleiterschalter wird ein Lichtsignal von einem Ausgangsport zu einem anderen, durch Verwendung von entweder einem anderen optischen Signal mit verschiedener Wellenlänge (durch Pumpe induziert schaltend) oder durch das Lichtsignal selbst (selbst schaltend), umgeschaltet. Das wird für gewöhnlich in einem optischen Interferometer, durch Einbau eines Elements mit einer Nichtlinearität dritter Ordnung in einen der zwei Arme des Interferometers, erreicht. Zum Beispiel wird beim durch die Pumpe induziertem Schalten, beim Fehlen von Pumplicht, der Interferometer so eingestellt (oder ist bereits so hergestellt), dass die gesamte Signalleistung aus einem der zwei Ausgabeports des Interferometers kommt. Wenn das Pumplicht verwendet wird, modifiziert es den Brechungsindex des nichtlinearen Elements, und daher die Phase des an diesem Arm anliegenden Signals. Wenn die Phasenverschiebung den richtigen Wert hat (was vom Interferometer abhängt, aber beispielsweise in einem Mach-Zehnder Interferometer π beträgt), wird das Signal von einem auf den anderen Port umgeschaltet.
Weil nichtlineare Effekte dritter Ordnung im Allgemeinen schwach sind, neigen sie dazu, zur Bereitstellung einer solchen großen Phasenverschiebung, vergleichsweise hohe Stärke und/oder lange, nicht lineare Medien zu benötigen. Das Schalten ist dann durch ein hohes Produkt aus Stärke und Länge gekennzeichnet. Daher kann eine optische Faser, die hohe optische Stärke über sehr weite Entfernungen (Kilometer) bewahrt, eine große Phasenverschiebung bei geringen optischen Kräften bewirken. In Fasern sind jedoch nur ein paar Nichtlinearitäten dritter Ordnung verfügbar. Der Kerr-Effekt ist der häufigste genutzte Effekttyp. Der Kerr Effekt ist aber notorisch schwach in Silicafasern. Um eine, auf dem Kerr-Effekt basierende, Umschaltung in einer Silicafaser zu verwirklichen, wird entweder eine lange Faser und geringe Schaltkraft oder eine hohe Kraft und eine kurze Faser (oder einen Wellenleiter) benötigt. In ersterer Situation muss der Faserarm so lang sein, dass die meisten dieser Interferometer instabil und unpraktisch sind. Das stimmt besonders auch beim häufig gebrauchten Mach-Zehnder Interferometer, das in einer Längengrößenordnung von unter einem Zentimeter sein muss, um bei anzunehmenden Temperaturveränderungen der Faser einen stabilen Arbeitspunkt zu behalten. In letzterer Situation kann die Faser kurz und daher das Interferometer stabiler sein, aber die für das Schalten nötige Kraft ist zu hoch. Eine hohe Schaltkraft ist abträglich, da sie zur Beschädigung der Faser führt, teuer ist oder beides.
Andere Materialien und andere Typen von Nichtlinearitäten sind viel stärker als der Kerr-Effekt in Silica, und benötigen daher geringere Produkte aus Stärke und Länge. Ein besonderes Beispiel sind die resonant erweiterten Nichtlinearitäten, die in Materialien und/oder Dotiermitteln, die passende Elektronenübergänge besitzen, auftreten. Mögliche Beispiele umfassen Halbleiter wie CdSe_xS_I-x oder GaAs und Gläser der Challcogenide. (Siehe: M. Asobe, Low power all-optical switching in a nonlinear optical loop mirror using chalcogenide glass fibre, ELECTRONICS LETTERS, 18. Juli 1996, Band 32, Nr. 15, Seiten 1396-1397.) Eine resonant erweiterte Nichtlinearität kann auch in Dotiermitteln, die in Silicafasern eingebracht werden können, vorgefunden werden, zum Beispiel eine dreiwertige seltene Erde, wie Erbium (Er³⁺ oder Neodym (Nd³⁺). (Siehe: M.J.F. Digonnet u. a., Resonantly Enhanced Nonlinearity in Doped Fibers for Low-Power All-Optical Switching: A Review, OPTICAL FIBER TECHNOLOGY, Band 3, 1997, Seiten 44-64.) Der Vorteil des letzteren Typs von Nichtlinearität ist, dass man noch eine Silicafaser verwenden kann, d.h. Beibehalten aller grundlegenden verlustarmen, wenig streuenden Eigenschaften der Silicafaser, was letztendlich vorteilhaft für die Produktion eines verlustarmen, ultraschnellen Schalters sein könnte. Wenn man die Schaltkraft gering halten will, ist aber, trotz vorhandener resonant erweiterter nichtlinearer Materialien, die erforderliche Länge des nichtlinearen Elements, für ein stabiles Interferometer, noch zu lang.
Zusammenfassend ist die Suche nach einem rein optischen Schalter stark abhängig von (1) der Entwicklung von Materialien mit Nichtlinearitäten dritter Ordnung und mit (2) der Erkennung einer Schalterbauweise, die auch mit großen Faserlängen in den Leitungen stabil sein kann.
Die Sagnac-Faserschleife wurde vor einigen Jahren als mögliche Lösung für dieses Problem erkannt. Der hauptsächliche Grund ist, dass im Unterschied zu den meisten Interferometern, die Sagnac-Schleife ein echtes common-path-Interferometer ist, d. h., dass es reziprok ist. Daher ist die Sagnac-Schleife extrem stabil gegen störende langsame Umwelteinflüsse, auch bei sehr großer Länge der Schleifen (,langsam' wird hierbei definiert auf einer Zeitskala, die Licht zum Durchqueren der Sagnac-Schleife benötigt). Dadurch ist es möglich, eine sehr lange Sagnac-Schleife (bis zu mehreren Kilometern) zu verwenden, und über den Kerr-Effekt der Faser eine beträchtliche Phasenverschiebung mit niedriger Schaltkraft zu erhalten.
Das Sagnac-Interferometer wurde in verschiedener Art und Weise genutzt, um rein optisches Schalten vorzuführen. Der bekannteste Ansatz verwendet den Kerr-Effekt der Silicafaser und einen Effekt, der als Kreuzphasenmodulation bekannt ist. (Siehe: N.J. Doran u. a., Experimental Investigation of All-Optical Switching in Fibre Loop Mirror Device, ELECTRONICS LETTERS, Band 25, Nr. 4, 18. Februar 1989, Seiten 267-269; und M.C. Farries u. a., Optical fiber switch employing a Sagnac interferometer, APPLIED PHYSIC LETTERS, Band 55, Nr. 1, 3. Juli 1989, Seiten 25-26.) Bei diesem Modell setzt sich der Pumpimpuls, der das Schalten auslöst, nur in einer Richtung der Schleife fort, und der Pumpimpuls ist viel kürzer als die Länge der Schleife. Das Signal, das in Richtung der Pumpe (gleichläufig) durch die Schleife reist sieht die Pumpe bei seiner gesamten Reise durch die Schleife, während das Signal, das sich in die andere Richtung als die Pumpe bewegt (gegenläufig), diese Pumpe nur für die kurze Zeit sieht, wenn beide an der gleichen Stelle in der Schleife sind. Weil der Kerr-Effekt extrem kurz (Femtosekunden) ist, erfährt das gegenläufige Signal, bei Pumpimpulsen von 100 Femtosekunden oder länger (was die meisten Versuchsbedingungen abdeckt), eine nichtlineare Veränderung des Indexes auf einem sehr kurzen Teil der Schleifenlänge. Andererseits erfährt das gleichläufige Signal eine nichtlineare Veränderung des Indexes auf der gesamten Länge der Schleife (unter Annahme einer unbedeutenden Abweichung, bzw. 'walk-off'). Dadurch erfahren die zwei Signale eine unterschiedliche Phasenverschiebung. Wenn die Pumpkraft so ist, dass diese unterschiedliche Phasenverschiebung gleich π ist, wurde das Signal zwischen den Ausgängen vollständig umgeschaltet.
Eine selbstschaltende Anwendung des Kerr-Effekts in einer Sagnac-Schleife nutzt die Tatsache, dass die beiden in der Schleife gegenläufigen Signale verschiedene Kraft haben, was, durch Einstellung des Kopplungsverhältnisses des Sagnac-Schleifenkopplers auf ein anderes als 50% induziert werden kann, dann erfährt ein Signal eine größere Phasenverschiebung nach Kerr als das andere. (Siehe: N.J. Doran u. a., wie oben zitiert.) Durch Einstellung der Signalkraft kann dieses Ungleichgewicht dahingehend verändert werden, dass die unterschiedliche Phasenverschiebung zwischen den gegenläufigen Signalen π beträgt und das Signal wiederum vollständig umgeschaltet wird.
Eine andere Ausführungsform nutzt den Kerr-Effekt auch, aber mit gegenläufigen Signalen mit orthogonaler Polarisierung in der Sagnac-Schleife. (Siehe: M. Jinno u. a., Demonstration of laser-diodepumped ultrafast all-optical switching in a nonlinear Sagnac interferometer, ELECTRONCS LETTERS, Band 27, Nr. 1, 3. Januar 1991, Seiten 75-76.) Die Schleife ist aus Faser, welche die Polarisierung aufrechterhält, um sicherzustellen, dass die Polarisierungen der beiden optischen Signale und der Pumpe, relativ zueinander, in der ganzen Schleife, die Gleichen bleiben. Das Signal mit der Polarisierung parallel zur Pumpenpolarisierung erfährt dann eine größere Phasenverschiebung als das Signal mit der Polarisierung orthogonal zur Pumpenpolarisierung. Wiederum kann durch Einstellung der Pumpkraft auf ein geeignetes Niveau, diese unterschiedliche Phasenverschiebung gleich π gemacht werden, und das Signal wird vollständig umgeschaltet. Dieser Effekt wurde auch mit einer düsengefärbten Polymerfaser als nichtlineares Element vorgeführt. (Siehe: D.W. Garvey u. a., Characterization of the Switching Properties of a Singlemode Polymer Optical Fiber, SPIE, Band 2527, 1995, Seiten 404-410.)
Ein weiteres Experiment nutzt eine Faser der Chalkogenide als nichtlineares Element, welches in eine Sagnac-Schleife aus Silicafaser eingesetzt ist. (Siehe: M. Asobe u. a., wie oben zitiert.) Die Anwendung der Faser der Chalkogenide, die einen viel stärkeren Kerr-Effekt als Silica hat, macht die Verwendung einer kürzeren Faser und/oder geringerer Schaltkraft möglich.
In einer weiteren Ausführungsform wird ein Sagnac-Faserschalter vorgeführt, in dem das nichtlineare Element eine D-förmige, mit α-Silicon ummantelte Faser war, ein Halbleiter, der als nichtlineares Material fungierte. (Siehe: EP-A-0320 305 und R.M. Ribeiro u. a., Switching in all-fibre interferometer using a semiconductor coated D-fibre, ELECTRONICS LETTERS, Band 32, Nr. 15, 18. Juli 1996, Seiten 1402-1403.) Die D-förmige Faser wurde nahe des Kopplers asymmetrisch in die Sagnac-Schleife eingesetzt. Wegen dieser Asymmetrie erfährt das, zuerst am nichtlinearen Element ankommende, Signal eine bestimmte Phasenverschiebung.
Wenn das nichtlineare Ansprechen des nichtlinearen Elements viel kürzer ist als die Durchgangszeit der Schleife, und wenn die Pumpe zum Zeitpunkt der Ankunft des gegenläufigen Signals am nichtlinearen Element abgeschaltet wird, erfährt das später ankommende gegenläufige Signal eine nichtlineare Phasenverschiebung, die niedriger als die Phasenverschiebung des ersten Signals ist (idealerweise Null).
In noch einer anderen Ausführungsform (Siehe: D.J. Richardson u. a.; „Very Low Threshold Sagnac Switch Incorporating an Erbium Doped Fibre Amplifier ", ELECTRONICS LETTERS, IEE Stevenage, GB, Band 26, Nr. 21, 11. Oktober 1990, Seiten 1779-1781) wird ein Eingangsimpuls, durch Einbringung einer ausreichenden Menge von Pumpkraft, zwischen den Eingängen umgeschaltet, um den erforderlichen Zuwachs zu erreichen. In diesem Schriftstück bestimmt die Länge der Schleife die Phasendifferenz zwischen zwei gegenläufigen Signalen, aber bestimmt nicht die Zeitspanne, in welcher der Impuls vom ersten Eingang zum zweiten wechselt, bevor er wieder zurück zum ersten Eingang wechselt.
Alle der heute bekannten Sagnac-Schleifenschalter aber verwenden noch immer ziemlich lange Faserlängen – gewöhnlich zehn Zentimeter oder mehr. Sie erfordern auch sehr schnelle nichtlineare Medien.
ZUSAMMENFASSUNG DER ERFINDUNG
Der Zweck dieser Erfindung ist die Bereitstellung eines Sagnac-Interferometers, das mit verhältnismäßig langsamen nichtlinearen Medien genutzt werden kann, ebenso wie mit Medien, bei denen die durch die Pumpe induzierte Veränderung des Indexes über einen thermischen Effekt erfolgt. Die vorliegende Erfindung ist von besonderer Bedeutung für die Produktion von Schaltern, die für relativ lange Zeiten (Nanosekunden bis Mikrosekunden) „an" bleiben müssen. Im Unterschied zu anderen Sagnac-Schaltern kann diese „an" Dauer in geeigneter Weise, durch Veränderung der Länge der Sagnac-Schleife, angepasst werden.
Der Aufbau des Sagnac-Schalters ist in Übereinstimmung mit der vorliegenden Erfindung beständig gegen störende langsame Umwelteinflüsse wie Temperaturveränderungen, bei jeder Länge des Wellenleiters und auch bei sehr langen Wellenleitern. Diese Eigenschaft der vorliegenden Erfindung macht die Nutzung längerer Wellenleiter jeder Länge möglich, vorausgesetzt, der aktive (z. Bsp. dotierte) Bereich des Wellenleiters verändert seinen Brechungsindex sehr rasch als Antwort auf die Initialisierung des Pumpens, und der aktive Bereich des Wellenleiters kehrt zu seinem ursprünglichen Brechungsindex nach Ende des Pumpens sehr langsam zurück. Die vorliegende Erfindung nutzt die Verzögerung in einer Sagnac-Schleife zum Verursachen des Ausschaltens und zur Kontrolle der „an" Dauer des Schalters.
Ein Aspekt der vorliegenden Erfindung ist ein Apparat, der rein optisches Schalten eines optischen Signals zur Verfügung stellt, einschließlich eines Eingangswellenleiters, welcher ein optisches Eingangssignal empfängt; eine Schleife optischen Wellenleiters, besagter optischer Wellenleiter mit einem asymmetrisch in besagter Schleife befindlichem aktiven Bereich; ein Koppler, der Licht von besagtem Eingangswellenleiter mit der benannten Schleife koppelt, um das erwähnte optische Signal zu erzeugen, das sich in der genannten Schleife als erstes und zweites gegenläufiges Signal ausbreitet und der dieses erste und zweite gegenläufige Signal aus genannter Schleife zu einem zusammengesetzten Ausgangssignal koppelt, genannter Koppler mit ersten und zweiten Ausgangsports, genannter Koppler koppelt benanntes zusammengesetztes Ausgangssignal zu erwähntem erstem Ausgangsport, zu dem die genannten ersten und zweiten gegenläufigen Signale, die durch benannte Schleife gekoppelt wurden, eine Beziehung erster Phase haben, genannter Koppler koppelt benanntes zusammengesetztes Ausgangssignal zu genanntem zweitem Ausgangsport, wenn die genannten ersten und zweiten gegenläufigen Signale, durch benannte Schleife gekoppelt, eine Beziehung zweiter Phase haben; und eine Pumplichtquelle, die an die genannte Schleife gekoppelt wird, um Pumplicht in besagten aktiven Bereich erwähnter Schleife einzubringen, der besagte aktive Bereich erwähnter Schleife reagiert auf genanntes Pumplicht und verursacht Phasenänderungen in genannten ersten und zweiten gegenläufigen Signalen, benannte Phasenänderungen verursachen die Umschaltung der genannten ersten und zweiten, von benannter Schleife gekoppelten, Signale von der erwähnten Beziehung erster Phase zu erwähnter Beziehung zweiter Phase für eine Zeitspanne, proportional zu einer Durchlaufzeit der genannten Schleife, nach der benannte erste und zweite Signale, durch die benannte Schleife gekoppelt, zu besagter Beziehung erster Phase zurückkehren.
Ein weiterer Aspekt der vorliegenden Erfindung ist eine Methode zur Umschaltung eines optischen Signals mittels einer optischen Pumpe, einschließlich Eingabe eines optischen Signals, als erstes und zweites gegenläufiges Signal, in eine optische Schleife; einen aktiven Bereich der genannten Schleife mit besagter optischer Pumpe pumpend, mit dem besagten aktiven Bereich asymmetrisch in genannter Schleife befindlich, verursacht besagte Pumpe den genannten aktiven Bereich, die Phasen der erwähnten ersten und zweiten gegenläufigen Signale zu modifizieren, die Lage des besagten aktiven Bereichs in genannter Schleife verursacht das genannte erste gegenläufige Signal mit einer modifizierten Phase die benannte Schleife zu verlassen, bevor besagtes zweites gegenläufiges Signal die benannte Schleife mit erwähnter modifizierter Phase verlässt; und das erste genannte gegenläufige Signal mit dem zweiten gegenläufigen Signal, an einem Koppler mit ersten und zweiten Ausgangsports, überlagernd, um ein Ausgangssignal zu erzeugen; genanntes Ausgangssignal durch den benannten zweiten Ausgang des erwähnten Kopplers ausgegeben wird, wenn nur eins der genannten gegenläufigen Signale an besagtem Koppler die genannte modifizierte Phase hat, benanntes Ausgabesignal durch genannten ersten Ausgang des erwähnten Kopplers ausgegeben wird, wenn keins der gegenläufigen Signale an benanntem Koppler die erwähnte modifizierte Phase hat, und wenn beide der genannten gegenläufigen Signale an genanntem Koppler die erwähnte modifizierte Phase haben.
Ein weiterer Aspekt der vorliegenden Erfindung ist eine Methode des Nutzens einer interferometrischen Sagnac-Schleife als optischen Schalter, einschließlich: Bereitstellung eines optischen Eingangssignals an einen ersten Eingang besagter interferometrischer Schleife, zur Verursachung zweier Teile des besagten Signals, sich in genannter interferometrischer Schleife gegenläufig zu verbreiten; selektiv ein Pumpsignal an einen asymmetrisch platzierten aktiven Bereich besagter Schleife koppelnd, genanntes Pumpsignal verursacht die Ausbreitungsmerkmale benannten aktiven Bereichs genannter Schleife zu verändern; und Signallicht von besagter interferometrischer Schleife auszugeben, genanntes Signallicht resultiert von Zusammensetzung erwähnter beider, sich in besagter interferometrischer Schleife gegenläufig ausbreitenden, Teile des benannten optischen Eingangssignals; besagtes Signallicht wird über den genannten ersten Ausgangsport ausgegeben, bevor das genannte Pumpsignal mit dem benannten aktiven Bereich besagter interferometrischer Schleife gekoppelt wird; genanntes Signallicht wird von einem zweiten Ausgangsport besagter interferometrischer Schleife ausgegeben, wenn nur einer der beiden Teile des genannten optischen Eingangssignals den benannten aktiven Bereich besagter interferometrischer Schleife passiert hat, wird besagtes Signallicht noch einmal über den genannten ersten Ausgangsport besagter interferometrischer Schleife ausgegeben, wenn beide Teile des benannten optischen Eingangssignals den genannten aktiven Teil besagter interferometrischer Schleife tatsächlich passiert haben.
KURZE BESCHREIBUNG DER ZEICHNUNGEN
Die vorliegende Erfindung wird nachstehend in Verbindung mit den angefügten gezeichneten Abbildungen beschrieben, in denen:
1A und 1B stellen den Betrieb eines generischen Schalters dar, der ein optisches Eingangssignal, zwischen zwei Ausgangsports, durch Ansprechen auf ein optisches Pumpsignal, schaltet;
2 veranschaulicht ein typisches Sagnac-Interferometer, in Betrieb als, den Kerr-Effekt nutzender, rein optischer Schalter;
3A stellt eine graphische Darstellung, einer optischen Pumpe, die an eine aktive Faser angeschlossenen ist, dar;
3B veranschaulicht eine durch den Pumpimpuls aus 3A resultierende Phasenänderung, wobei die gepumpte Faser als Reaktion auf den Pumpimpuls einen nichtlinearen Effekt aufweist, aber keinen thermischen Effekt als Reaktion auf den Pumpimpuls aufweist;
3C stellt eine, aus dem Pumpimpuls aus 3A, resultierende Phasenänderung dar, wobei die gepumpte Faser als Reaktion auf den Pumpimpuls einen thermischen Effekt aufweist, aber keinen nichtlinearen Effekt aufweist;
3D stellt eine resultierende Phasenänderung, wie in 3C, dar, wobei die thermische Zeitkonstante τ_th ⁰, als viel länger als in 3C, angenommen wird, was zu einer beinahe stufenartigen thermischen Phasenänderung führt;
4A stellt eine schematische Darstellung einer thermischen Phasenänderung dar, die entsteht wenn eine aktive Faser mit einer Impulswiederholungsrate, die eine Schwingungsdauer von Δτ_P hat, welche größer ist als die Konstante der thermischen Abklingzeit τ_th ⁰ des Faserkerns, gepumpt wird;
4B stellt eine schematische Darstellung einer thermischen Phasenänderung dar, die entsteht wenn eine aktive Faser mit einer Impulswiederholungsrate, die eine Schwingungsdauer von Δτ_P hat, welche kleiner ist als die Konstante der thermischen Abklingzeit τ_th ⁰ des Faserkerns, gepumpt wird;
5A veranschaulicht einen der vorliegenden Erfindung entsprechenden Sagnac-Schalter;
5B stellt eine Ausführungsform des Schalters in 5A dar, bei dem die Pumpe außerhalb der Interferometerschleife eingekoppelt wird;
6A stellt einen typischen Pumpsignalimpuls dar, der auf den Sagnac-Schalter der 5A oder den Sagnac-Schalter der 5B angewendet wird;
6B stellt die relative Phasenänderung des, als Antwort auf den Pumpsignalimpuls aus 6A, sich gegen den Uhrzeigersinn (counterclockwise: CCW) verbreitenden, Signals dar;
6C stellt die relative Phasenänderung des, als Antwort auf den Pumpsignalimpuls aus
6A, sich im Uhrzeigersinn (clockwise: CW) verbreitenden Signals dar; und
6D stellt das Ausgangssignal dar, das sich aus dem Unterschied, der relativen Phasenänderungen der Signale im Uhrzeigersinn und gegen den Uhrzeigersinn, aus 6B, ergibt.
GENAUE BESCHREIBUNG DER BEVORZUGTEN AUSFÜHRUNGSFORM
Die vorliegende Erfindung steht in Zusammenhang mit rein optischen Faser- und Wellenleiterschaltern, die möglicherweise Anwendung in optischer Nachrichtenübermittlung und Anordnungen optischer Sensoren finden. Obwohl untenstehend, mit Betonung auf den Komponenten mit optischen Fasern, beschrieben, soll verständlich gemacht werden, dass die vorliegende Erfindung auch mit anderen Arten Wellenleitern, wie zum Beispiel mit integrierten optischen Wellenleitern, die auf Planarsubstrat hergestellt wurden, unter Verwendung von Materialien, wie zum Beispiel Lithiumniobat, Gläsern, Halbleitern, Polymeren und ähnlichen, eingebaut werden kann.
Normalerweise hat ein Faserschalter zwei Eingangsports und zwei Ausgangsports. Das wird in den 1A und 1B dargestellt, wo der mit ,100' bezeichnete Kasten einen generischen Schalter darstellt, der erste und zweite Eingänge hat (Anschluss 1 und Anschluss 2) und erste und zweite Ausgänge (Anschluss 3 und Anschluss 4). In einem allgemeingültigen Protokoll, erscheint ein optisches Signal, das an einen der Eingangsports gelegt wurde (z. Bsp. Anschluss 1), an einem der Ausgangsports (z. Bsp. Anschluss 3). Wie in 1B dargestellt, wird bei Anlegen eines optischen Pumpimpulses geeigneter Stärke an den anderen Eingangsport (z. Bsp. Anschluss 2) das Signal auf den zweiten Ausgangsport (z. Bsp. Anschluss 4) umgeschaltet. Beim Ausschalten der Pumpe kehrt das Signal zum ersten Ausgangsport zurück.
Im Allgemeinen wird der Kasten ,100', der 1A und 1B durch ein Interferometer implementiert. Zum Beispiel stellt 2 ein typisches Sagnac-Interferometer 200, das den Kerr-Effekt für die Ausführung des Schaltens nutzt, dar. Das Interferometer enthält eine optische Faser 202, die durch einen Koppler 206 in eine Schleife 204 eingebaut ist. Der Koppler ist zweckmäßigerweise ein 50% Koppler, bei einer Signalwellenlänge von λ_S und entweder ein 100% Koppler oder ein 0% Koppler bei einer Pumpwellenlänge λ_P. Somit wird Signallicht der Signalwellenlänge λ_S an das Eingangsende 210 der Faser 202 angelegt und, zu im Wesentlichen gleichen Anteilen, durch den Koppler 206 gespaltet, um zu erreichen, dass eine erste Hälfte des Signals in die Schleife 204 eintritt und sich in Uhrzeigerrichtung in Schleife 204 verbreitet und eine zweite Hälfte des Signals in Schleife 204 eintritt und sich entgegen der Uhrzeigerrichtung in Schleife 204 verbreitet. Die zwei Signale verbinden sich wieder konstruktiv am Koppler 206, und das verbundene Signal wird durch den Koppler entweder am Eingangsende 210 der Faser 202 oder am Ausgangsende 212 der Faser 202, in Übereinstimmung mit den relativen Phasen der vereinigten Signale, ausgegeben. Wegen Abwesenheit eines nichtreziproken Störeinflusses erfahren die beiden Signale keine relative Phasenverschiebung, und das Licht wird gemeinsam am Eingangsende 210 ausgegeben.
Ein Pumpimpuls, der mit Pumpwellenlänge λ_P an Eingangsende 210 angelegt wird, durchläuft den Koppler 206, wird aber nicht aufgespaltet. Vielmehr gelangt im Wesentlichen der gesamte Pumpimpuls in die Schleife 204, wenn der Koppler ein 0% Koppler ist und breitet sich in Uhrzeigerrichtung in der Schleife 204 aus. Andererseits gelangt, wenn der Koppler ein 100% Koppler ist, im Wesentlichen der gesamte Pumpimpuls in die Schleife 204 und breitet sich entgegen der Uhrzeigerrichtung in der Schleife 204 aus. Im Sinne der folgenden Erörterung wird der Koppler 206 als 0% Koppler behandelt, mit einer Pumpwellenlänge, so dass der Pumpimpuls sich um die Schleife 204 in Uhrzeigerrichtung ausbreitet. Daher ist der Pumpimpuls hinsichtlich des sich im Uhrzeigersinn ausbreitenden Signalanteils gleichläufig und hinsichtlich des sich gegen den Uhrzeigersinn ausbreitenden Signalanteils gegenläufig.
Angenommen, der Pumpimpuls wird, verglichen mit der Schleifenverzögerung τ_L als kurzer Impuls, an Schleife 204 angelegt (z. Bsp. ein Impuls mit einer Dauer von 15 Nanosekunden und einer Schleife mit einer Länge von 10 Metern), dann breitet sich der Pumpimpuls in Uhrzeigerrichtung um die Schleife 204 aus, eine Störung des Brechungsindexes der optischen Faser 202 auslösend. Die Störung des Brechungsindexes breitet sich, in Reaktion auf die Ausbreitung des Pumpimpulses, in Uhrzeigerrichtung um die Schleife 204 aus. Daher erfährt der Signalanteil, der sich zur gleichen Zeit wie der Pumpimpuls in Uhrzeigerrichtung ausbreitet, beim Durchlaufen der Schleife 204, eine Änderung des Brechungsindexes. Andererseits erfährt der, entgegengesetzt zur Uhrzeigerrichtung sich verbreitende, dazugehörige Signalanteil lediglich eine sehr kurze Änderung des Brechungsindexes, bei Begegnung des, sich in gegenteiliger Richtung ausbreitenden Pumpimpulses. Darum erfährt das, sich in Uhrzeigersinn ausbreitende, Signal und das gegenläufige Signal, eine nichtreziproke Phasenverschiebung (die Effekte verschiedener Ausbreitungsgeschwindigkeiten der Pumpe mit einer bestimmten Wellenlänge und des Signals mit einer anderen Wellenlänge können zum Zweck dieser Erörterung ignoriert werden). Wenn die Intensität des Pumpimpulses und die Länge der Schleife 204 angemessen gewählt werden, beträgt der Unterschied bei der Phasenverschiebung π, und wenn das Signal in Uhrzeigersinn und das Signal entgegen dem Uhrzeigersinn beim Koppler 206 zusammengefasst werden, verursacht die unterschiedliche Phasenverschiebung eine konstruktive Überlagerung des Lichts und eine Ausgabe am Ausgangsende 212 der Faser 202 eher als am Ausgangsende 210. Nachdem der Pumpimpuls die Faser 202 durchlaufen hat, wird das Signal mit Ausbreitungsrichtung im Uhrzeigersinn nicht länger durch die Änderung des Brechungsindexes beeinflusst. Deshalb besteht die nichtreziproke Phasenverschiebung nicht länger, wenn der Pumpimpuls nicht vorhanden ist, und das Licht überlagert sich wieder konstruktiv am ursprünglichen Ausgangsport des Kopplers und wird am Ausgangsende 210 der Faser 202 ausgegeben.
Der Kerr-Effekt ist von Natur aus in vielen Materialien vorhanden, einschließlich des Kerns einer silikastischen Faser. Aber der Kerr-Effekt der Silica ist ziemlich schwach, und entweder eine sehr lange Faser oder eine hohe Pumpkraft oder ein ausreichendes Produkt aus Faserlänge und Pumpkraft sind notwendig, um die notwendige ±(2n+1)π (n=0,1,2...) Phasenverschiebung zu verursachen. Eine hohe Kraft ist offensichtlich teuer und unerwünscht. Eine lange Faser ist ebenso unerwünscht, weil sie die Anfälligkeit der Schleife 204 gegen äußere Einflüsse, wie Veränderungen der Temperatur, des Drucks, Schallwellen, Schwingungen und ähnliches, erhöht. Daher ist es wünschenswert, einen anderen Effekt für das notwendige Umschalten zu nützen.
Ein wesentlich stärkerer, den Index wandelnder, Effekt ist die resonante Nichtlinearität. Die resonante Nichtlinearität entsteht in einer Faser, durch Dotierung ihres Kerns (oder ihres Kerns und des Mantels) mit einem Absorptionsmittel, das Licht der Pumpwellenlänge absorbiert, aber minimales oder gar kein Licht der Signalwellenlänge absorbiert. Wenn eine Pumpe mit passender Wellenlänge an einer solchen Faser arbeitet, wird das durch das Dotiermittel in der Faser absorbiert. Dadurch verringert das Pumplicht die Elektronen des Dotiermittels im Grundzustand und reduziert die Absorption des Dotiermittels. Grundprinzipien der Physik zufolge steht diese Absorption mit einer Änderung des Brechungsindexes des Kerns in Zusammenhang, und ist daher verbunden mit einer Änderung der Phase des, durch den Kern laufenden Signals. In einer der unten beschriebenen Ausführungsformen wird eine solche nichtlineare Faser in die Schleife eines Sagnac-Interferometers eingespleißt. Wenn die Pumpe an der Schleife gestartet wird, verursacht die Pumpe eine Phasenverschiebung des Signals in der nichtlinearen Faser. Wenn nun, wie untenstehend beschrieben, die Phasenverschiebung nichtreziprok auf die beiden im Interferometer gegenläufigen Signale angewendet wird, kann sich eine unterschiedliche Phasenverschiebung entwickeln. Wenn die unterschiedliche Phasenverschiebung ein ungerader Wert von π ist, wird das Signal umgewandelt, wie oben in Verbindung mit 2 beschrieben. Mit dem richtigen Dotiermittel kann diese Nichtlinearität bis zu einer Milliard Mal stärker sein, als der Kerr-Effekt der Silica. Infolgedessen sind viel geringere Kräfte und kürzere Fasern für das Umschalten notwendig, als beim Nutzen des Kerr-Effekts, auf diese Weise wird das Umschalten in einem gegen Umwelteinflüsse beständigem Interferometer ermöglicht.
Eine kürzlich erkannte, grundlegende Beschränkung dieser Nichtlinearität sind die Auswirkungen eines strahlungslosen Zerfallsmechanismus beim Dotiermittel. Solche Mechanismen bestehen häufig bei einem Absorptionsmittel. Der strahlungslose Zerfallsmechanismus wandelt, beim Vorgang der Anregung der Elektronen des Absorptionsmittels und Halten auf angeregtem Niveau, ein wenig der absorbierten Pumpkraft in Schallquanten um. Diese Schallquanten heizen den Kern der nichtlinearen Faser auf und erhöhen so die Temperatur der nichtlinearen Faser leicht. Weil der Brechungsindex von Glas temperaturabhängig ist, steigt der Index des Kerns der nichtlinearen Faser, was zu einer thermischen Phasenverschiebung des in der nichtlinearen Faser sich ausbreitenden Signals führt.
Im Allgemeinen können die beiden oben beschriebenen, den Index verändernden Mechanismen gleichzeitig in einer aktiven Faser vorhanden sein – der nichtlineare Effekt und der thermische Effekt. Wenn das Dotiermittel so geartet ist, dass es keine Schallquanten erzeugt (d.h., wenn alle Übergänge bei der Anregung und Anregung des Dotiermittels lediglich abstrahlend verlaufen), ist der thermische Effekt Null und nur der nichtlineare Effekt verbleibt. Im anderen Extrem, wenn das Dotiermittel die gesamte absorbierte Pumpkraft in Schallquanten umwandelt (der Fall hauptsächlich strahlungsloser Übergänge), ist der thermische Effekt sehr stark, und sein Beitrag zur durch die Pumpe verursachten Phasenverschiebung kann auch vergleichbar hoch und sogar größer als der Beitrag des nichtlinearen Effekts sein. Im Extremfall eines Übergangs mit sehr schwacher Oszillatorstärke (z. Bsp. < 10^–5), bleibt im Wesentlichen nur ein Effekt übrig – der thermische Effekt. Gewöhnlich zeigt ein Dotiermittel etwas von beiden Effekten.
Um zu verstehen, warum diese thermische Phasenverschiebung im Allgemeinen unerwünscht ist (obwohl nicht immer, wie diese Erfindung noch zeigen wird), müssen zwei dynamische Systeme bedacht werden. Das erste System, das unmittelbare System, kann unter Beachtung der Wirkung eines einzelnen kurzen Pumpimpulses in einem Mach-Zehnder Interferometer verstanden werden. Von diesem Pumpimpuls wird angenommen, dass er kurz genug ist und während der Impuls an ist, keine Zeit vorhanden ist, für eine Ableitung der von der Pumpe im Kern der Faser erzeugte Hitze in den Mantel. Die Hitze verbleibt im Kern, wo sie einen kurzen sprunghaften Anstieg der Temperatur und daher einen kurzen Anstieg der thermischen Phasenverschiebung des Signals verursacht.
Die vorübergehende Form des umgeschalteten Signals wird von den Index verändernden Mechanismen, wie in den 3A, 3B und 3C dargestellt, bestimmt. In vielen Anwendungen mit Umschaltung ist es zwingend erforderlich, genau ein- und ausgeschaltete Signale zu erhalten. Eine Herangehensweise zum Erfüllen dieser Anforderung ist die Nutzung eines Pumpimpulses, der eine viereckige Form aufweist, wie in 3A durch den Impuls 300 gezeigt, der eine ansteigende Flanke 302 hat, einen gleichmäßig hohen Anteil 304 und eine abfallende Flanke 306.
3B zeigt die resultierende Phasenverschiebung 310, für den Fall, dass eine Nichtlinearität vorhanden ist, aber kein thermischer Effekt. Wenn die Nichtlinearität viel schneller als die Pumpbreite ist, ähnelt die resultierende Phasenverschiebung 310 dem Pumpimpuls 300 sehr. Betrachten sie zum Beispiel eine Nichtlinearität mit einer Ansprechzeit von 1 Nanosekunde und einen Pumpimpuls einer Breite von 50 Nanosekunden, mit unendlich schneller Anstiegs- und Abfallzeit. Gleich nach der ansteigenden Flanke 302 des Pumpimpulses 300, verschiebt sich die Phase in 2-3 Nanosekunden, wie durch die ansteigende Flanke 312 dargestellt und wird von einem gleichmäßig hohen Anteil 314 gefolgt. Die Anstiegszeit der Phasenverschiebung ist kraftabhängig und nimmt mit steigender Kraft ab. Fünfzig Nanosekunden später, gleich nach der abfallenden Flanke 306 des Pumpimpulses 300, nimmt die Phasenverschiebung 310 innerhalb einer Nanosekunde ab, wie durch die abfallende Flanke 316 dargestellt.
Die Phasenverschiebung 310 hat daher eine ansteigende Flanke 312 und eine abfallende Flanke 316 von jeweils ungefähr 2-3 Nanosekunden und eine Breite von ungefähr 48 Nanosekunden, was sehr nahe an der Breite des ursprünglichen Pumpimpulses 300 liegt.
3C zeigt die resultierende Phasenverschiebung 320 für den Fall, dass ein thermischer Effekt vorhanden ist, aber keine Nichtlinearität. Zum Zweck dieser Erörterung und zur Erzeugung einer schnellen Umschaltung, nehmen wir an, dass die Breite τ_P des Pumpimpulses viel kleiner als die thermische Abfallzeit des Kerns ist. Letzteres hängt von verschiedenen Faktoren ab, im Besonderen, von der Größe des Faserkerns, der numerischen Apertur der Faser und der Verteilung des Dotiermittels, wie bei M.K. Davis u. a., Thermal Effects in Doped Fibers, JOURNAL OF LIGHTWAVE TECHNOLOGY, Band 16, Nr. 6, Juni 1998, Seiten 1013-1023. Zum Beispiel ist, bei einer Einmodenfaser, mit darin sich ausbreitendem Licht von 1550 Nanometern, die thermische Abfallzeit typischerweise im Bereich von 1.5 bis 14 Mikrosekunden. Die Theorie zeigt, dass sogar, wenn der Pumpimpuls 300 wieder ein perfektes Viereck sein sollte, die thermische Phasenverschiebung wieder annähernd linear ansteigen wird, wie die ansteigende Flanke 322 zeigt, während der Pumpimpuls 300 aktiv ist. Außerdem sinkt, nach Ausschalten des Pumpimpulses 300, die thermische Phasenverschiebung um 1/(1+t/τ_th), mit einer Zeitkonstante von ungefähr gleich τ_th, wie durch die abfallende Flanke 326 dargestellt, die mit einer geringeren Rate abfällt als die Zunahmegeschwindigkeit der ansteigenden Flanke 322. Das Steigungsverhältnis (Anstiegszeit zu Abfallzeit) skaliert ungefähr wie τ_P/τ_th. Weil angenommen wird, dass τ_P viel kürzer als τ_th ist, steigt das geschaltete Signal viel schneller an, als es abfällt. Daher produziert der thermische Effekt eine Phasenverschiebung, die statt wie das erforderliche Viereck, wie in 3C und 3D jeweils dargestellt, eher wie ein Dreieck oder eine Stufe aussieht. In 3D ist die Breite des Pumpimpulses die gleiche wie in 3C, aber die thermische Zeitkonstante τ_th wurde sogar als länger angenommen, als in 3C, was zu einer beinahe stufenartigen thermischen Phasenänderung führt.
Berechnungen zeigen, dass bei vielen Dotiermitteln die Größenordnung der thermischen Phasenänderung, sogar bei durchschnittlichen Pumpkräften, ziemlich groß sein kann (Siehe, zum Beispiel, M.K. Davis u. a., Thermal Effects in Doped Fibers, wie oben zitiert). Sie kann tatsächlich sogar die nichtlineare Phasenänderung überschreiten, sogar in einem durchschnittlich starken, nichtlinearen Dotiermittel. Die thermischen und nichtlinearen Beiträge können das gleiche Vorzeichen oder entgegengesetzte Vorzeichen haben, und sich daher addieren oder subtrahieren, abhängig vom Verhältnis der Wellenlänge des Signals zur Wellenlänge des resonanten Übergangs, die für die Nichtlinearität verantwortlich ist. Bei der Nutzung solcher Dotiermittel in einem Mach-Zehnder Schalter, hat das geschaltete Signal eine komplexe Form, die wieder kein Viereck darstellt, und daher wird der Schalter im Allgemeinen als unbrauchbar angesehen.
Das bisher beschriebene unmittelbare System tritt bei einem einzelnen kurzen Pumpimpuls auf. Es herrscht auch bei einer niedrigen Wiederholungsrate vor, d.h. für eine Reihe kurzer Impulse, die einen ausreichenden Abstand voneinander haben, wie in 4A dargestellt (d.h., mit Abstand der Zeit Δτ_P, die viel größer ist als die thermische Ansprechzeit τ_th ⁰ des Kerns, viel größer noch als in 4A gezeigt). Dann sammelt sich während dieser Zeit keine nennenswerte Hitze im Mantel. Genau genommen, ist die unmittelbare Phasenverschiebung, die durch einen bestimmten Pumpimpuls ausgelöst wird, der mit der Zeitkonstante τ_th ⁰ abklingt, auf Null zurückgekehrt, wenn der nächste Pumpimpuls ankommt. Zu dieser Zeit sind die thermischen Eigenschaften wieder genau die gleichen, wie beim ersten Impuls, und die bisher entwickelten Aussagen gelten auch für den zweiten Impuls und alle folgenden Impulse.
Ein zweites thermisches System, das System im Beharrungszustand, tritt auf, wenn eine Reihe Pumpimpulse 300 mit kurzem Abstand angelegt werden, oder wenn die Pumpe dauerhaft an ist. ,Pumpimpulse mit kurzem Abstand' bedeuten hierbei, dass die Pumpimpulse den regelmäßigen Abstand Δτ_P haben, der vergleichbar oder kürzer ist, verglichen mit der thermischen Zeitkonstante τ_th ⁰ des Faserkerns, beim Pumpen der Faser, wie in 4B dargestellt, im unmittelbaren System. (Nehmen sie zur Kenntnis, dass Aufheizung im Beharrungszustand ebenso auftritt, wenn Δτ_P viel größer als τ_th ⁰ ist, aber dann viel schwächer und in diesem Fall nicht von Bedeutung ist.) Es kann gezeigt werden, dass nachdem das Interferometer einen thermischen Beharrungszustand erreicht hat, die durch jeden Pumpimpuls 300 ausgelöste unmittelbare thermische Phasenverschiebung mit einer Zeitkonstante entsprechend Δτ_P-Δτ_rise (wobei Δτ_rise die Anstiegszeit des durch jeden Pumpimpuls verursachten thermischen Effekts ist) abklingt, so dass die thermische Phasenverschiebung, wenn der nächstfolgende Pumpimpuls 300 ankommt, zu einem gleichförmigen Wert im Beharrungszustand (z. Bsp. T_s-s) zurückgekehrt ist. Mit anderen Worten, die thermische Abfallzeit τ_th jeder einzelnen unmittelbaren Phasenverschiebung hängt von der Wiederholfrequenz der Pumpe ab; insbesondere sinkt die thermische Abfallzeit bei steigender Wiederholfrequenz der Pumpe. Wiederum gelten die bisher entwickelten Aussagen für jeden Impuls. Schließlich gilt die vorangehende Erörterung für jede Impulswiederholfrequenz mit thermischem Beharrungszustand. Erwähnt werden sollte allerdings, dass bei Erhöhung der Wiederholfrequenz der Pumpe, die durchschnittliche Temperatur der Faser steigt, wie unten beschrieben. Das hat eine schädliche Wirkung, da es möglicherweise eine Verschlechterung und/oder ein Schmelzen der Faser, des Mantels der Faser oder von Bauteilen, in physischem Kontakt mit der Faser oder in näherer Umgebung der Faser, verursachen könnte.
Im System im Beharrungszustand breitet sich mit steigender Pumpzeit die in den Kern eingespeiste Hitze in den Mantel aus. Die Temperatur von Kern und Mantel steigt als Reaktion auf die eingespeiste Hitze. Nach einer ausreichend langen Zeit, die vom Durchmesser des Mantels abhängt und sich typischerweise im Bereich von Sekunden befindet, erreicht die Hitze die Außenseite des Mantels. (Wenn die Faser ummantelt ist, erreicht die Hitze die Außenseite des Mantels. Im Rahmen der folgenden Erörterung wird ohne Verlust der Allgemeingültigkeit angenommen, dass die Faser keinen Mantel hat). An diesem Punkt verlässt die Hitze also die Außenseite der Faser, entweder durch natürliche Wärmeübertragung an die Luft, falls die Faser mit Luft umgeben ist, durch erzwungene Wärmeübertragung, falls die Faser durch einen Lüfter gekühlt wird, durch Wärmeübergang, falls die Faser durch eine fließende Flüssigkeit gekühlt wird oder ähnliches. In folgender Erörterung, um keinen Mangel an Allgemeingültigkeit mit einzubeziehen, wird angenommen, dass die Faser einfach in ruhiger Luft lagert, und daher die Faser durch natürliche Wärmeübertragung an die Luft gekühlt wird. Die Menge der Wärmeableitung steigt dann mit steigendem Temperaturunterschied zwischen Manteloberfläche und umgebender Luft. Wenn mehr Hitze in die Faser eingebracht wird, steigt die Temperatur des Mantels und die Menge der Wärmeableitung steigt auch. Nach einer bestimmten Zeitdauer, wird ein Gleichgewicht erreicht, wobei die Menge der Wärmeeinbringung in die Faser gleich der Wärmeableitung ist. Zu dieser Zeit hat die Fasertemperatur ein etwaiges Maximalprofil im Beharrungszustand erreicht, und die Temperatur steigt nicht mehr an.
Simulationen zeigen für Standardfasergrößen (z. Bsp.: 125 Mikron Durchmesser), dass die Zeitdauer zur Erreichung des Gleichgewichts im Beharrungszustand im Bereich 1-10 Sekunden liegt, und dass das Temperaturprofil im Beharrungszustand innerhalb des Faserkerns und Mantels fast gleichmäßig ist. (Siehe: M.K. Davis u. a., Thermal Effects in Doped Fibre, JOURNAL OF LIGHTWAVE TECHNOLOGY, Band 16, Nr. 6, Juni 1998, Seiten 1013-1023.) Der Temperaturanstieg im Beharrurgszustand ist bei weitem größer als der unmittelbare Temperaturanstieg in Folge eines einzelnen Pumpimpulses mit der gleichen Spitzenkraft wie die durchgehend gepumpte Welle. Sogar bei nur sehr kleinen Wärmezufuhren, kann die mit dieser Temperaturerhöhung in Verbindung gebrachte thermische Phasenverschiebung im Beharrungszustand sehr hoch sein (z. Bsp. Vielfache von π).
Die vorangehenden Probleme werden durch die vorliegende Erfindung beseitigt, die aus dem Aufbau eines Faserschalters besteht, der in 5A durch einen Schalter 400, bei dem die Anschlüsse 1, 2, 3 und 4 in Übereinstimmung mit den Anschlüssen in 2 beschriftet wurden, dargestellt wird. Der Schalter 400 umfasst ein Sagnac Faserinterferometer 410. Das Interferometer 410 enthält eine Faserschleife 412 mit der Gesamtlänge L und einen ersten Faserkoppler 414. Der erste Faserkoppler 414 ist ein Koppler mit vier Anschlüssen, der einen Anschluss A, einen Anschluss B, einen Anschluss C und einen Anschluss D enthält. Die Enden der Schleife werden mit Anschluss C und Anschluss D des ersten Kopplers 414 verbunden. Der erste Faserkoppler 414 koppelt ungefähr 50% des Lichts auf Signalwellenlänge. Eine kürzere aktive (z. Bsp. dotierte) Faser 416 wird asymmetrisch in die Schleife 412 eingesetzt und in der Nähe des 3-dB Kopplers 414 platziert. Daher besteht die Schleife 412 nun aus einer Strecke aktiver Faser 416 und einer Strecke inaktiver (z. Bsp. undotierter) Faser 418. Pumplicht aus einer Pumpquelle 420 wird in die aktive Faser 416 durch einen zweiten Koppler 422 eingespeist, der ein Koppler mit Wellenlängenmultiplexverfahren (WDM) ist. Der zweite Koppler 422 ist mit der Pumpquelle 420 über eine Pumpeinspeisungsfaser 424 (Anschluss 2) gekoppelt. Der zweite Koppler (WDM) 422 ist zum Einspeisen allen Pumplichts in die Schleife 412 konfiguriert. Der zweite Koppler (WDM) 422 ist weitergehend konfiguriert, das Signal nicht aus der Schleife 412 herauszukoppeln (d.h., der zweite Koppler (WDM) 422 koppelt im Wesentlichen 0% des Lichts mit Signalwellenlänge). Der zweite Koppler (WDM) 422 ist vorzugsweise nahe der aktiven Faser 416 zu positionieren, damit das Pumpsignal sich nur durch eine sehr kurze Strecke der undotierten optischen Faser 418 ausbreitet. Dadurch hat das Pumplicht wenig Einfluss auf den Brechungsindex der undotierten optischen Faser 418. Vielmehr ist im Wesentlichen der gesamte Effekt des Pumplichts in der aktiven Faser 416 konzentriert.
Ein Eingangssignal von einer Signalquelle 430 wird über eine Eingangs-Faser 432 (Anschluss 1) zu einem optischen Zirkulator 434 geleitet und dann über eine Eingangs/Ausgangs-Faser 436 zu Anschluss A des ersten Kopplers 414. Zum Zwecke der folgenden Erörterung wird angenommen, dass das Eingangssignal ein kontinuierliches Wellensignal ist. Der erste Koppler 414 sendet von Anschluss C und von Anschluss D das Signallicht in die Schleife 412, mit im Wesentlichen gleicher Kraft, in die zwei Richtungen, um zu verursachen, dass sich die Signale in Schleife 412 als zwei gegenläufige Lichtsignale ausbreiten (ein Signal in Uhrzeigersinn und ein Signal gegen den Uhrzeigersinn). In Abwesenheit von Pumplicht erfahren die gegenläufigen Signale, um die Schleife 412 herum, die gleiche Phasenverzögerung. Daher interferieren die zwei Signale an Anschluss B destruktiv, wenn die zwei gegenläufigen Signale über Anschluss C und Anschluss D in den ersten Koppler 414 wieder eintreten und in diesem wieder zusammengeführt werden, aber werden bei Anschluss A (d.h., am ursprünglichen Eingangsport) wieder konstruktiv kombiniert. Folglich werden die kombinierten Signale über die Eingangs/Ausgangs-Faser 436 zum Zirkulator 434 zurückgeführt. Der Zirkulator 434 leitet dann das Signal über eine Ausgangs-Faser 440, die wie ein Ausgangsport (Anschluss 3) für das nicht umgeschaltete Ausgangssignal funktioniert (d.h., das Ausgangssignal, welches auftritt, wenn kein Pumpsignal angelegt wird).
Beachten Sie, dass der optische Zirkulator 434 ein Gerät mit drei Anschlüssen ist, das in bekannter Weise arbeitet, so dass im Wesentlichen bewirkt wird, dass das gesamte, durch den ersten Eingang (z. Bsp., der Anschluss, an den Eingangs-Faser 432 angeschlossen ist) eintretende, Licht durch den nächsten, danebenliegenden Ausgang (z. Bsp. der zweite Anschluss, an den die Eingangs/Ausgangs-Faser 436 angeschlossen ist) herausgekoppelt wird. Der optische Zirkulator 434 ist ein unidirektionales Gerät, was bedeutet, dass das Licht im Zirkulator 434 nur in einer Richtung kreist (z. Bsp. In 4 im Uhrzeigersinn). Daher wird Licht, das von der Sagnac-Schleife 412 in die Faser 436 zurückkehrt und über den zweiten Anschluss in den Zirkulators 434 gelangt, mit dem dritten Anschluss gekoppelt und daher mit der Ausgangs-Faser 440. Kein Licht gelangt in den dritten Anschluss des Zirkulators 434. Kein Licht wird durch die Eingangs/Ausgangs-Faser 436, zurück zum ersten Anschluss, der mit Faser 432 verbunden ist, gekoppelt. Der Zirkulator 434 arbeitet somit als Entkoppler, der die Eingangs-Faser 432 von der Eingangs/Ausgangs-Faser 436 isoliert. In ähnlicher Weise verhindert der Zirkulator 434, dass sich Licht der Eingangs-Faser 432 direkt in die Ausgangs-Faser 440 ausbreitet. Ein typischer optischer Zirkulator 434 kann bei E-TEK Dynamics, Inc., 1885 Lundy Avenue, San Jose, California 95131 erworben werden.
Wie nachfolgend noch eingehender ausgeführt werden soll, erfahren die zwei gegenläufigen Signale, wenn ein Pumpimpuls der Pumpquelle 420 über den zweiten Koppler (WDM) 422 angelegt wird, wegen der Einwirkung des Pumpsignals auf die aktive Faser 416 und wegen der asymmetrischen Platzierung der aktiven Faser 416, unterschiedliche Phasenverschiebungen. In der Annahme, dass die unterschiedliche Phasenverschiebung ±π oder ein ungleiches Vielfaches von ±π beträgt (d.h., eine Phasenverschiebung von ±(2n+1)π für n = 0, 1, 2,...), interferieren die zwei Signale destruktiv an Anschluss A des Kopplers 414 und interferieren konstruktiv an Anschluss B des Kopplers 414. Eine Ausgangs-Faser 450 (Anschluss 4) koppelt das Ausgangssignal von Anschluss B des Kopplers 414 als ein umgeschaltetes Ausgangssignal. Mit anderen Worten: das Signallicht wird zur Ausgangs-Faser 450 (Anschluss 4), als Folge der Anwendung des Pumpsignalimpulses, gekoppelt.
Die Arbeitsweise der aktiven Faser 416 beim Erzeugen der asymmetrischen Verzögerung kann durch folgende Erörterung verstanden werden. In nachfolgender Erörterung wird, auf die Durchgangszeit τ_L, durch Schleife 412, Bezug genommen. Es wird angenommen, dass die Gesamtlänge L der Schleife 412 die aktive Faser 416 und die undotierte Faser 418 in der Schleife 412 umfasst. Daher umfasst die Durchgangszeit τ_L die Ausbreitungszeit durch die aktive Faser 416, wie auch die Durchgangszeit durch die undotierte Faser 418 der Schleife 412. Ferner wird angenommen, dass die Länge der Faser 416 viel, viel kürzer als die Länge der Schleife 412 insgesamt ist. Es ist zu beachten, dass bei alternativen Ausführungsformen, die Länge der aktiven Faser 416 ein beträchtlicher Anteil an der Gesamtlänge der Schleife 412 sein kann (z. Bsp., bis beinahe zur Hälfte der Länge insgesamt), und die vorliegende Erfindung wird dann, nach wie vor funktionieren.
Zuerst wird angenommen, dass das Dotiermittel in der dotierten Faser keinen thermischen Effekt aufweist, und nur Nichtlinearität besitzt. Bei Nutzung einer solchen aktiven Faser 416 in Verbindung mit der vorliegenden Erfindung sind die Anstiegszeit und die Abfallzeit der, von der Pumpe in die Faser induzierten, nichtlinearen Umschaltung, relevant für die Umschalteigenschaften. Die resonante Nichtlinearität ist durch eine Ansprechzeit τ_nl charakterisiert. Diese Kenngröße beeinflusst die Anstiegszeit und die Abfallzeit. Hinsichtlich der Abfallzeit kann die physikalische Bedeutung von τ_nl wie folgt verstanden werden. Ein Stück, mit einem nichtlinearen Dotiermittel, dotierter Faser wird durch eine Pumpe optisch angeregt. Nachdem die Pumpe abgeschaltet wurde, klingen die Elektronen im angeregten Status, exponentiell mit einer Zeitkonstante ab, die gleich τ_nl ist (d.h., die Abfallzeit der Phasenverschiebung ist gleich τ_nl).
Der Zusammenhang zwischen τ_nl und der Anstiegszeit ist umfassender, weil die Pumpkraft eine Rolle spielt. Für die nachfolgende Erörterung wird angenommen, dass die Wiederholfrequenz der Pumpe niedrig ist und kleiner als 1/τ_nl ist. Im Fall von geringer Maximalkraft der Pumpe, wenn also die maximale Pumpkraft kleiner oder gleich der Sättigungskraft des Dotiermittels in der Faser ist, in dem Fall, dass die Breite des Pumpimpulses mit τ_pump von Null an gesteigert wird, während die maximale Pumpkraft konstant gehalten wird, steigt die durch die Pumpe mit einer gegebenen Signalwellenlänge in die Faser induzierte nichtlineare Phasenverschiebung ΔΦ linear mit τ_pump an. Wenn τ_pump ungefähr gleich τ_nl wird, steigt ΔΦ weiterhin an, aber mit einer sublinearen Frequenz, die sinkt, während τ_pump steigt. Wenn τ_pump einige τ_nl beträgt, erreicht die Phasenverschiebung ΔΦ einen maximalen (oder asymptotischen) Wert und wächst nicht mehr, sogar wenn τ_pump weiter erhöht wird. In der Praxis wird der Wert von τ_pump, bei dem die Phasenverschiebung ΔΦ ihren asymptotischen Wert erreicht hat, oft als etwa 3τ_nl angenommen. Die Anstiegszeit τ_rise der Phasenverschiebung kann daher irgendwo im Bereich von τ_nl bis 3τ_nl definiert werden. Für Zwecke der vorliegenden Anwendung wird τ_rise als τ_nl definiert, eine Zeit, zu der die Phasenverschiebung ungefähr 63% ihres asymptotischen Werts erreicht hat.
Wenn die maximale Pumpkraft erhöht wird und die vorangehend beschriebenen Schritte wiederholt werden, steigt die Phasenverschiebung schneller und schneller, während die maximale Pumpkraft steigt. Dieses Verhalten ist wie folgt zu erklären. Gehen Sie davon aus, dass die Pumpenergie konstant gehalten wird. Daher wird bei Herabsetzung der Breite des Pumpimpulses die maximale Pumpkraft in gleichem Verhältnis heraufgesetzt, um die Energie konstant zu halten. Während τ_pump kleiner als τ_nl wird, bleibt die Energie, die von der Pumpe an das Dotiermittel übertragen wird, die gleiche. Folglich induziert der schmalere Pumpimpuls im Dotiermittel im Wesentlichen die gleiche Veränderung bei der elektronischen Besetzung, als wenn τ_pump gleich τ_nl wäre. Daher bleibt die durch die Pumpe induzierte nichtlineare Phasenverschiebung auch die gleiche. Der Unterschied ist, dass aufgrund des nun kürzeren τ_pump, die Zeit, welche die Phasenverschiebung benötigt, um den gleichen Wert zu erreichen, kürzer ist (d.h., τ_rise ist kürzer und im Wesentlichen gleich τ_pump). Zusammenfassend sinkt die Anstiegszeit der nichtlinearen Phasenverschiebung, während die Breite des Pumpimpulses abnimmt und die Pumpenergie konstant gehalten wird.
Für folgende Erörterung wird angenommen, dass die Nichtlinearität der aktiven Faser 416 eine Anstiegszeit τ_rise hat, die viel kürzer als die Durchgangszeit τ_L des Lichts durch die Schleife 412 ist. Wenn, zur anfänglichen Zeit t=0, ein intensitätsstarker (einige Sättigungsintensitäten) Pumpimpuls, mit einer Breite von τ_pump viel kürzer als τ_rise, über die Pumpeingangsfaser 424 und den zweiten Koppler (WDM) 422, in die Schleife 412 eingeleitet wird, induziert das Pumpsignal eine nichtlineare Veränderung des Indexes, von der Größe von τ_pump, in der Faser 416. Wie oben bereits angesprochen, wird angenommen, dass das optische Eingangssignal ein durchgängiges Wellensignal ist. Beachten Sie jedoch, dass die vorliegende Erfindung an die Nutzung mit gepulsten Signalen angepasst werden kann. Dadurch ist die Schleife 410 zu jeder Zeit mit Signallicht gefüllt, das sich im Uhrzeigersinn verbreitet, und Signallicht, das sich entgegen dem Uhrzeigersinn verbreitet. In der dargestellten Ausführungsform wird die aktive Faser 416 in der Schleife 410 so positioniert, dass das Signallicht, das sich im Uhrzeigersinn ausbreitet, sich durch die aktive Faser 416 ausbreitet, kurz nachdem Anregen des Kopplers 414 an Anschluss D und vor der Ausbreitung durch die undotierte Faser 418 in Schleife 412, und so, dass das gegen den Uhrzeigersinn sich verbreitende Signallicht aus Anschluss C des Kopplers 414 austritt, sich erst durch die undotierte Faser 418 der Schleife 412 verbreitet und sich dann, kurz bevor es wieder über den Anschluss D in den Koppler 414 gelangt, durch die aktive Faser 416 ausbreitet. Somit weist das gegenläufige Signal, das aus der Schleife 412 erscheint und in Anschluss D eintritt, gleich nach Aktivierung der Pumpe, eine nichtlineare Phasenverschiebung auf. Aber das Signal im Uhrzeigersinn, das sich mit diesem am Koppler überlagert, durchlief die nichtlineare Faser τ_L früher, als die Faser noch nicht gepumpt war und erfuhr keine nichtlineare Phasenverschiebung. Infolgedessen besteht eine durch die Pumpe induzierte unterschiedliche Phasenänderung ΔΦ zwischen den beiden überlagernden Signalen. Die Pumpkraft wird gewählt, so dass ΔΦ = π ist, und die zwei gegenläufigen Signale sich in Anschluss 4 konstruktiv wiedervereinen (d.h., die gesamte Signalkraft wird von Anschluss 3 zu Anschluss 4 umgeschaltet), und das verbundene Signal über eine umgeschaltete Ausgabefaser 450 als umgeschaltetes Ausgabesignal ausgegeben wird.
Das Vorhergehende wird in den 6A, 6B, 6C und 6D dargestellt. Wenn ein Pumpsignal an das Interferometer, wie in 6A durch einen Pumpimpuls gezeigt, angelegt wird, verursacht der Pumpimpuls eine schnelle Veränderung des Brechungsindexes der aktiven Faser 416. Weil für diese Erörterung angenommen wird, dass sich in der Schleife 412 die ganze Zeit Signallicht ausbreitet, erfahren beide, das sich im Uhrzeigersinn verbreitende Signallicht und das sich gegen den Uhrzeigersinn ausbreitende Signallicht, die Veränderung im Brechungsindex und sind den entsprechenden Phasenverschiebungen ausgesetzt, die durch die Veränderung des Brechungsindexes der aktiven Faser 416 verursacht werden. Wegen der Platzierung der aktiven Faser 416 in der Nähe des Anschlusses D des Kopplers 414, tritt das sich gegen den Uhrzeigersinn verbreitende Lichtsignal mit der Phasenänderung aus der aktiven Faser 416 aus und tritt in Anschluss D des Kopplers 414 ein, kurz nachdem seine Phase, durch die Veränderung des Brechungsindexes, verändert wurde. Dementsprechend wird in 6B die Phasenänderung ΔΦ_CCW des, sich gegen den Uhrzeigersinn verbreitenden, Lichtsignals gezeigt als sofortig nach Auftreten des Pumpimpulses, mit einer Anstiegszeit, die durch das Ansprechverhalten der aktiven Faser 416 auf den Pumpimpuls bestimmt wird. (Für die Zwecke dieser Erörterung wird angenommen, dass die Längen der Faser vom zweiten (WDM) Koppler 422 zur aktiven Faser 416 und die Länge der aktiven Faser 416 viel, viel kürzer als die Gesamtlänge der Schleife 412 sind, und die Verzögerungen durch solche kurzen Faserlängen in den 6A-6D nicht dargestellt werden). Obgleich das im Uhrzeigersinn sich ausbreitende Lichtsignal ebenso eine sofortige Phasenänderung erfährt, muss das, sich im Uhrzeigersinn verbreitende Lichtsignal erst die gesamte Länge der undotierten Faser 418 in der Schleife 412 durchlaufen, bevor irgendwelches Signallicht des sich im Uhrzeigersinn verbreitenden Lichts das eine Phasenänderung erfuhr, in den Anschluss C des Kopplers 414 eintritt. Wiederum die relativ kurze Entfernung zwischen den zwei Kopplern 414 und 422 nicht beachtend, erscheint daher die Phasenänderung des sich im Uhrzeigersinn ausbreitenden Lichts an Anschluss C des Kopplers 414, zu einer Zeit, die durch die Signallaufzeit τ_L der Schleife 412 verzögert wird, wie in 6C dargestellt. Während der Signallaufzeit τ_L umfasst das Signallicht der Schleife 412, das sich im Koppler 414 verbindet, das sich gegen den Uhrzeigersinn ausbreitende Lichtsignal, das eine Phasenänderung erfahren hat, und das sich im Uhrzeigersinn verbreitende Licht, das die aktive Faser 416 passierte, bevor der Pumpimpuls aktiviert wurde. Daher haben die zwei gegenläufigen Lichtsignale, die sich im Koppler 414 verbinden, während der Zeit τ_L eine unterschiedliche Phasenverschiebung. Die Stärke des Pumpimpulses und die Länge der aktiven Faser 416 werden so ausgewählt, dass die unterschiedliche Phasenverschiebung π beträgt. Daher verbinden sich die gegenläufigen Lichtsignale, statt in Anschluss A des Kopplers 414, konstruktiv in Anschluss B des Kopplers 414, und werden daher von diesem als umgeschaltetes Signal ausgegeben, wie durch den flachen Anteil des Impulses in 6D dargestellt.
Die in 5A dargestellte vorliegende Erfindung schaltet das Ausgangssignal automatisch zurück zum Anschluss des ursprünglichen Kopplers, wenn das sich im Uhrzeigersinn verbreitende Signallicht, mit der Phasenänderung, den Anschluss C des Kopplers 414 erreicht. Insbesondere erreicht, wie in 6C dargestellt, die Phasenverschiebung ΔΦ_CW des sich im Uhrzeigersinn verbreitenden Lichtsignals den Anschluss C des Kopplers 414 am Ende der Verzögerungszeit τ_L, wobei zu dieser Zeit die zwei Phasenänderungen (6B und 6C) im Wesentlichen gleich sind. Also verbinden sich, am Ende der Zeit τ_L, die beiden gegenläufigen Signale konstruktiv an Anschluss A des Kopplers 414 und im Wesentlichen wird über Anschluss B des Kopplers 414 kein Licht ausgegeben. Wie in 6D gezeigt, schaltet sich dadurch das Ausgangssignal ab. Durch Einstellung der Länge von Schleife 412 (einschließlich der Länge der aktiven Faser 416), kann die Breite des Ausgangsimpulses in 6D kontrolliert werden.
Hinsichtlich der Abfallzeit der Umschaltung kann anfänglich angenommen werden, dass die Veränderung des Indexes mit einer Zeitkonstante τ_nl auf Null zurückkehrt (was stimmt, außer wenn Maßnahmen zum ,depumping' beteiligt sind, die zum Beispiel gelehrt werden in: J.W. Arkwright u. a., An investigation of Q-switched induced quenching of the resonant nonlinearity in neodymium doped fibers, JOURNAL OF LIGHTWAVE TECHNOLOGY, Band 14, Nr. 1, Januar 1996, Seiten 110-120), und dass die Zeitkonstante τ_nl viel größer als τ_L ist. Dann, bei t=τ_L, läuft das Signal im Uhrzeigersinn durch die aktive Faser und ist nominell der gleichen Phasenverschiebung ausgesetzt, wie das Signal gegen den Uhrzeigersinn τ_L vorher erfuhr. Daher haben die beiden Signale nominell die gleiche Phase, und das Signal kehrt zu Anschluss A des Kopplers 414 zurück und von dort zu der nicht umgeschalteten Ausgangs-Faser 440. Ein besonderes Merkmal der vorliegenden Erfindung ist, dass sogar, wenn das Ansprechverhalten langsam ist, der Schalter vergleichbar schnell ausgeschaltet werden kann, vorausgesetzt, die Durchgangszeit τ_L ist ausreichend kurz (d. h., die Länge der Schleife 412 ist kurz). Das Vorangehende setzt voraus, dass die Dauer des Pumpimpulses und die Zeit, die das Licht benötigt, durch die aktive Faser 416 zu gelangen, geringer sind als die Durchgangszeit τ_L der Schleife.
Eine Beschränkung des Vorangehenden ist, dass nach t=τ_L kein anderer Pumpimpuls angelegt werden sollte, bis t gleich groß ist wie ein bis zu einigen τ_nl, damit die Nichtlinearität auf Null zurückkehren kann. Eine frühere Anwendung eines Pumpimpulses wird nicht die notwendige Veränderung des Indexes erzeugen (sofern nicht eine höhere Pumpkraft angelegt wird), weil die Elektronen des Dotiermittels sich teilweise noch im angeregten Zustand befinden. Deshalb ist die maximale Wiederholungsrate der Umschaltung ungefähr 1/τ_nl.
Die Grundbedingung, die erfüllt sein muss, ist, dass das Dotiermittel eine sehr kurze nichtlineare Anstiegszeit haben muss und zwar τ_rise << τ_L. Zweckmäßigerweise ist die Länge L_active der aktiven Faser 416 viel, viel kürzer als die Gesamtlänge L der Schleife 412 und zwar L_active << L. Weil τ_L=nL/c ist, wobei c die Lichtgeschwindigkeit darstellt und π der Brechungsindex der Faser ist, muss die Länge der Schleife 412 ausreichend lang sein, um τ_L viel größer als τ_rise zu gestalten. Zum Beispiel muss, wenn τ_rise = 1 Nanosekunde ist, eine Länge gewählt werden, die zumindest gleich ist zu L=τ_risec/n (mit c≈3·10⁸ Meter/Sekunde und n≈1.45) oder 0.21 Meter. Eine Länge von 1 Meter wäre geeignet. Allerdings wird bei τ_rise = 1 Mikrosekunde die minimale Länge L≈210 Meter, was unerschwinglich ist, wenn man die Größe und Kosten des Schalters gering halten will. Viele der nichtlinearen Dotiermittel, die bislang erkannt und getestet wurden, haben Abfallzeiten τ_nl im Bereich von 100 Mikrosekunden bis zu 1 Millisekunde. Mit solchen würde diese vorgeschlagene Anordnung noch funktionieren, aber die Wiederholungsraten sind dann auf 1-10 kHz beschränkt. Wiederum kann die Anstiegszeit durch härteres Pumpen verkürzt werden (d. h., Lieferung des gleichen Betrags Energie in kürzerer Zeit).
Um das Vorangehende zusammenzufassen, nutzt die typische Ausführungsform ein Dotiermittel mit einer so schnell wie möglichen nichtlinearen Ansprechzeit τ_nl (obwohl einige Millisekunden funktionieren würden, wenn keine sehr schnelle Wiederholrate gewünscht wird) und pumpt die Faser 416 mit einer ausreichend hohen maximalen Pumpkraft, so dass die nichtlineare Anstiegszeit des Indexes τ_rise so kurz wie möglich ist. Durch Auswahl einer Schleifenverzögerung von τ_L länger als τ_rise, kann ein gegen Umwelteinflüsse beständiger Schalter mit einer Anstiegszeit τ_rise, einer Einschaltdauer τ_L, Abfallzeit τ_nl und einer maximalen Wiederholzahl von ungefähr 1/τ_nl produziert werden.
Die gegenwärtige Erfindung wird nun im Zusammenhang mit einem Dotiermittel mit überwiegend thermischen Effekten betrachtet. Die Anstiegszeit der Veränderung des Indexes wird nun dadurch diktiert, wie schnell Hitze im Dotiermittel erzeugt wird. Das hängt von der Länge des Pumpimpulses ab und der Zeitkonstante der Entstehung der Schallquanten. Das letztere hängt von der Spektroskopie des Dotiermittels ab, insbesondere dem energetischen Abstand zwischen den Niveaus, die an der durch Cluster (Ansammlung von Atomen bzw. Molekülen) verursachten, strahlungslosen Entspannung beteiligt sind, aber das kann sehr schnell ablaufen (d.h., im Bereich von Nanosekunden oder weniger). Wenn die Pumpimpulse vergleichbar kurz sind, wird die Hitze im Bereich von Nanosekunden oder kürzer in die Faser eingebracht. Die Anstiegszeit der Phasenänderung des Signals, d.h., wie schnell das Signal zu Ausgang B des Kopplers 414 umgeschaltet wird, wird sich ebenfalls in diesem Bereich befinden. Die erste notwendige Bedingung für dieses Ereignis ist (d.h., für das Signal entgegen dem Uhrzeigersinn, dass es eine geringfügige Phasenänderung während des größten Teils von τ_L erfährt), dass τ_L im Vergleich zur Anstiegszeit der Veränderung des Indexes τ_rise lang ist, d.h., dass τ_L=nL/c>τ_rise ist. Zum Beispiel muss L, wenn τ_rise = 1 Nanosekunde beträgt, zumindest ungefähr 21 Zentimeter sein. Ein möglicher Kompromiss wäre die Nutzung einer Länge zweimal so lang oder länger. Die zweite notwendige Bedingung ist, dass die Länge der Faser 416, in der der thermische Effekt stattfindet, viel kürzer ist als die Gesamtlänge der Schleife 412 (d.h., die Länge der Faser 416 ist viel kürzer als die Summe der Länge der aktiven Faser 416 und der undotierten Faser 418).
Um die Wirkung der Abfallzeit zu bestimmen, kann angenommen werden, dass die Schleife eine Durchgangszeit τ_L<<τ_th hat, so dass die Hauptursache für das Zurückschalten des Ausgangssignals zum nicht umgeschalteten Anschluss die Wirkung der Sagnac-Schleife ist. Es bestehen zwei Systeme von vorherrschendem Interesse, und zwar niedrige und hohe Wiederholungsraten der Pumpe. Wenn die Wiederholungsrate niedrig ist, d.h., wenn die Zeit zwischen aufeinander folgenden Impulsen größer als die thermische Ansprechzeit τ_th ⁰ ist, wird die Abfallzeit der thermischen Veränderung des Indexes in der Ordnung von τ_th ⁰ sein. (τ_th ⁰ wird hierbei wiederum in der Bedeutung, der Abfallzeit der thermischen Veränderung des Indexes, genutzt, wenn ein einzelner Pumpimpuls angewendet wird.) Zu Zeit t=τ_L, erreicht das Signal entgegen dem Uhrzeigersinn die aktive Faser 4l6 und erfährt auch eine Phasenverschiebung. Weil τ_L<<τ_th ist, ist die von der Pumpe induzierte Veränderung des Indexes während der Dauer t=τ_rise bis t=τ_L nur minimal abgeklungen, und die Phasenverschiebung, die das Signal entgegen dem Uhrzeigersinn erfahren hat, ist fast die gleiche, wie das vorher vom Signal im Uhrzeigersinn erfahrene τ_L. Daher haben am ersten Koppler 414, bei t>τ_L, die beiden neu verbundenen Signale beinahe die gleiche Phasenverschiebung erfahren. Daher überlagern sich die beiden Signale in Anschluss A des Kopplers konstruktiv, und das zusammengeschlossene Signal wird über die nicht umgeschaltete Ausgangs-Faser 440 (Anschluss 3) ausgegeben. Wiederum zwingt der Sagnac-Aufbau das Gerät zu einer schnellen Umschaltung, verglichen mit der Abfallzeit der aktiven Faser.
Gewöhnlich ist die Anstiegszeit der von der Pumpe induzierten Phasenänderung abhängig von der Länge der aktiven Faser 416, von der zeitlichen Breite des Pumpimpulses, und von der Ansprechzeit des Dotiermittels. Im Fall eines rein thermischen Dotiermittels hängt die Ansprechzeit des Dotiermittels von der Spektroskopie des Dotiermittels und der Pumpwellenlänge ab. Im Fall eines nichtlinearen Dotiermittels hängt die Ansprechzeit des Dotiermittels insbesondere von der Spektroskopie des Dotiermittels und der maximalen Pumpkraft ab. In der aktuellen Anwendung wird angenommen, dass die Länge der aktiven Faser 416 ausreichend kurz ist, und die Breite der Pumpimpulse ausreichend kurz ist, so dass die Anstiegszeit der Phasenänderung nicht durch die Länge der aktiven Faser 416 eingeschränkt wird. Vielmehr wird die Anstiegszeit der Phasenänderung hauptsächlich durch die Anstiegszeit des Dotiermittels gesteuert. Obgleich die Abfallzeit der durch die Pumpe induzierten Phasenänderung auch von der Länge der Faser 416 und der Ansprechzeit des Dotiermittels abhängt, wird in ähnlicher Weise für Zwecke der vorliegenden Anwendung angenommen, dass die Länge der aktiven Faser 416 ausreichend kurz ist, so dass die Phasenänderung hauptsächlich durch die Abfallzeit des Dotiermittels gesteuert wird.
5B stellt eine alternative Ausführungsform zur Ausführungsform in 5A dar. In 5B werden ähnliche Elemente wie in 5A bezeichnet. Im Unterschied zu 5A legt die Ausführungsform der 5B den Pumpimpuls von außerhalb der Schleife 412 an, und daher wird auch kein Koppler 422 in der Schleife 412 nötig. Insbesondere wird ein zweiter optischer Zirkulator 460 in die umgeschaltete Ausgangs-Faser 450 eingesetzt. Der zweite optische Zirkulator 460 hat einen ersten Anschluss auf der linken Seite, der Licht von Anschluss B des Kopplers 414 erhält und das Licht an einen zweiten Anschluss rechts weiterleitet, der mit Anschluss 4 verbunden ist, so dass das Licht, wie auch vorher, als das Ausgangssignal zur Verfügung gestellt wird. Ein dritter Anschluss des zweiten optischen Zirkulators 460 erhält, wie unten gezeigt, Pumplicht von der Pumpeingangs-Faser 424 und leitet das Pumplicht an Anschluss B des Kopplers 414 weiter. Wie oben bereits in Verbindung mit dem optischen Zirkulator 432 beschrieben, zirkuliert der zweite optische Zirkulator 460 das Licht nur in einer Richtung (z. Bsp. im Uhrzeigersinn), nur von einem Anschluss zum nächsten Anschluss. Somit wird das gesamte Pumplicht an Anschluss B des Kopplers 141 bereitgestellt, und das gesamte Ausgangslicht von Anschluss B des Kopplers 414 liegt als umgeschaltetes Ausgangssignal an Anschluss 4 an. Beachten sie, dass der Koppler 414 vorzugsweise ein Koppler im Wellenlängenmultiplexverfahren (WDM) ist, der 50% des Lichts auf Signalwellenlänge koppelt und 0% des Lichts mit Pumpwellenlänge. Daher wird im Wesentlichen das gesamte Pumplicht an die Schleife 412 gekoppelt, um in Uhrzeigerrichtung zu kreisen, und breitet sich daher in der aktiven Faser 416 aus, wo es absorbiert wird.
Eine alternative Ausführungsform des Aufbaus in Darstellung 5B könnte das Umkehren der Richtung des Pfeils im Zirkulator 460 und Einspeisung der Pumpkraft der Pumpquelle 420 über Anschluss 4 sein. Eine weitere alternative Ausführungsform könnte das Einfügen eines WDM-Kopplers an Anschluss 1 sein, und Nutzung desselben zur Einspeisung von Pumplicht der Pumpquelle 420 in die Schleife 410. Das Kopplungsverhältnis des WDM-Kopplers 414 auf Pumpwellenlänge würde dann 100% betragen müssen, wenn gewünscht wird, dass der Pumpimpuls erst die aktive Faser 416 durchquert, bevor er in die undotierte Faser 418 übergeht.
Es sollte erkannt werden, dass es in den Ausführungsformen der 5A und 5B wünschenswert sein könnte, die Kerr Phasenverschiebung, die in die undotierte Faser 418 induziert wird, zu minimieren. Wenn das der Fall ist, kann diese Minimierung eingebaut werden, indem die Pumpe so angelegt wird, dass das Pumplicht durch die aktive Faser 416 gelangt (wo es zumindest teilweise absorbiert wird), bevor es durch die undotierte Faser 418 passiert, wie beispielsweise in der besonderen Ausführungsform der 5A erreicht wird. Wenn der Kerr-Effekt, verglichen mit der Phasenverschiebung in der aktiven Faser 416, schwach ist, dann ist die Platzierung des Einspeisungsanschlusses für die Pumpe nicht entscheidend. Andererseits, wenn der Kerr-Effekt, verglichen mit der Wirkung in der aktiven Faser 416, stark ist, sollte die Pumpe nahe der aktiven Faser 416 einspeisen und zuerst in die aktive Faser 416.
Der Betrieb der Ausführungsformen der 5A und 5B ist in den 6A, 6B, 6C und 6D dargestellt, wobei 6A einen typischen Pumpsignalimpuls darstellt, der auf den Sagnac-Schalter aus 5A oder den Sagnac-Schalter aus 5B angewendet wird; 6B zeigt die relative Phasenänderung des sich entgegen dem Uhrzeigersinn verbreitenden Signals als Antwort auf den thermischen Effekt des Pumpsignalimpulses der 6A; 6C zeigt die relative Phasenänderung des sich im Uhrzeigersinn verbreitenden Signals als Antwort auf den thermischen Effekt des Pumpsignalimpulses der 6A; und 6D stellt das umgeschaltete Ausgangssignal dar, das vom Unterschied in der relativen Phasenänderung bei den Signalen in den 6B und 6C im Uhrzeigersinn und entgegen des Uhrzeigersinns resultiert.
Es sollte erkannt werden, dass jeder von der Pumpe abhängige Mechanismus, der eine vergleichbare zeitliche Phasenänderung im sich in der Faser verbreitenden Licht erzeugt, genutzt werden kann, die vorliegende Erfindung zu realisieren, und zwar durch Auswahl einer Schleifenlänge, so dass die Verzögerung τ_L durch die Schleife länger sein sollte als die Anstiegszeit des von der Pumpe abhängigen, Mechanismus, der die Phasenänderung auslöst und kürzer als die Abfallzeit des Mechanismus.
Der zweite Fall gilt für eine hohe Pumpwiederholfrequenz, d.h., aufeinander folgende Pumpimpulse mit einem Abstand von Δτ_P ≤ τ_th ⁰. Es wurde gezeigt, dass die Abfallzeit des thermischen Indexes dann gleich zu Δτ_P – τ_rise ist, d.h., kürzer als beim Pumpen mit niedrigen Wiederholfrequenzen. Wie oben besprochen, schaltet das Sagnac-Interferometer bei τ_L<<Δτ_P automatisch das umgeschaltete Ausgangssignal, zu einer Zeit gleich τ_L, aus. Weil, wie oben beschrieben, τ_th abnimmt, während die Pumpwiederholfrequenz steigt, steigt die Wiederholungsrate des Schalters mit der Pumpwiederholfrequenz. In der Praxis ist eine hohe Wiederholfrequenz schwierig zu erreichen, weil dafür eine sehr hohe durchschnittliche Pumpkraft notwendig ist und ein dementsprechender hoher Temperaturanstieg der Faser. (Zum Beispiel kann ein Temperaturanstieg von mehr als 100°F, sogar mit mittelmäßiger durchschnittlicher Pumpkraft, einfach erreicht werden.) In der Praxis kann eine höhere Ordnung der Wiederholfrequenz, durch extra Einrichtungen zur Faserkühlung, erreicht werden.
Beachten sie, dass die Abfallzeit ausreichend lang sein sollte, damit das Signal im Uhrzeigersinn und das Signal entgegen dem Uhrzeigersinn im Wesentlichen die gleiche Phasenänderung erfahren, obwohl sie die aktive Faser 416 zu unterschiedlichen, um die Schleifendurchgangszeit τ_L verschiedenen, Zeiten passieren. Wenn die durch den thermischen Effekt verursachte Phasenverschiebung zwischen dem Zeitpunkt, zu dem das entgegen dem Uhrzeigersinn gerichtete Signal durch die aktive Faser 416 läuft und dem Zeitpunkt zu dem das dazugehörende Signal in Uhrzeigerrichtung durch die aktive Faser 416 läuft, erheblich abklingt, werden die zwei Signale unterschiedliche Phasenverschiebungen erfahren. Der Unterschied bei den Phasenverschiebungen wird verhindern, dass das Ausgangssignal vollständig auf den nicht umgeschalteten Anschluss 3 zurückgeschaltet wird. Daher könnte das Absorptionsverhältnis des Signals, im nicht umgeschalteten Anschluss 3, zum Signal im umgeschalteten Anschluss 2, für manche Anwendungen nicht hinreichen, die ein hohes Absorptionsverhältnis benötigen. Deshalb ist eine Abfallzeit, die kleiner als die Durchgangszeit τ_L der Schleife ist, vorzuziehen. Da besteht darum ein Ausgleich zwischen dem Absorptionsverhältnis und der Wiederholungsrate. Insbesondere bringen längere Abfallzeiten hohe Absorptionsverhältnisse und niedrigere Wiederholfrequenzen ein, wobei kürzere Abfallzeiten niedrigere Absorptionsverhältnisse und höhere Wiederholfrequenzen ergeben.
Als Anwendung des vorangehenden Prinzips auf den Betrieb des Schalters und die Abhängigkeit von der Pumpkraft, wie vorher beschrieben, im Zusammenhang mit der vorliegenden Erfindung, wird die Verwendung von Nd³⁺ als nichtlineares Dotiermittel erwogen. Es wird angenommen, dass der thermische Effekt, verglichen mit dem nichtlinearen Effekt (d.h., in dem Fall, dass die Pumpwellenlänge ungefähr 800 Nanometer beträgt), gering ist. Die Lebensdauer des angeregten Niveaus von Nd³⁺ in Silica, und daher auch τ_L, liegt typischerweise im Bereich von 400 Mikrosekunden. Bei einer Faser mit starken optischen Beschränkungen kann die Sättigungskraft in der Ordnung von 5 Milliwatt liegen. Wenn die Faser mit Impulsen, die einen niedrigen Arbeitszyklus haben (niedrig im Vergleich zu 1/400 Mikrosekunden oder ungefähr 2.5 kHz), auf einem Kraftniveau von 5 Milliwatt, gepumpt wird, ist die Anstiegszeit τ_rise der nichtlinearen Phasenverschiebung, mit den oben besprochenen Einschränkungen, auch im Bereich von 400 Mikrosekunden. Weil die Verzögerung durch die Schleifenlänge 412 länger als τ_rise sein muss, muss eine sehr lange Faser, im Bereich von mindestens 160 Kilometern, genutzt werden. Weil eine so lange Faser praktisch unmöglich ist, sollte eine bessere Anwendung des Dotiermittels erreichen, dass die Faser auf einem viel höheren Kraftniveau gepumpt wird, z. Bsp., hundertfach stärker. Speziell Pumpimpulse mit einer Breite von 4 Mikrosekunden und einer maximalen Kraft von 500 Milliwatt können verwendet werden, um die gleiche Pumpenergie, mit wesentlich höherer Pumpkraft, zur Verfügung zu stellen. In einem solchen Fall wird die Anstiegszeit auf circa 4 Mikrosekunden reduziert, und die mindestens notwendige Schleifenlänge sinkt um den Faktor 100 auf ungefähr 1600 Meter.
Ähnliche numerische Berechnungen können auch für andere Dotierungsstoffe durchgeführt werden. Zum Beispiel hat ein optimiertes Dotiermittel zweckmäßigerweise eine minimale Schaltkraft entsprechend einer Sättigungskraft von 2 Milliwatt, unabhängig von τ_nl, während τ_nl prinzipiell nicht kürzer als ein paar Nanosekunden sein kann (abhängig von verschiedenen Eigenschaften des Dotiermittels). In einem Beispiel, bei dem das Dotiermittel ein τ_nl von 1 Mikrosekunde hat und mit Pumpimpulsen einer maximalen Kraft von 200 Milliwatt gepumpt wird, und eine Pumpbreite τ_pump von 10 Nanosekunden hat, wird die Anstiegszeit τ_rise des Schalters auch 10 Nanosekunden betragen. Die im Minimum notwendige Faserlänge wird dann sehr kurz sein (d.h. circa 4 Meter). Wenn eine Faserlänge, von zum Beispiel 4 Metern, verwendet wird, und vorausgesetzt wird, dass die Länge des dotierten Bereichs viel kürzer als 2 Meter ist (wie bei einem solchen Dotiermittel der Fall sein würde), beträgt der umgeschaltete Impuls 20 Nanosekunden. Diese umgeschaltete Impulsbreite ist viel kürzer als ein τ_nl von 1 Mikrosekunde. Das Produkt von Leistung und Gesamtlänge, die für diesen Schalter notwendig ist, beträgt daher 0.2 Watt mal 4 Meter (d.h., 0.8 Watt pro Meter). Das Produkt der Leistung multipliziert mit der Länge dotierter Faser ist sogar kürzer – typischerweise im Bereich von 0.1 bis 1.0 Watt pro Millimeter. Diese Produkte sind bedeutend geringer als das Produkt, das für Sagnac-Schalter mit Silicafasern, auf Basis des Kerr-Effekts, notwendig wäre, für welche das Produkt aus Leistung und Länge des Kerr-Effekt Schalters typischerweise im Bereich einiger hundert Watt pro Meter liegt. (Siehe: N.J. Doran u. a., Experimental Investigations of All-Optical Switching in Fibre Loop Mirror Device, ELECTRONIC LETTERS, Band 25, Nr. 4, 18. Februar 1989, Seiten 267-269; und M. Jinno u. a., Demonstration of laser-diode pumped ultrafast all-optical switching in a nonlinear Sagnac interferometer, ELECTRONICS LETTERS, Band 27, Nr. 1, 3. Januar 1991, Seiten 75-76.)
Einer der Vorteile des Sagnac-Schalters 400 ist seine Unempfindlichkeit gegenüber langsamen äußeren Störungen. Wie langsam, hängt von der Schleifenlänge L ab. Wenn zum Beispiel die Temperatur in einem Teil der Schleife 412 durch externe Beheizung, in einer Zeitskala, die langsamer als τ_L ist, verändert wird, werden die Signale im Uhrzeigersinn und entgegen dem Uhrzeigersinn nominell die gleiche Phasenänderung erfahren, und die Ausgabe des Schalters wird unverändert bleiben. In ähnlicher Weise ist der Sagnac-Schalter 400 unempfindlich gegenüber langsamen Schwankungen der Temperaturanstiege. Falls das Dotiermittel thermische Prozesse vorweist, ist der Schalter 400 ebenso unempfindlich gegenüber Veränderungen am Index des Beharrungszustands, aufgrund von langsamen Veränderungen der Pumpkraft, hinsichtlich der Verzögerung τ_L innerhalb der Schleife 412.
Ein zweiter Vorteil der vorliegenden Erfindung, wie oben beschrieben, ist, dass der Sagnac-Schalter 400 einen automatischen Mechanismus bereitstellt, um das Signal sehr rasch auszuschalten, sogar wenn die Nichtlinearität des Dotiermittels selbst eine lange Abfallzeit hat. Das bedeutet, dass viele Dotiermittel, die in anderen Interferometern nicht verwendbar wären, im Sagnac-Schalter 400 genutzt werden können.
Ein dritter Vorteil ist, dass die Einschaltdauer des Schalters, durch Regulierung der Länge L der Schleife 412, eingestellt werden kann.
Ein vierter Vorteil der vorliegenden Erfindung ist, dass hohe Konzentrationen von Dotiermitteln in einem thermischen Sagnac-Schalter 400 verwendet werden können. Hohe Konzentrationen in silikastischen basierenden, Gläsern resultieren im Allgemeinen in Clusterbildung, in denen viele Teilchen des Dotiermittels (z. Bsp., Ionen) dicht nebeneinander liegen, statt gleichmäßig in der Glassgrundmasse verbreitet zu sein. Im Unterschied zu vereinzelten Ionen unterliegen Ionen in Clustern den Gesetzmäßigkeiten von Abklingeffekten (Cross-Relaxation). Es wird Energie zwischen Ionen in Clustern ausgetauscht, was zu Verlusten bei der elektronischen Besetzung durch strahlungslose Mechanismen führt. Dieser Effekt ist nachteilig für den nichtlinearen Effekt, weil der nichtlineare Effekt sich auf die Verursachung einer großen Veränderung der elektronischen Besetzung, mit so kleiner Pumpkraft wie möglich, verlässt. Cluster erhöhen die notwendige Maximalkraft zum Erhalt eines bestimmten Levels von Veränderung an der Besetzung und verringern so den Beitrag zum nichtlinearen Effekt. In ähnlicher Weise fügen Cluster strahlungslose Prozesse hinzu, d.h., sie erhöhen die Prozentzahl absorbierter, in Hitze umgewandelter, Energie, die genutzt werden kann, um eine thermische Phasenänderung hervorzurufen. Um von Nutzen zu sein, muss die strahlungslose Zeitkonstante in den Clustern sehr kurz sein, was für gewöhnlich stimmt. (Siehe: M.K. Davis u. a., Characterization of Clusters in Rare Earth-Doped Fibers by Transmission Measurement, JOURNAL OF LIGHTWAVE TECHNOLOGY, Band 13, Nr. 2, Februar 1995, Seiten 120-126.) Daher kann ein thermischer Sagnac-Schalter 400, in Übereinstimmung mit der vorliegenden Erfindung, eine stark dotierte aktive Faser 416 nutzen, mit dem Vorteil, dass die aktive Faser 416 nun kürzer sein kann. Daher kann die Schleifenlänge L kürzer sein, und die Zeit, während der der Schalter an ist, kann kürzer sein.
Ein fünfter Vorteil der vorliegenden Erfindung ist, dass im Unterschied zu anderen Interferometern der Sagnac-Schalter 400 keine kurze nichtlineare Faser 416 erfordert. Bisher war das Feld resonanter Nichtlinearität beschränkt durch die Tatsache, dass Fasern nicht stark dotiert werden konnten, weil die meisten Dotiermittel in silikastischen Gläsern schlecht löslich waren. Daher werden lange Fasern (in der Ordnung von 1 Meter) benötigt, und die Schalter (z. Bsp., Mach-Zehnder Schalter) sind unbeständig gegen Umwelteinflüsse. Im Sagnac-Schalter 400 werden, in Übereinstimmung mit der vorliegenden Erfindung, diese Beschränkungen vollständig aufgehoben, und viele Dotiermittel die in anderen Interferometern unbrauchbar sind, können im Sagnac-Schalter 400 verwendet werden.
Ein sechster Vorteil der vorliegenden Erfindung ist, dass der Betrieb des Schalters von der Polarisierung der Pumpe wenig bis gar nicht abhängt. Bei der Nutzung des thermischen Effekts tritt bei den meisten Dotiermitteln bei der Absorption von Pumpphotonen und Umwandelung von Pumpphotonen in Hitze, mit der gleichen Wirksamkeit und Geschwindigkeit, bei jeder Polarisierung des Pumplichts, auf. Das ist sehr günstig, weil in einer Faser der Zustand von der Polarisierung der Pumpe durch Umwelteinflüsse variiert, und insbesondere mit veränderlicher Temperatur und Druck schwankt. In einem auf dem Kerr-Effekt basierenden Faserschalter, hängt die Schaltkraft, die benötigt wird die Umschaltung zu induzieren, von der Umgebungstemperatur, dem Druck und ähnlichem ab, es sei denn, zum Beispiel eine Faser, welche die Polarisierung unterstützt, zur Bildung der Schleife oder eine polarisierte Pumpe genutzt wird. In der vorliegenden Erfindung, hängt, bei Nutzung des nichtlinearen Effekts, die durch die Pumpe induzierte Phasenverschiebung von der relativen Polarisierung der Pumpe und dem Signal in der aktiven Faser 416 ab; die Abhängigkeit ist jedoch klein, so dass die Schaltkraft sehr wenig von der Polarisierung der Pumpe abhängen wird. (Siehe: R.W. Keys u. a., Polarisation-Dependent Gain in Erbium-Doped Fibers, PROCEEDINGS OF THE OPTICAL FIBER COMMUNICATION CONFERNCE, OSA TECHNICAL DIGEST SERIES NO.4, 1994, Seiten 306-307.)
Eine erste Ausführungsform der vorliegenden Erfindung für den thermischen Sagnac-Schalter 400 nutzt eine, mit dreifach ionisiertem Samarium (Sm³⁺) dotierte, aktive Faser 416. Dieses Dotiermittel bietet ein sehr breites Absorptionsband oberhalb von ungefähr 1,1 Mikron, das sehr stark strahlungslos ist. Es wurde vorausberechnet, dass nahezu 100% der in diesem Band absorbierten Pumpkraft in Hitze umgewandelt wird, mit einer Zeitkonstante im Bereich von Nanosekunden, was eine schnelle Anstiegszeit für die thermische Veränderung des Indexes bedeutet. Wie oben ausgeführt, sind voraussichtlich hohe Konzentrationen (d.h., kurze Fasern) dieses Dotiermittels möglich. Die Pumpquelle 420 ist zweckmäßigerweise eine Laserdiode bei 1,48 Mikron oder ein Halbleiterlaser mit ungefähr 1,55 Mikron oder 1,3 Mikron. Das Signal muss sich in einem transparenten Bereich des Dotiermittels befinden, was bei Samarium in den Fenstern zwischen 0,55-1,0 Mikron oder 1,6-2 Mikron (ungefähr) günstig liegt. Die aktive Faser 416 besteht zweckmäßigerweise aus einigen Dezimetern (z. Bsp., 20 Zentimeter) Faser, die einige Tausend Mikromol pro Mol (ppm) (z. Bsp., 5000 Mikromol pro Mol) Sm³⁺ enthalten. Die Schleife 412 hat eine Gesamtlänge L in der Ordnung von 1 Meter oder sogar weniger, abhängig von der benötigten Abfallzeit.
Andere dreifach ionisierte seltene Erden können auch für thermisches Umschalten genutzt werden. Insbesondere Terbium (Tb³⁺) oder Praseodym (Pr³⁺) können angewandt werden. Tb³⁺ kann mit einem Faserlaser von 1,6 Mikron, der mit Er dotiert ist, gepumpt werden und wird Signale im Bereich von 700 Nanometer bis 1400 Nanometer umschalten. Pr³⁺ kann mit einer Laserdiode bei 1.48 Mikron gepumpt werden und wird Signale im Bereich von 650 Nanometer bis 1200 Nanometer umschalten.
Eine zweite Ausführungsform für einen thermischen Sagnac-Schalter 400 nutzt eine aktive Faser 416, die mit Übergangsmetall, wie etwa doppelt ionisiertem Kobalt (Co²⁺), dotierte ist, das eine starke und umfangreiche Absorption, die um ungefähr 0,7 Mikron gruppiert ist und stark strahlungslos ist, bietet. Messungen zeigen, dass ungefähr 30-40% der absorbierten Pumpkraft, mit einer Ansprechzeit von 10 Nanosekunden oder weniger, in Hitze umgewandelt wird. Co²⁺ absorbiert stark, und große Konzentrationen von Co²⁺ sind in silikastischen Gläsern möglich. Zum Beispiel wurde vollständige Absorption bei ungefähr 700 Nanometern mit hoher Stärke, in einer 2-Millimeter Faser, die mit ungefähr 10600 Gewichtsteilen pro Million Teile Co²⁺ dotiert war, vorgeführt. Die Pumpe befindet sich zweckmäßigerweise im Bereich von 700 nm, und das Signal ist, im relativ schmalen transparenten Fenster von Co²⁺ dotierter Silica bei ungefähr 830 Nanometern, vorteilhaft. Die aktive Faser 416 kann einige wenige Millimeter Faser darstellen, die ein paar Tausend Gewichtsteile pro Million Teile Co²⁺ enthalten. Die Schleife muss in der Ordnung von ein paar Metern sein, so dass τ_L die Anstiegszeit der thermischen Veränderung des Indexes (einige Nanosekunden, abhängig von der Breite des Pumpimpulses) übersteigt.
Andere Übergangsmetalle sind möglich. Insbesondere absorbieren dreifach bis fünffach ionisierte Vanadiumionen (Vⁿ⁺) in silikastischem Glas stark und umfangreich im Bereich von 900 nm. Vor allem eine beispielhafte Faser verwandelte 55% des Pumplichts in Hitze. Ionisiertes Vanadium kann in Silica, mit einer ausreichend hohen Konzentration, um die Nutzung von millimeterlangen Fasern möglich zu machen, dotiert werden. Die Absorption des ionisierten Vanadiums nimmt gewöhnlich mit steigender Wellenlänge ab, und beträgt ein wenig über 1,5 Mikron. Daher kann ein Sagnac-Schalter 400 mit einer, mit ionisiertem Vanadium dotierten aktiven Faser 416, einen guten Schalter mit Kommunikationsfenster bei 1,5 Mikron darstellen. Die Beschaffenheit des Faserkerns und/oder die Wertigkeit des Vanadiums können, wenn nötig, vorteilhaft eingestellt werden, um die verbleibende Absorption des Vanadiums in diesem Bereich zu reduzieren.
Eine dritte Ausführungsform ist ein Sagnac-Schalter 400, der eine aktive Faser 416 nutzt, die mit einem Dotiermittel dotiert ist, dass eine starke und schnelle nichtlineare Ansprechzeit aufweist (z. Bsp., unter wenigen zehn Mikrosekunden). Solche Dotiermittel wurden bisher noch nicht genau bestimmt, aber potentielle Kandidaten umfassen zweiwertige seltene Erden, wie zum Beispiel, zweiwertiges Thulium (Tm²⁺) und Farbzentren. Eine erste bevorzugte Anforderung an ein solches Dotiermittel ist, dass seine Nichtlinearität vergleichbar schnell sein sollte, was erfordert, dass es einen reinen Strahlungsübergang aufweist, mit einer vergleichsweise hohen Oszillatorstärke, so dass es keine strahlungslosen Prozesse aufweist und seine Abstrahlungsdauer im Bereich von mehreren zehn Mikrosekunden oder weniger liegt. Zum Beispiel muss die Schleifenlänge L kürzer als 2 Meter sein, wenn das Dotiermittel eine nichtlineare Abklingzeit von 10 Nanosekunden hat.
Eine zweite bevorzugte Anforderung der dritten Ausführungsform ist, dass das Dotiermittel, mit einer Laserdiode als Pumpquelle 420, gepumpt werden kann, so dass der Sagnac-Schalter 400 kompakt sein könnte. Bei der momentanen Technologie von Laserdioden ist ein Infrarotübergang zu bevorzugen, obwohl Laserdioden mit kürzeren Wellenlängen und passenden hohen Kräften beginnen im Handel zu erscheinen.
Eine dritte bevorzugte Anforderung bei der dritten Ausführungsform ist die Abwesenheit strahlungsloser Prozesse, die andernfalls eine nicht wünschenswerte thermische Phasenänderung induzieren würden.
Eine vierte bevorzugte Anforderung der dritten Ausführungsform ist, dass die nichtlineare Faser 416 nicht zu lang sein soll, d.h., dass der Übergang eine hohe Oszillatorkraft hat, und dass die Konzentration des Dotiermittels hoch genug ist. Diese Anforderung stellt eine kürzere Schleife bereit, und sorgt daher für eine kürzere Einschaltdauer. Wiederum ist die Länge nicht so entscheidend, weil ein paar Meter nichtlinearer Faser 416 noch eine Abfallzeit des Schalters im Bereich einiger weniger zehn Nanosekunden ergeben würden, was für viele Anwendungen ausreicht. Um jedoch den gesamten Vorteil der Nichtlinearität der Faser 416 zu erlangen, die eine Abfallzeit mit der Geschwindigkeit von einigen Nanosekunden haben kann (z. Bsp., ungefähr 5 Nanosekunden), wird eine Schleifenlänge von nur 1 Meter angestrebt, und vorzugsweise sollte die aktive Faser 416 viel kürzer als 1 Meter sein.
Eine vierte Ausführungsform nutzt eine aktive Faser, die ein relativ langsames nichtlineares Dotiermittel aufweist und mit einer ausreichend hohen Maximallkraft gepumpt wird, so dass die Anstiegszeit τ_rise, für eine praktisch umsetzbare Schleifenlänge genügend kurz ist. Zum Beispiel hat Neodym (Nd³⁺) eine Abstrahlungsdauer von 400 Mikrosekunden und beim Pumpen mit ungefähr 800 Nanometer, einen geringen thermischen Effekt. Eine mit Neodym dotierte Faser kann mit Pumpimpulsen, einer Dauer von ungefähr 4 Mikrosekunden gepumpt werden und eine Maximalkraft von 500 Milliwatt haben, so dass die Anstiegszeit auf circa 4 Mikrosekunden reduziert wird. Die minimale Schleifenlänge in einer solchen Ausführungsform beträgt ungefähr 1600 Meter.
Beachten sie, dass andere Gläser, als silikastische Gläser, in Verbindung mit der vorliegenden Erfindung verwendet werden können. Zum Beispiel Fluorozirconat-Gläser, Phosphatgläser, Chalkogenide, Tellurite, Borate und ähnliche können genutzt werden. Zusätzlich kann die vorliegende Erfindung mit anderen Wellenleitern verbunden werden, wie zum Beispiel integrierte optische Wellenleiter.

Claims

Vorrichtung (200, 400) zur Durchführung des rein optischen Schattens eines optischen Signals mit: einem Eingangs-Wellenleiter, der ein optisches Eingangssignal empfängt; einer Schleife (204, 412) eines optischen Wellenleiters (202, 418), wobei der optische Wellenleiter (202, 418) einen aktiven Abschnitt hat, der asymmetrisch in der Schleife (204, 412) angeordnet ist; einem Koppler (206, 414), der Licht aus dem Eingangs-Wellenleiter (210, 432) in die Schleife (204, 412) einkoppelt, um zu bewirken, daß sich das optische Signal in der Schleife (204, 412) als ein erstes und zweites gegenläufiges Signal ausbreitet, und der das erste und zweite gegenläufige Signal aus der Schleife (204, 412) als ein kombiniertes Ausgangssignal auskoppelt, wobei der Koppler (206, 414) einen ersten und zweiten Ausgangsport (210, 212, 440, 450) hat, wobei der Koppler (206, 414) das kombinierte Ausgangssignal in den ersten Ausgangsport (210, 440) einkoppelt, wenn das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite gegenläufige Signal eine erste Phasenbeziehung haben, wobei der Koppler (206, 414) das kombinierte Ausgangssignal in den zweiten Ausgangsport (212, 450) einkoppelt, wenn das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite gegenläufige Signal eine zweite Phasenbeziehung haben; und einer Pumplichtquelle (430), die mit der Schleife (204, 412) gekoppelt ist, um Pumplicht in den aktiven Abschnitt (416) der Schleife (204, 412) einzuführen, wobei der aktive Abschnitt (416) der Schleife (204, 412) auf das Pumplicht anspricht, um Phasenänderungen in dem ersten und zweiten gegenläufigen Signal zu bewirken, wobei die Phasenänderungen bewirken, daß das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite gegenläufige Signal für eine Zeitdauer, die proportional zur Laufzeit durch die Schleife (204, 412) ist, von einer ersten Phasenbeziehung zu einer zweiten Phasenbeziehung wechseln, woraufhin das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite gegenläufige Signal zu der ersten Phasenbeziehung zurückkehren.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei der aktive Abschnitt (416) einen mit einem Dotierungsmittel dotierten Wellenleiter umfaßt, wobei der aktive Abschnitt bei Abwesenheit von Pumplicht einen ersten Brechungsindex hat und auf Pumplicht derartig anspricht, daß er einen zweiten Brechungsindex hat, der sich von dem ersten Brechungsindex unterscheidet.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 2, wobei der Brechungsindex des aktiven Abschnitts (416) mit einer ersten Änderungsgeschwindigkeit von dem ersten Brechungsindex zu dem zweiten Brechungsindex wechselt, wenn das Pumplicht zugeführt wird, und mit einer zweiten Änderungsgeschwindigkeit von dem zweiten Brechungsindex zu dem ersten Brechungsindex wechselt, wenn das Pumplicht entzogen wird, wobei die erste Änderungsgeschwindigkeit höher als die zweite Änderungsgeschwindigkeit ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 2, wobei sich das optische Signal in einer Schleifendurchgangszeit durch die Schleife (204, 412) ausbreitet und wobei der Brechungsindex in einer Anstiegszeit von dem ersten Brechungsindex zu dem zweiten Brechungsindex wechselt, wobei die Anstiegszeit viel kürzer als die Schleifendurchgangszeit ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 2, wobei sich das optische Signal in einer Schleifendurchgangszeit durch die Schleife (204, 412) ausbreitet und wobei der Brechungsindex in einer Abfallzeit von dem zweiten Brechungsindex zu dem ersten Brechungsindex wechselt, wobei die Abfallzeit viel länger als die Schleifendurchgangszeit ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite Signal die zweite Phasenbeziehung für eine Zeitdauer haben, die annähernd gleich einer Durchgangszeit des ersten optischen Signals durch einen inaktiven Abschnitt der Schleife (204, 412) des optischen Wellenleiters (202, 418) ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei das erste und zweite Signal auch dann von der zweiten Phasenbeziehung zu der ersten Phasenbeziehung wechseln, wenn das Pumplicht eine Dauer hat, die größer als die Zeitdauer ist, die proportional zur Ausbreitungszeit durch die Schleife (204, 412) ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei die Phasenänderungen in dem ersten und zweiten gegenläufigen Signal durch thermische Veränderungen in dem aktiven Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters als Antwort auf das Pumplicht bewirkt werden.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 8, wobei der aktive Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters Glas umfaßt, das mit einer ionisierten seltenen Erde dotiert ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 9, wobei die seltene Erde Terbium umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 9, wobei die seltene Erde Praseodym umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 9, wobei die seltene Erde Samarium umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 9, wobei das Glas Siliziumoxid umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 8, wobei der aktive Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters Glas umfaßt, das mit einem Übergangsmetall dotiert ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 14, wobei das Übergangsmetall ionisiertes Kobalt umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 14, wobei das Übergangsmetall ionisiertes Vanadium umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 14, wobei das Glas Siliziumoxid umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei die Phasenänderungen in dem ersten und zweiten gegenläufigen Signal durch einen nichtlinearen Effekt in dem aktiven Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters als Antwort auf das Pumplicht bewirkt werden.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 18, wobei der aktive Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters Glas umfaßt, das mit einem Dotierungsmittel mit einer starken nichtlinearen Antwort und einer schnellen nichtlinearen Antwortzeit dotiert ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 19, wobei das Dotierungsmittel eine zweiwertige seltene Erde umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 20, wobei die zweiwertige seltene Erde Thulium umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 9, wobei das Glas Siliziumoxid umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 18, wobei der aktive Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters Glas umfaßt, das mit Neodym dotiert ist.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 23, wobei das Glas Siliziumoxid umfaßt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 18, wobei das Pumplicht durch eine Laserdiode erzeugt wird.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 18, wobei der nichtlineare Effekt bei Abwesenheit von Strahlungsvorgängen auftritt.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 18, wobei der aktive Abschnitt (416) mit einem Dotierungsmittel mit einer Konzentration dotiert ist, die ausreicht, daß der aktive Abschnitt (416) eine Länge von weniger als einem Meter hat.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei der aktive Abschnitt (416) des optischen Wellenleiters eine Länge von weniger als annähernd der Hälfte der Gesamtlänge der Schleife (204, 412) des optischen Wellenleiters (202, 418) hat.
Vorrichtung (200, 400) nach Anspruch 1, wobei das erste und zweite Signal unabhängig von der Polarisierung des ersten und zweiten Signals von der ersten Phasenbeziehung zu der zweiten Phasenbeziehung wechseln.
Verfahren zum Schalten eines optischen Signals unter Verwendung einer optischen Pumpe umfassend: Eingeben eines optischen Signals in eine optische Schleife (204, 412) als ein erstes und zweites gegenläufiges Signal; Pumpen eines aktiven Abschnitts (416) der Schleife (204, 412) mit der optischen Pumpe, wobei der aktive Abschnitt (416) asymmetrisch in der Schleife (204, 412) angeordnet ist, wobei die Pumpe bewirkt, daß der aktive Abschnitt (416) der Schleife (204, 412) die Phasen des ersten und zweiten gegenläufigen Signals modifiziert, wobei die Lage des aktiven Abschnitts (416) in der Schleife (204, 412) bewirkt, daß das erste gegenläufige Signal die Schleife (204, 412) mit einer modifizierten Phase verläßt, bevor das zweite gegenläufige Signal die Schleife (204, 412) mit der modifizierten Phase verläßt; und Interferieren des ersten gegenläufigen Signals mit dem zweiten gegenläufigen Signal in einem Koppler (206, 414) mit einem ersten und zweiten Ausgangsport (210, 212, 440, 450), um ein Ausgangssignal zu erzeugen, wobei das Ausgangssignal von dem zweiten Ausgangsport (212, 450) des Kopplers ausgegeben wird, wenn nur eines der gegenläufigen Signale in dem Koppler die modifizierte Phase hat, wobei das Ausgangssignal von dem ersten Ausgangsport (210, 440) des Kopplers (206, 414) ausgegeben wird, wenn keines der gegenläufigen Signale in dem Koppler (206, 414) die modifizierte Phase hat und wenn beide gegenläufigen Signale in dem Koppler (206, 414) die modifizierte Phase haben.
Verfahren nach Anspruch 30, wobei der aktive Abschnitt (416) einen mit einem Dotierungsmittel dotierten Wellenleiter umfaßt, wobei der aktive Abschnitt (416) einen ersten Brechungsindex hat und wobei der Pumpschritt bewirkt, daß der aktive Abschnitt (416) einen zweiten Brechungsindex hat, der sich von dem ersten Brechungsindex unterscheidet.
Verfahren nach Anspruch 31, wobei der Brechungsindex des aktiven Abschnitts (416) mit einer ersten Änderungsgeschwindigkeit von dem ersten Brechungsindex zu dem zweiten Brechungsindex wechselt, wenn das Pumplicht zugeführt wird, und mit einer zweiten Änderungsgeschwindigkeit von dem zweiten Brechungsindex zu dem ersten Brechungsindex wechselt, wenn das Pumplicht entzogen wird, wobei die erste Änderungsgeschwindigkeit höher als die zweite Änderungsgeschwindigkeit ist.
Verfahren nach Anspruch 31, wobei sich das optische Signal in einer Schleifendurchgangszeit durch die Schleife (204, 412) ausbreitet und wobei der Pumpschritt bewirkt, daß der Brechungsindex in einer Anstiegszeit von dem ersten Brechungsindex zu dem zweiten Brechungsindex wechselt, wobei die Anstiegszeit viel kürzer als die Schleifendurchgangszeit ist.
Verfahren nach Anspruch 31, wobei sich das optische Signal in einer Schleifendurchgangszeit durch die Schleife (204, 412) ausbreitet und wobei nach dem Pumpschritt der Brechungsindex in einer Abfallzeit von dem zweiten Brechungsindex zu dem ersten Brechungsindex wechselt, wobei die Abfallzeit viel länger als die Schleifendurchgangszeit ist.
Verfahren nach Anspruch 30, wobei der Pumpschritt bewirkt, daß das aus der Schleife (204, 412) ausgekoppelte erste und zweite optische Signal die zweite Phasenbeziehung haben für eine Zeitdauer, die annähernd gleich einer Durchgangszeit des ersten optischen Signals durch einen inaktiven Abschnitt der Schleife (204, 412) des optischen Wellenleiters ist.
Verfahren nach Anspruch 30, wobei die Phasen des ersten und zweiten gegenläufigen Signals aufgrund von Veränderungen in dem aktiven Abschnitt (416) der optischen Schleife (204, 412) modifiziert werden, die durch thermische Veränderungen in dem aktiven Abschnitt (416) der optischen Schleife (204, 412) als Antwort auf den Pumpschritt bewirkt werden.
Verfahren nach Anspruch 30, wobei die Phasen des ersten und zweiten gegenläufigen Signals durch Veränderungen in einem Brechungsindex des aktiven Abschnitts (416) der optischen Schleife (204, 412) modifiziert werden, die durch einen nichtlinearen Effekt in dem aktiven Abschnitt (416) als Antwort auf den Pumpschritt bewirkt werden.
Verfahren nach Anspruch 37, wobei der nichtlineare Effekt bei Abwesenheit von Strahlungsvorgängen auftritt.
Verfahren zur Verwendung einer Sagnac-Interferometerschleife (410) als einen optischen Schalter (200; 400) umfassend: Übergeben eines optischen Eingangssignals (430) an einen ersten Port (210, 432) der Interferometerschleife (410), um zu bewirken, daß sich zwei Abschnitte des optischen Eingangssignals (430) gegenläufig in der Interferometerschleife (410) ausbreiten; selektives Einkoppeln eines Pumpsignals in einen asymmetrisch angeordneten aktiven Abschnitt (416) der Schleife (410), wobei das Pumpsignal bewirkt, daß der aktive Abschnitt (416) der Schleife (410) die Ausbreitungseigenschaften ändert; und Ausgeben von Signallicht aus der Interferometerschleife (410), wobei das Signallicht aus der Kombination der beiden Abschnitte des optischen Eingangssignals resultiert, die sich gegenläufig in der Interferometerschleife ausbreiten, wobei das Signallicht von dem ersten Port ausgegeben wird, bevor das Pumpsignal in den aktiven Abschnitt (416) der Interferometerschleife (410) eingekoppelt wird, wobei das Signallicht von einem zweiten Port (212, 450) der Interferometerschleife (410) ausgegeben wird, wenn nur einer der beiden Abschnitte des optischen Eingangssignals den aktiven Abschnitt (416) der Interferometerschleife (410) durchlaufen hat, und wobei das Signallicht erneut von dem ersten Port (210, 440) der Interferometerschleife (410) ausgegeben wird, wenn beide Abschnitte des optischen Eingangssignals den aktiven Abschnitt (416) der Interferometerschleife (410) durchlaufen haben.