Žilinská univerzita v Žiline Elektrotechnická fakulta Katedra telekomunikácií Ramanovské zosilňovanie s obojstranným čerpaním Miloš Vančo 2006
Ramanovské zosilňovanie s obojstranným čerpaním DIPLOMOVÁ PRÁCA MILOŠ VANČO ŽILINSKÁ UNIVERZITA V ŽILINE Elektrotechnická fakulta Katedra telekomunikácií Študijný odbor: TELEKOMUNIKÁCIE Vedúci diplomovej práce: Stupeň kvalifikácie: inžinier (Ing.) Dátum odovzdania diplomovej práce: ŽILINA 2006
Abstrakt Obsahuje tri rôzne schémy Ramanovho distribuovaného zosilňovania pre kvázi bezstratový prenos. Nasimulované výsledky týchto troch schém v simulačnom programe VPI sú porovnávané z hľadiska rozkmitu výkonu a šumových vlastností. Dosiahol som rozkmit okolo 1,4 db pri 100 km vlákne medzi napájacími zdrojmi a okolo 0,009 db pri 50 km vlákne, pri použití zdroja signálu o výkone 0 dbm a výkonu čerpacích zdrojov 7,1 W pri 100 km a 6,4 W pri 50 km vlákne.
Žilinská univerzita v Žiline, Elektrotechnická fakulta, Katedra telekomunikácií ANOTAČNÝ ZÁZNAM - DIPLOMOVÁ PRÁCA Priezvisko, meno: VANČO Miloš školský rok: 2005/2006 Názov práce: Počet strán: 68 Počet obrázkov: 54 Počet tabuliek: 5 Počet grafov: 36 Počet príloh: 0 Použitá lit.: 9 Anotácia (slov. resp. český jazyk): V tejto diplomovej práci je riešená problematika distribuovaných Ramanovych zosilňovačov, princíp zosilňovania, vplyvy na zosilnenie, porovnanie s inými druhmi zosilnenia. Základom práce je snaha o vytvorenie bezstratového prenosu pomocou distribuovaného Ramanovho zosilnenia. Sú porovnávané tri spôsoby distribuovaného Ramanovho zosilnenia. Anotácia v cudzom jazyku (anglický resp. nemecký): In this diploma work is solved problem of distributed Raman amplifier, amplification process, influences on amplification, comparison with other way of amplification. The base of work is effort to create of lossless transmition by distributed Raman amplification. Three type of distributed Raman amplification are comparison. Kľúčové slová: Ramanov rozptyl, distribuovaný Ramanov zosilňovač, vplyvy na Ramanov zisk, porovnanie Raman a EDFA, bezstratový prenos Vedúci práce: Ing. Jozef DUBOVAN, Žilinská univerzita Recenzent práce Ing. Drahomír Grendár, Žilinská univerzita Dátum odovzdania práce: 19.05.2006
Obsah 1 Úvod...1 2 Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov...2 2.1 Rayleightov a Ramanov rozptyl...2 2.1.1 Model prenosu energie:...3 2.2 Hyper - Rayleightov a hyper - Ramanov rozptyl...7 2.2.1 Popis...7 2.2.2 Model prenosu energie:...7 2.3 Druhý hyper - Rayleightov a druhý hyper - Ramanov rozptyl...8 2.3.1 Popis...8 2.3.2 Model prenosu energie...8 2.4 Koherentný antistokesovy a koherentný stokesovy Ramanov rozptyl:...9 2.5 Spektroskopia stimulovaného Ramanovho zisku a straty...11 2.6 Ramanov prah...12 2.6.1 Stokesove vlny vyšších rádov...15 2.7 Ramanove zosilňovače...17 2.7.1 Zisk signálu s malou amplitúdou...19 2.7.2 Gain Compression a saturácia...21 2.7.3 Účinnosť čerpania (PCE)...22 2.7.4 Šum...24 2.7.5 Optický šum: Zosilnená spontánna emisia (ASE)...25 2.7.6 Optický odstup signál šum (OSNR)...26 2.7.7 Elektrický šum...26 2.7.8 Šumová charakteristika:...27 2.8 Faktory vplývajúce na Ramanov zosilňovač...29 2.8.1 Dopad efektívnej oblasti vlákna na Ramanov zosilňovač...29 2.8.2 Závislosť Ramanovho zisku od parametrov vlákna...32 3 Porovnanie vlastností s inými spôsobmi zosilňovania...42 3.1 Charakteristika optických zosilňovačov...42 3.2 Použitie Ramanovych zosilňovačov...44 4 Jednotlivé schémy čerpania...47 4.1 Dopredné čerpanie...47
4.2 Spätné čerpanie...48 4.3 Obojsmerné čerpanie...49 5 Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia...50 5.1 Zostavenie a parametre simulačnej schémy...50 5.2 Parametre meracích zariadení...54 6 Simulácie a vyhodnotenie výsledkov...55 6.1 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100 km vlákno s jedným čerpacím signálom...55 6.2 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100 km vlákno s tromi čerpacími signálmi 58 6.3 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100km vlákno s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn na čerpanie...62 6.4 Vyhodnotenie nasimulovaných výsledkov daných čerpacích schém...65 7 Záver...68
Zoznam obrázkov a tabuliek Obr. 2. 1 Schematické vyjadrenie a) Raylieghtovho a Ramanovho rozptylu b) hyper Rayleightov a hyper-ramanov rozptyl c) druhý hyper-raylieghtov a druhý hyper- Ramanov rozptyl...2 Obr. 2. 2 Schematické vyjadrenie CARS, CSRS, SRGS a SRLS...9 Obr. 2. 3 Diagramy energetických úrovní pre a) CARS b) CSRS. Oba CARS a CSRS sú pasívne procesy bez výmeny energie v materiálovom systéme...10 Obr. 2. 4 Päť Stokesovych čiar vytvorených simultánne použitím 1,06 µm čerpacích pulzov. Rovná čiara je reziduálny čerpací signál...15 Obr. 2. 6 Diagram stimulovaného zosilnenia...17 Obr. 2. 7 Ramanove ziskové koeficienty...18 Obr. 2. 8 Šumová charakteristika Ramanovho zosilňovača...19 Obr. 2. 9 Závislosť zisku na vzájomnej polarizácií [4]...20 Obr. 2. 10 Závislosť výstupného výkonu na čerpacom výkone[4]...23 Obr. 2. 11 Účinnosť konverzie [4]...24 Obr. 2. 12 Rozdiel v Ramanovom zisku pre vlákna s rôznymi efektívnymi oblasťami..30 Obr. 2. 13 Experimentálna konfigurácia na porovnávanie vlákien s rôznymi efektívnymi oblasťami...30 Obr. 2. 14 Maximálna strata slučky pri BER = 10-8 v závislosti na čerpacom výkone...31 Obr. 2. 15 Závislosť maximálnej dĺžky úseku pri BER = 10-8 od čerpacieho výkonu...32 Obr. 2. 16 Profil Indexu lomu pre vlákno SPECTRAN...33 Obr. 2. 17 Profil indexu lomu pre DSF...34 Obr. 2. 18 Závislosť indexu lomu od koncentrácie GeO 2...36 Obr. 2. 19 Závislosť rozdielu indexu od koncentrácie GeO 2...36 Obr. 2. 20 Závislosť indexu lomu čistého kremíka a GeO 2 dopovaným kremíkom od vlnovej dĺžky...37 Obr. 2. 21 Efektívny Ramanov zisk...38 Obr. 2. 22 Normalizovaný Ramanov zisk...39 Obr. 2. 23 Ramanove ziskové koeficienty...40 Obr. 2. 24 Polarizované Ramanove spektrum pre rôzne sklá...41 Obr. 4. 1 Schéma dopredného čerpania...47
Obr. 4. 2 Prenos šumu z čerpacieho na informačný signál pri doprednom čerpaní...48 Obr. 4. 3 Schéma spätného čerpania...48 Obr. 4. 4 Prenos šumu z čerpacieho na informačný signál pri spätnom čerpaní...49 Obr. 4. 5 Schéma obojsmerného čerpania...49 Obr. 5. 1 Parametre zdrojov informačného a čerpacieho signálu...50 Obr. 5. 2 Parametre vlákna...51 Obr. 5. 3 Všeobecné parametre simulačnej schémy...52 Obr. 5. 4 Simulačná schéma s jedným čerpacím signálom. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna...52 Obr. 5. 5 Simulačná schéma s tromi čerpacími signálmi. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna...53 Obr. 5. 6 Simulačná schéma s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna 53 Obr. 5. 7 Konfigurácia analyzátora zosilňovačov a merača OSNR...54 Obr. 6. 1 Výkon v 50 km vlákne s jedným čerpacím signálom...55 Obr. 6. 2 Výkon v 100 km vlákne s jedným čerpacím signálom...56 Obr. 6. 3 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne s jedným čerpacím signálom..57 Obr. 6. 4 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne s jedným čerpacím signálom 57 Obr. 6. 5 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití jedného čerpacieho signálu...58 Obr. 6. 6 Výkon signálu v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch...59 Obr. 6. 7 Výkon signálu v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch...59 Obr. 6. 8 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch.60 Obr. 6. 9 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch60 Obr. 6. 10 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití 3 čerpacích signálov (100 km)...61 Obr. 6. 11 Výkon v 50 km vlákne s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu...62 Obr. 6. 12 Výkon v 100 km vlákne s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu...63 Obr. 6. 13 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu...63
Obr. 6. 14 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu...64 Obr. 6. 15 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití 3 čerpacích signálov s využitím Stokesovych vĺn druhého rádu (100 km)...64 Obr. 6. 16 Výkon informačného signálu v 50 km vlákne pri rôznych schémach...66 Obr. 6. 17 Výkon informačného signálu v 100 km vlákne pri rôznych schémach...66 Obr. 6. 18 Schéma distribuovaného Ramanovho lasera na vytvorenie bezstratového prostredia...67 Tab 2. 1 Rovnováha energie pre Raylieghtov, Ramanov, hyper Raylieghtov, hyper Ramanov, druhý hyper Raylieghtov a druhý hyper Ramanov proces...5 Tab 2. 2 Špecifikácie SMF 28 a SPECTRAN vlákien...33 Tab 2. 3 Parametre Sellmeiersovej rovnice pre čisté a s GeO 2 dopované kremíkové vlákna...35 Tab 2. 4 Údaje Ramanovho zisku v rôznych vláknach v prípade depolarizovaného svetla...40 Tab 3. 1 Porovnanie Ramanovych a EDFA zisilňovačov...43
Zoznam skratiek a symbolov ASE Amplified spontaneous emision Zosilnená spontánna emisia OSNR Optical signal to noise ratio Odstup signál - šum CARS Coherent anti-stokes Raman scattering Koherentný antistokesov rozptyl CSRS Coherent Stokes Raman scattering Koherentný Stokesov rozptyl SRGS Stimulated Raman gain Spectroscopy Spektroskopia stimulovaného Ramanovho zisku SRLS Stimulated Raman loss Spectroscopy Spektroskopia stimulovanej Ramanovej straty CW Continual wave Spojitá vlna SRS Stimulated Raman scatering Stimulovaný Ramanov rozptyl SMF Single mode fiber Jednovidové vlákno DCF Dispersion shifted fiber Disperzne posinuté vlákno EDFA Erbium doped fiber amplifier Erbiom dopovaný vláknový zosilňovač WDM Wave divided multiplex Vlnovo delený multiplex DRS Double Raylieght scattering Dvojitý Rayleightov rozptyl BER Bit error rate Chybovosť SNR Signal noise ratio Ostup signál šum NF Noise figure Šumová charakteristika DRA Distributed Raman amplifier Distribuovaný Ramanov zosilňovač PSCF Pure silica core fibre Vlákno s čistým kremíkovým jadrom ZF Z fibre Z vlákno (PSCF) MFD Mode field diameter Priemer vidového poľa FWHM Full Bandwidth Half Maximum Šírka pásma v polovici maxima STF Step index fiber Step indexové vlákno TX Transmitter Vysielač OSA Optical Spectrum analyzer Analyzátor optického spektra
Úvod 1 Úvod V posledných rokoch sa zaznamenal nárast v použití distribuovaného Ramanovho zosilňovania v optických prenosových linkách, vďaka existencii silných Ramanových čerpacích zdrojov. V súčasnosti kľúčový trend v štúdiu distribuovaných zosilňovačov je hľadanie ideálneho priebehu výkonu signálu v prenosovom úseku. Použitie obojsmerných napájacích schém s modernými stabilnými napájacími zdrojmi a s možnosťou vykonávania manažmentu efektívnej oblasti bolo študované s cieľom distribuovania zisku rovnomernejšie pozdĺž prenosovej linky. Čerpacie štruktúry vyšších rádov môžu byť tiež použité na redukovanie rozptylu efektívneho koeficientu zisk strata pozdĺž úseku šírenia. Dokonale rovnomerné distribuovanie zisku pozdĺž úseku šírenia by viedlo k ideálne bezstratovému prenosu. Pre riešenie bezstratového prenosu nie je nutné optimálne riešenie pre každú situáciu, pretože môže viesť k silnému nelineárnemu zhoršeniu od signálov s relatívne malým výkonom. Napriek tomu to bude dlhodobým cieľom optických komunikácií, keďže to zo sebou prinesie minimalizáciu vzrastu šumu zosilnenej spontánnej emisie ASE. V prípade, že je ASE považovaná za jediný príspevok k šumu, základné obmedzenie pre optický odstup signál šum (OSNR) je minimalizovaný. Minimalizovaný je aj výkon signálu spriemerovaný pozdĺž vlákna, uvažovaný ako rozkmit výkonu signálu. Kvázi bezstratový prenosový systém by bol ideálny pre oba systémy. Jednak pre systémy s veľmi malým výkonom signálu (šum ako hlavný limitujúci faktor) tak aj pre systémy, v ktorých veľké nelinearity hrajú pozitívnu úlohu (napr. pri solitónovom prenose). V diplomovej práci navrhujem schému zosilňovača, ktorá využíva Ramanov jav, obojsmerné čerpanie, čerpanie vyšších rádov a využitie Stokesovych vĺn vyšších rádov. Žilinská univerzita 1
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 2 Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 2.1 Rayleightov a Ramanov rozptyl Keď monochromatické žiarenie o frekvencii ω 1 dopadá na systém ako sú bezprašné transparentné plyny a kvapaliny, alebo optický perfektné transparentné tuhé látky, väčšina z neho je preneseného bez zmeny, ale navyše nastáva aj rozptyl žiarenia [1]. Ak analyzujeme frekvenčný obsah rozptýlenej radiácie budeme pozorovať prítomnosť nie iba frekvencie ω 1 súvisiacou s dopadajúcim žiarením, ale taktiež páry nových frekvencií o frekvencii ω 1 + - ω M (obr. 2.1). Obr. 2. 1 Schematické vyjadrenie a) Raylieghtovho a Ramanovho rozptylu b) hyper Rayleightov a hyper-ramanov rozptyl c) druhý hyper-raylieghtov a druhý hyper-ramanov rozptyl Žilinská univerzita 2
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov V molekulárnych systémoch nájdeme ležať frekvencie ω M v rozsahoch spojených s prechodmi medzi rotačnými, vybračnými a elektrónovými úrovňami. Rozptýlene žiarenie má zvyčajne rozdielnu polarizačnú charakteristiku ako dopadajúce žiarenie. Rozptyl nastáva vo všetkých smeroch a oboje, intenzita a polarizácia rozptýleného žiarenia závisí na smere pozorovania. Rozptyl bez zmeny frekvencie sa nazýva Rayleightov rozptyl a ten zo zmenou frekvencie sa nazýva Ramanov rozptyl po jeho objaviteľovi Ramanovi. V spektre rozptýleného žiarenia nové sekvencie sú nazývané Ramanovymi čiarami, alebo pásmami a súhrne predstavujú Ramanove spektrum. Ramanove pásma na frekvenciách nižších ako dopadajúca frekvencia (t.j. typu ω 1 ω M ) sú Stokesove pásma a tie na frekvenciách väčších ako frekvencia dopadajúceho žiarenia (t.j. typu ω 1 + ω M ) sú antistokesove pásma. Pôvod tohto názvu je nasledujúci. Podľa Stokesovho zákonu frekvencia fluorescenčného svetla je vždy menšia, alebo prinajmenšom rovnaká ako frekvencia budiaceho svetla. Stokesove čiary pri fluorescencii sú tak tie, ktoré odpovedajú Stokesovmu zákonu a antistokesove čiary sú tie, ktoré ho popierajú. Pre Ramanov efekt bol tiež tento názov adoptovaný i napriek jeho rozdielu od fluorescencie. 2.1.1 Model prenosu energie: Tento model je založený na fotónovom popise elektromagnetického žiarenia. Uvažujeme, že pred interakciou radiácie so systémom tu bolo n 1 fotónov, každý s energiou ħω 1, kde ω 1 je frekvencia dopadajúceho monochromatického žiarenia a molekula mala energiu E i. Interakcia žiarenia s molekulou vedie k anihilácii jedného fotónu s energiou ħω 1, vytvoreniu nového fotónu s energiou ħω s a prechodu molekuly do stavu s energiou E f. Žiarenie teraz pozostáva z (n 1-1) fotónov každý s energiou ħω 1 a jedného fotónu s energiou ħω s. V celkovom procese musí byť energia uchovaná a preto E fi = ħ(ω 1 ω s ), alebo ω s = ω 1 ω fi. Avšak ako už bolo povedané energia ħω 1 neodpovedá prechodovej energii žiadnemu elektrónu a fotón s energiou ħω 1 nie je absorbovaný v striktnom spektroskopickom zmysle, keďže v tejto časti procesu nie je zachovanie energie dodržané. Úloha dopadajúceho žiarenia je skôr rušiť molekulu a otvoriť možnosti spektroskopického prechodu iného, než je priama absbcorcia. Ak sa energia ħω 1 blíži k prechodovej energii elektrónu pozorujeme zvýšenú intenzitu rozptylu. Žilinská univerzita 3
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Pre príslušné účely týchto a ďalších použitiach modelu prenosu energie je vhodné zaviesť N, definované ako celkový počet dopadajúcich fotónov zapojených do jedného rozptylového aktu, t.j. počet anihilovaných dopadajúcich fotónov. Celkový počet fotónov zapojených do jedného rozptylového aktu, to je počet fotónov anihilovaných a vytvorených, je preto N + 1. V uvažovanom rozptylovom procese sa celkovo zapájajú dva fotóny, z ktorých jeden je dopadajúci a druhý je rozptýlený, preto N + 1 = 2. Toto popisuje Rayleightov rozptyl, keď f = i a Ramanov rozptyl, keď F i. Pre Rayleightov rozptyl ω s = ω 1. Pre Ramanov rozptyl, keď E f > E i, potom ω s = ω 1 ω M a máme Stokesov Ramanov rozptyl; keď E f < E i, potom ω s = ω 1 + ω m a máme antistokesov Ramanov rozptyl. Rayleightov rozptyl je niekedy popisovaný ako elastický rozptyl a Ramanov rozptyl ako neelastický rozptyl. Tiež Ramanov rozptyl vyvoláva výmenu energie medzi žiarením a molekulou a je často klasifikovaný ako aktívny proces. Proces Ramanovho a Rayleightov rozptylu je sumarizovaný v tabuľke 2.1. Táto tabuľka poskytuje nasledujúce informácie pre každý rozptylový proces: hodnoty N a M v stĺpci I; počiatočnú a konečnú energiu molekúl v stĺpci III respektíve V; pôvodný a konečný počet fotónov v stĺpci II respektíve IV; rozptylovú frekvenciu ω s určenú požiadavkou zachovania celkovej energie v stĺpci VI a diagram úrovne energie v stĺpci VII; a názvy procesov v stĺpci VIII. V diagrame energetickej úrovne šípka ukazujúca navrch indikuje anihiláciu fotónu a šípka ukazujúca nadol indikuje vytvorenie fotónu. Plná horizontálna čiara znamená diskrétny kvantový stav molekuly a čiarkovaná čiara indikuje virtuálne stavy. V reálnom absorbčnom procese energia je zachovaná a konečný stav systému je diskrétny. Absorbcia bez zachovania energie je nazývaná virtuálna absorbcia a výsledný stav je popísaný ako virtuálny stav. Diagramy nehovoria nič o mechanizme interakcií medzi fotónmi a molekulami, alebo o pravdepodobnosti ich výskytu. Ramanov rozptyl je prirodzene nekoherentný a následkom toho intenzita rozptylu z materiálového systému skladajúceho sa z N neinteragujúcich molekúl je jednoducho N-krát to, čo z jednej molekuly a je nezávislý na celkovej štruktúre materiálového systému. Naopak Rayleightov rozptyl z materiálového systému závisí na prirodzenej štruktúre systému tak, ako aj na koncentrácií rozptylových druhov. Ako dôsledok Rayleightov rozptyl môže byť koherentný v niektorých situáciách a nekoherentný v iných. Žilinská univerzita 4
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Tab 2. 1 Rovnováha energie pre Raylieghtov, Ramanov, hyper Raylieghtov, hyper Ramanov, druhý hyper Raylieghtov a druhý hyper Ramanov proces Žilinská univerzita 5
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Tab 2. 1 Pokračovanie Žilinská univerzita 6
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Avšak intenzita Rayleightovho rozptylu z množiny N voľne rotujúcich, neinteragujúcich molekúl je N-krát to, čo z jednej molekuly, okrem prípadu, keď je rozptyl pozorovaný pozdĺž presne rovnakého smeru, ako ten, ktorým sa šíri dopadajúce žiarenie. Ak vylúčime tento čiastočný prípad, ktorý sa nazýva dopredný rozptyl, môžeme brať Rayleightov rozptyl ako nekoherentný. Intenzita Rayleightovho a Ramanovho rozptylu je priamo úmerná intenzite ožiarenia dopadajúcim žiarením a takýto rozptyl môže byť popísaný ako lineárny proces. 2.2 Hyper - Rayleightov a hyper - Ramanov rozptyl 2.2.1 Popis Ak ožiarime systém monochromatickým žiarením o frekvencii ω, ktoré má adekvátne veľkú žiarivosť, tak zistíme, že rozptýlené žiarenie teraz obsahuje dodatočné frekvencie typu 2ω 1 a 2ω 1 ± ω M. Rozptyl s frekvenciou 2ω 1 je nazývaný hyper - Rayleightov rozptyl a ten z frekvenciou 2ω 1 ± ω M sa nazýva hyper - Ramanov rozptyl (obr. 2.1b). Tento rozptyl tiež nastáva vo všetkých smeroch a oboje, intenzita a polarizácia rozptylového žiarenia závisí na smere pozorovania. 2.2.2 Model prenosu energie: Znovu použijeme model založený na fotónovom popise elektromagnetického žiarenia. Predpokladáme, že pred interakciou sa tu nachádzalo n 1 fotónov každý s energiou ħω 1 a molekuly mali energiu E i. Interakcia žiarenia s molekulami vedie k úspešnej anihilácii dvoch fotónov každého s energiou ħω 1, vytvorením nového fotónu s energiou ħω s a prechodu molekuly do stavu s energiou E f. Žiarenie teraz pozostáva z (n 1 2) fotónov, každého s energiou ħω 1 a jedného fotónu s energiou ħω s. Celkový proces zachovania energie vyžaduje, aby E fi = ħ(2ω 1 ω s ), alebo ω s = 2ω 1 ω fi, ani ħω 1 ani 2ħω 1 nepotrebuje zodpovedať elektrónovým prechodovým energiám v molekule. Tento proces, ktorý celkovo zahŕňa tri fotóny (N + 1 = 3) popisuje hyper - Rayleightov rozptyl, keď f = i a hyper - Ramanov rozptyl, keď f i. Pre hyper - Rayleightov rozptyl ω s = 2ω 1. Pre hyper - Ramanov rozptyl, keď E f > E i, potom ω s = 2ω 1 + ω M a toto sa nazýva Stokesov hyper - Ramanov rozptyl; ak E f < E i potom ω s = 2ω 1 + ω M a toto sa nazýva antistokesov Žilinská univerzita 7
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov hyper - Ramanov rozptyl (pozri tab. 2.1). Zvýšenie rezonancie môže vzniknúť, keď buď ħω 1, alebo ħω 2 sa približuje k prechodovej energii elektrónu molekuly. Hyper - Ramanov rozptyl je nekoherentný, tak ako je nedopredný hyper - Rayleightov rozptyl v plyne a intenzita rozptylu je úmerná počtu rozptylujúcich molekúl. Hyper - Ramanov rozptyl je tiež neelastický, ale aktívny proces. Avšak malo by byť poznamenané, že intenzita hyper - Rayleightovho a hyper - Ramanovho rozptylu je úmerná štvorcu intenzity dopadajúceho žiarenia o frekvencii ω 1. V dôsledku toho je takýto rozptyl nazývaný nelineárny proces. 2.3 Druhý hyper - Rayleightov a druhý hyper - Ramanov rozptyl 2.3.1 Popis Keď je systém ožiarený monochromatickým žiarením o frekvencii ω 1, ktoré má adekvátne veľkú intenzitu žiarenia, rozptýlené žiarenie obsahuje taktiež frekvencie typu 3ω 1 a 3ω 1 ± ω M prislúchajúc druhému hyper Rayleightovmu, respektívne druhému hyper - Ramanovmu rozptylu, obr. 2.1c. 2.3.2 Model prenosu energie Tu interakcia žiarenia s molekulou zapríčiňuje úspešnú anihiláciu troch fotónov, každého s energiou ħω 1 a malo by to byť ľahko pochopiteľné z tab. 2.1. Tento proces, ktorý celkovo zahŕňa štyri fotóny (N + 1 = 4), popisuje druhý hyper - Rayleightov rozptyl, keď f = i a druhý hyper - Ramanov rozptyl, keď f i.. Pre druhý hyper - Rayleightov rozptyl ω s = 3ω 1, pre druhý hyper - Ramanov rozptyl, keď E f > E i, potom ω s = 3ω 1 ω M (Stokes) a ak E f < E i, potom ω s = 3ω 1 + ω m (antistokes). Zvýšenie rezonancie môže nastať ak buď ħω 1, 2ħω 1, alebo 3ħω 1 sa blíži k prechodovej energie elektrónu v molekule. Druhý hyper - Ramanov rozptyl je nekoherentný tak ako aj nedopredne sa šíriaci druhý hyper - Rayleightov rozptyl z plynu a intenzita rozptylu je úmerná počtu rozptylujúcich molekúl. Druhý hyper - Ramanov rozptyl je tiež neelastický, ale aktívny proces. Mali by sme poznamenať, že druhý hyper - Rayleightov a druhý hyper - Ramanov rozptyl sú nelineráne procesy, kde intenzita rozptylu je úmerná tretej mocnine intenzity žiarenia dopadajúceho žiarenia o frekvencii ω 1. Žilinská univerzita 8
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 2.4 Koherentný antistokesovy a koherentný stokesovy Ramanov rozptyl: Vo všetkých doteraz preberaných proces sveteľného rozptylu dopadajúce žiarenie sa skladalo z jednej monochromatickej vlny o frekvencii ω 1. Teraz budeme uvažovať o experimentálnej situácii na obrázku 2.2, kde dopadajúce žiarenie pozostáva z dvoch prekrývajúcich sa koherentných monochromatických lúčov o frekvenciách ω 1 a ω 2, kde ω 1 > ω 2. Ako sa prekrývajúce lúče žiarenia šíria cez materiálový systém nové žiarenie je vytvorené s frekvenciami prislúchajúcimi k rôznym kombináciám ω 1 a ω 2. Spomedzi všetkých možných kombinácií najprv posúdime kombináciu 2 ω 1 ω 2. Ak meníme ω 2, pokiaľ ω 1 ostáva nezmenené, zistíme, že intenzita rozptylu dramaticky vzrastie, keď ω 1 ω 2 sa bude rovnať ω M, kde ω M je molekulárna frekvencia, ktorá môže byť pozorovaná Obr. 2. 2 Schematické vyjadrenie CARS, CSRS, SRGS a SRLS v Ramanovom rozptyle. Keď je táto podmienka frekvenčnej zhody dodržaná ω s = ω 1 + ω M, pretože ω s = 2ω 1 ω 2 = ω 1 + (ω 1 - ω 2 ) = ω 1 + ω M. Podmienka ω 1 ω 2 = ω M môže byť považovaná za Ramanovu rezonanciu. Toto je trochu odlišné od elektrónovej rezonancie. Rozptýlená frekvencia ω 1 + ω M má tvar antistokesovych ramanovych frekvencií vzťahujúcich sa k ω 1. Keďže táto rozptýlená radiácia je koherentná, tak ho nazývame koherentný Antiskokesov Ramanov rozptyl, alebo CARS. Menením ω 2 v celkom rozsahu hodnôt, ktoré pokrývajú požadované hodnoty v ω M dostaneme spektrum CARS. CARS frekvencie budú umiestnené na pozadí slabého nerezonantného rozptylu daného 2 ω 1 ω 2. Ak alternatívne uvažujeme s kombináciou rozptylových frekvencií 2 ω 2 + ω 1 potom, keď ω 1 ω 2 = ω M silný rozptyl teraz nastáva na ω 2 + (ω 2 - ω 1 ) = ω 2 ω M. Toto Stokesove žiarenie so vzťahom k ω 2 sa nazýva Koherentný Stokes Ramanov rozptyl, alebo CSRS. Žilinská univerzita 9
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov CARS a CSRS sú rozdielne v mnohých dôležitých ohľadoch od Ramanovho procesu uvažovaného doteraz. Ich koherentná prirodzenosť už bola zvýraznená. Oni produkujú vysoko usmernené lúče rozptylového žiarenia s malými odchýlkami. Intenzita rozptylu je úmerná: a/ štvorcu počtu rozptylujúcich molekúl, b/ štvorcu intenzity žiarenia dopadajúceho žiarenia o frekvencii ω 1 a intenzity žiarenia dopadajúceho žiarenia o frekvencii ω 2. CARS a CSRS sú preto nelineárne procesy. Vzrast rezonancie elektrónov rozptylujúcej intenzity môže tiež vzniknúť ak sa buď ω 1, alebo ω 2 blížia prechodovej energii elektrónov. Obr. 2. 3 Diagramy energetických úrovní pre a) CARS b) CSRS. Oba CARS a CSRS sú pasívne procesy bez výmeny energie v materiálovom systéme Teoretické ošetrenie CARS a CSRS zahrňujú úvahy, ktoré ležia mimo oblasť tejto práce. Uvažovanie vzájomného pôsobenia vĺn o frekvenciách ω 1 a ω 2 zapríčiňuje globálne, alebo makroskopické vlastnosti materiálového systému, ktoré musia byť vo vzťahu k individuálnym, alebo mikroskopickým vlastnostiam molekúl. Z týchto úvah sa vynárajú špeciálne vlastnosti CARS a CSRS žiarenie, ktoré sme práve načrtli. Žilinská univerzita 10
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Tu sa budeme zaujímať premýšľaním o energii a ako príklad si vezmeme CARS. Proces zahŕňa anihiláciu jedného fotónu o energii ћω 1, vytvorenie fotónu s energiou ћω 2, anihiláciou druhého fotónu s energiou ћω 1 a rozptýlením druhého fotónu s energiou ћω s = ћ (ω 1 + ω M ). Je zreteľné, že energie fotónov sa vyvažujú sami ћ(-ω 1 + ω 2 - ω 1 + ω s ) = 0, pokiaľ ω s = 2ω 1 ω 2. Preto tu nie je žiadna výmena energie v materiálovom systéme a hovorí sa, že proces je pasívny, alebo parametrický. Dalo by sa povedať, že materiálový systém pôsobí ako nápomocný činiteľ pre výmenu energie medzi žiarením rôznych frekvencií a toto je veľmi efektívne, keď ω 1 ω 2 = ω M. Samozrejme CSRS je tiež pasívny, alebo parametrický proces. Diagramy energetických úrovní pre CARS a CSRS sú ukázané na obrázku. 2.3. 2.5 Spektroskopia stimulovaného Ramanovho zisku a straty Teraz budeme uvažovať iný prípad, ktorý môže vzniknúť ak sa v materiálovom systéme nachádza žiarenie o frekvencii ω 1 a ω 2, pričom ω 1 > ω 2 a ω 1 ω 2 = ω M. Predpokladajme, že pred interakciou tu bolo n 1 fotónov, každý s energiou ћω 1 a n 2 fotónov, každý s energiou ћω2 a molekule majú energiu E i. Interakcia žiarenia s materiálovým systémom môže vyvolať anihiláciu fotónu s energiou ћω 1 a vytvorenie fotónu s energiou ћω 2, takže žiarenie teraz pozostáva z (n 1 1) fotónov, každý s energiou ћω 1 a (n 2 + 1) fotónov, každý s energiou ћω 2. Rozptýlené žiarenie má teraz frekvenciu ω s = ω 2 = ω 1 ω M a zachovanie energie vyžaduje, aby E f = E i + ћ(ω 1 ω 2 ) = E i + ћω M. Preto celkový proces je Stokes Ramanov proces závislý na ω 1, pretože vznikne žiarenie ω 1 ω M, ale na rozdiel od Stokes Ramanovho procesu popísaného skôr v sekcii 1.4., tento proces prebieha za prítomnosti žiarenia o frekvencii ω 2 (to je ω 1 ω M ), frekvencia samotného Stokes Ramanovho žiarenia. Tento proces sa nazýva stimulovaný, prítomnosť žiarenia o frekvencii ω 2 = ω 1 ω M takpovediac stimuluje Stokes Ramanov proces a produkuje zisk intenzity žiarenia o frekvencii ω 2. Tento zisk môže byť exponenciálny a môže viesť k veľmi silnému prenosu energie zo žiarenia o frekvencii ω 1 tomu o frekvencii ω 2 a v dôsledku toho hojnej početnosti konečného stavu f. Malo by byť poznamenané že ako sa n 2 blíži k nule proces stimulovaného Ramanovho procesu sa stáva normálnym Ramanovym procesom. V dôsledku toho teória stimulovaného Ramanovho efektu môže obsahovať normálny Ramanov proces pri považovaní tohto ako limitujúceho prípadu. Žilinská univerzita 11
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Interakciou žiarenia s materiálovým systémom môže tiež vyústiť do vzniku fotónu s energiou ћω 1 a anihiláciou fotónu s energiou ћω 2, takže žiarenie teraz pozostáva z (n 1 + 1) fotónov, každý s energiou ћω 1 a (n 2 1) fotónov, každý s energiou ћω 2. Rozptýlené žiarenie má teraz frekvenciu ω s = ω 1 a zákon zachovania energie vyžaduje, aby E f = E i ћ(ω 1 ω 2 ) = E i ћω M. Celkový proces predstavuje stratu intenzity na Stokes Ramanovej frekvencii ω 2 a nazýva sa proces stimulovanej Ramanovej straty. V každom z týchto procesov je nevyhnutné kompenzovať zmenu intenzity na frekvencii ω 1. Preto stimulovaný Ramanov zisk na ω 2 vyvoláva príslušnú stratu na ω 1 a stimulovaná Ramanova strata na ω 2 vyvoláva príslušný zisk na ω 1. Stimulovaný Ramanov rozptyl je tiež koherentný proces. Jeho intenzita je úmerná počtu zainteresovaných molekúl a výsledku intenzít žiarení dvoch dopadajúcich lúčov o frekvenciách ω 1 a ω 2. Skratky SRGS a SRLS (obr. 2.2) sú často používané pre spektroskopiu stimulovaného Ramanovho zisku a spektroskopiu stimulovanej Ramanovej straty. Oba sú nelineárne procesy. 2.6 Ramanov prah Na určenie Ramanovho prahu by sme mali uvažovať s nelineárnou interakciou medzi čerpacou a Stokesovou vlnou. V prípade kontinuálnej vlny CW je táto interakcia riadená nasledujúcou sústavou rovníc [2]: di s dz di p dz = g R s I p I ω p = g ω s R α I I p I s s s α I p p ( 2.1) ( 2.2) kde α s a α p zodpovedá za straty vlákna na frekvencii Stokesovych, resp. čerpacích vĺn. Tieto rovnice môžu byť dôkladne derivované použitím Maxwellovych rovníc. Taktiež môžu byť napísané fenomenologicky ak uvažujeme s procesmi, prostredníctvom ktorých sa fotóny objavia, alebo zmiznú z každého lúča. Dá sa jednoducho overiť, že pri vylúčení strát d dz I s I p + = 0 ωs ω p ( 2.3) Žilinská univerzita 12
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Táto rovnica uvádza jedine to, že celkový počet fotónov v čerpacom a Stokesovom lúči zostáva konštantný počas SRS. Hoci musí byť zahrnuté aj vyčerpanie čerpacieho signálu na kompletný popis SRS môže byť zanedbaný pre účely stanovenia Ramanovho prahu. Rovnica (2.2) je ľahko riešiteľná ak zanedbáme prvý výraz na jeho strane, ktorý zodpovedá za vyčerpanie. Ak nahradíme riešenie v rovnici (2.1) dostaneme di s ( α p z) I s α s I s = g R I exp dz 0 (2.4) Kde I 0 je intenzita dopadajúceho žiarenia vo vzdialenosti z = 0. Rovnica môže byť jednoducho vyriešená a výsledok je I s ( L) I ( ) exp( g I L α L) = s r 0 0 (2.5) Kde L je dĺžka vlákna a L eff je efektívna dĺžka vlákna a L eff eff [ ( α p L) ] α p = 1 exp (2.6) Riešenie (2.5) ukazuje to, že kvôli absorbcii čerpacieho signálu je efektívna interakčná dĺžka redukovaná z L na L eff. s Použitie rovnice (2.5) vyžaduje vstupnú intenzitu I s (0) vo vzdialenosti z = 0. V skutočnosti SRS sa vytvorí zo spontánneho Ramanovho rozptylu nastávajúcom na celej dĺžke vlákna. Bolo ukázané, že tento proces je ekvivalentný k vloženiu jedného fiktívneho fotónu na mód na vstupnom konci vlákna. Preto môžeme počítať Sokesovu energiu ak budeme uvažovať zosilnenia každého frekvenčného komponentu s energiou ћω podľa rovnice (2.5) a potom integrovaním cez celý rozsah Ramanovho ziskového spektra, čo je: P ( L) ω exp[ g ( ω ω) I L α L] s R p 0 = h dω (2.7) za predpokladu, že ide o SM vlákno. Frekvenčná závislosť g r je na obr 2.7. Dokonca i keď funkčný vzťah pre g r nie je známy, integrál vo vzťahu (2.7) môže byť cenná aproximácia použitím metódy najstrmšieho zostupu, pretože hlavný príspevok integrálu pochádza z úzkej oblasti okolo vrcholu zisku. Použitím ω = ω s dostaneme P s eff ( L) P g ( ω ) eff [ I L α L] = s0 exp R M 0 eff s (2.8) kde efektívny vstupný výkon vo vzdialenosti z = 0 je daný s P eff s0 2 2 π g R = h ωsbeff Beff = (2.9) 2 I 0Leff ω ω= ω 1 2 1 2 s Žilinská univerzita 13
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Fyzikálne B eff je efektívna šírka Stokesovho žiarenia sústredená blízko vrcholu zisku na Ω R = ω p ω s. Hoci B eff záleží na intenzite žiarenia čerpacieho signálu a dĺžke vlákna, spektrálna šírka dominantného vrcholu v obr. 2.7. zabezpečuje odhad rádovej hodnoty. Ramanov prah je definovaný ako vstupný výkon čerpacieho signálu, pri ktorom sa Stokesova energia stáva rovnou energii čerpacieho signálu na výstupe vlákna, alebo P s ( L) = P ( L) P exp( α L) p 0 p (2.10) kde P 0 = I 0 A eff je vstupná energia čerpacieho signálu a A eff je efektívny prierez. Použitím rovnice (2.8) v rovnici (2.10) a za predpokladu α s α p, sa podmienka prahu stane g R P0 Leff eff P 0 exp s = P A eff 0 (2.11) kde eff Ps0 tiež závisí na P 0 prostredníctvom rovnice (2.9). Riešenie rovnice (2.11) dáva kritický výkon čerpacieho signálu potrebný na dosiahnutie Ramanovho prahu. Za predpokladu, že spektrum Ramanovho zisku má Lorentziansky tvar, je dobrou aproximáciou kritickej energie čerpacieho signálu g R P cr 0 A eff L eff 16 (2.12) Podobná analýza môže byť uskutočnená pre spätný SRS. Podmienka prahu je v tomto prípade stále daná rovnicou (2.12), ale číselná konštanta 16 je nahradená 20. Pretože prah pre dopredný SRS je dosiahnutý skôr pri danom čerpacom výkone, všeobecne nie je spätný SRS pozorovaný v optických vláknach. Samozrejme Ramanov zisk môže byť použití v spätne sa šíriacich signálov. Taktiež derivácia vzťahu (2.12) predpokladá, že polarizácia čerpacej Stokesovej vlny je udržiavaná na celom vlákne. Ak polarizácie nie je zachovaná, Ramanov prah je zvýšený násobkom čísla, ktorého hodnota leží medzi 1 a 2. Najmä ak je polarizácia kompletne rozhádzaná, zvýši sa o násobok čísla 2. Napriek rôznym aproximáciám spraveným v derivácii rovnice (2.12) je možné predpovedať Ramanov prah celkom presne. Pre dlhé vlákna, také že α p >> 1, L eff 1/ α p. Na vlnovej dĺžke λ p = 1,55 µm, blízko ktorej je tlmenie vlákna minimálne (okolo 0,2 db/km), L eff 20 km. Ak použijeme typickú hodnotu A eff = 50 µm, predpokladaný Ramanov prah je P cr 0 600mW. Pretože výkony vo vlákne sú zväčša pod 10 mw, je nepravdepodobné že SRS nastane v jednokanálovom optickom komunikačnom systéme. Žilinská univerzita 14
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 2.6.1 Stokesove vlny vyšších rádov Stokesove vlny vyšších rádov nastávajú pri vyšších čerpacích výkonoch, kedy výkon Stokesovych vĺn je dostatočne veľký na vytvorenie a nadpájanie Stokesovej vlny ďalšieho rádu. Obrázok 2.4 ukazuje optické spektrum pri čerpacom výkone okolo 1 kw s piatimi jasne viditeľnými Stokesovymi vlneniami. Každé Stokesove vlnenie je širšie ako predchádzajúce. Toto rozšírenie je spôsobené niekoľkými konkurenčnými nelineárnymi javmi a limitujú celkový počet Stokesovych vĺn. Obr. 2.5 ukazuje pozorované spektrum pri troch čerpacích výkonoch. Spektrum ukazuje široký vrchol 13,2 THz a úzky vrchol pri 14,7 THz. Ako je čerpací výkon 150 840 mw S 1 S 2 S 3 Vrcholový výkon (mw/1,5nm) 125 100 75 50 25 S 4 S 5 0 1,0 1,1 1,2 1,3 1,4 1,5 1,6 1,7 Vlnová dĺžka [] Obr. 2. 4 Päť Stokesovych čiar vytvorených simultánne použitím 1,06 µm čerpacích pulzov. Rovná čiara je reziduálny čerpací signál zvyšovaný, vrcholový výkon širokého vrcholu saturuje, kým ten s úzkym vrcholom stále vzrastá. Objavenie sa dvojitej špičky v Stokesovom spektre môžeme pochopiť pomocou obrázku 2.7, kde dominantný vrchol v Ramanovom ziskovom spektre v skutočnosti pozostáva z dvoch vrcholov, ktorých umiestnenie presne súhlasí s dvoma vrcholmi v Stokesovom spektre na obr. 2.5. Žilinská univerzita 15
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov To, čo sme videli na obr. 2.5 môžeme kvalitatívne pochopiť nasledovne. Spontánny Ramanov rozptyl vytvára Stokesove svetlo pozdĺž celého frekvenčného rozsahu Ramanovho ziskového spektra. Po krátkej vzdialenosti vo vlákne tieto slabé signály sú zosilnené s príslušnými ziskovými koeficientami, pričom je pridaného viac spontánneho svetla. Pri nízkych čerpacích výkonoch pozorované Stokesove spektrum vyzerá ako exp[g r (ω M )], kvôli exponenciálnemu zosilňovaciemu procesu. Ako je zvyšovaný čerpací výkon, vrchol pri vyššej frekvencii 13,2 THz môže napájať nižšie položený vrchol 14,7 THz pomocou Ramanovho zosilňovacieho procesu. Toto je presne to, čo vidíme na obr. 2.5. Napokon sa Stokesov výkon stane dostatočne veľkých na vytvorenie druhostupňovej Stokesovej vlny. Výkon (pomerné jednotky) 8 7 6 5 4 3 2 1 3 2 1 490 cm -1 vrchol 440 cm -1 vrchol 0 350 400 450 500 Frekvenčný posun (cm -1 ) a) 0 0,9 1,1 1,3 1,5 1,7 1,9 2,1 2,3 Priemerný napájací výkon (W) b) Obr. 2. 5 a) Stokesovo spektrum pri troch čerpacích výkonoch b) závislosť vrcholových výkonov na čerpacom výkone Stokesove žiarenie generované pomocou SRS je všeobecne zašumené, pretože je postavené na spontánnom Ramanovom rozptyle. Ako výsledok energia Stokesovej vlny vykazuje shot-to-shot fluktuácie, aj keď čerpací signál má konštantnú energiu. Relatívna šumová úroveň rapídne klesá ak výkon čerpacieho signálu je zvýšený za Ramanov prah. Žilinská univerzita 16
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 2.7 Ramanove zosilňovače Vláknové Ramanove zosilňovače využívajú intrinzickú vlastnosť kremíkových vlákien, na dosiahnutie zosilnenia [3]. Preto prenosové vlákna môžu byť použité ako zosilňovacie médium, čím vytvoríme vlákno so ziskom. Toto nazývame distribuované zosilnenie. Zosilnenie stimulovaným Ramanovym rozptylom /SRS/, ktoré nastáva keď dostatočne výkonný čerpací signál (čo môže byť iný informačný signál) je v rovnakom vlákne ako informačný signál. Prenos energie nastáva, keď fotóny čerpacieho Obr. 2. 6 Diagram stimulovaného zosilnenia signálu odovzdajú svoju energiu na vznik nového fotónu na vlnovej dĺžke informačného signálu, plus reziduálna energia, ktorá je absorbovaná ako fonóny (vybračná energia), ako môžeme vidieť na obr. 2.6. Vrchná energetická úroveň jednoducho indikuje dočasný stav v procese a neuchováva čerpaciu energiu ako je to u dopovaných vláknových zosilňovačoch. Existuje široký rozsah vibračných stavov nad nulovou úrovňou, čo je spôsobené amorfným charakterom skla. Toto vedie k širokému rozsahu možných prechodných stavov zabezpečujúcich zisk, ako je ukázané na obr.2.7. Všeobecne je vzrast zisku skoro v lineárnej závislosti s frekvenčným rozdielom medzi čerpacím signálom a informačným Žilinská univerzita 17
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov signálom (Stokesov posun), ktorý má vrchol keď frekvencia informačného signálu je o 13 THz menšia ako frekvencia čerpacieho signálu, potom prudko klesá. Využiteľný rozsah zisku je okolo 6 THz. Obr. 2. 7 Ramanove ziskové koeficienty Vrcholový zisk v rámci vlnového spektra môže byť jednoducho ladený ladením vlnovej dĺžky čerpacieho signálu. Preto Ramanove zosilňovače môžu potenciálne pokryť každé pásmo vo vláknovom prenosovom okne. Tmavou stránkou Ramanovho zosilňovania je potreba vysokých čerpacích výkonov na dosiahnutie primeraného zisku. Zisk je priamo úmerný energii čerpacieho signálu a dĺžky vlákna (pre nízko stratové vlákna), hoci stratovejšie vlákna majú maximálnu efektívnu dĺžku kvôli rozptylu čerpacieho signálu. Preto zisk môže byť zlepšený len použitím vysoko energetických čerpacích signálov. Väčšinou Ramanove zosilňovače sú napájané z ďalekého konca tak, že informačný a čerpací signál prechádzajú celým vláknom spolu, čím dosiahneme dlhú interakčnú dĺžku. Toto redukuje prenos šumu z čerpacieho do informačného signálu, keďže informačný signál je v kontakte s časovým priemerom čerpacej vlny. Šumová charakteristika Ramanovych zosilňovačov je limitovaná spontánnym Ramanovym rozptylom. Toto vytvára širokopásmové žiarenie, ktoré môže byť odfiltrované. Avšak filtrovanie nemôže nikdy odstrániť účinok signal spontaneous beat šumu, keď zaplní Žilinská univerzita 18
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov elektrickú šírku pásma prijímača. Šumový diagram je silne závislý na rozladení medzi čerpacími a signálovými vlnami, ako je vidieť na obr. 2.8. V bode vrcholu zisku je to približne 3,6 db. Neobsahuje prídavný šum spôsobený Reyleightovym spätným rozptylom. Obr. 2. 8 Šumová charakteristika Ramanovho zosilňovača Výstupný výkon Ramanovych zosilňovačov je vysoký kvôli vysokým výkonom čerpacieho signálu. Avšak zisk bude saturovať keď výstupná energia vzrastie tak, že každá konverzia čerpacej energie na signálovú energiu bude redukovať pravdepodobnosť stimulovanej emisie. Táto saturácia môže byť vypočítaná integrovaním interakcie medzi informačným a čerpacím signálom pozdĺž celej dĺžky vlákna. 2.7.1 Zisk signálu s malou amplitúdou Zisk signálu s malou amplitúdou je priamo úmerný výkonu čerpacieho signálu. Keď je polarizácia oboch signálov rovnaká na celej dĺžke vlákna, zisk malého signálu je G small signal = exp g R pump ( v v ) L ( 2.13) p kde: g R (v p v s ) je Ramanov ziskový koeficient (alebo účinný prierez) pre informačný signál o frekvencii v s a čerpaciu frekvenciu v p, P pump je energia čerpacieho signálu (W), s P A eff eff Žilinská univerzita 19
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov A eff je efektívna oblasť čerpacej vlny a L eff je efektívna dĺžka, ak tlmenie čerpacieho signálu v dlhých vláknach zníži dĺžku čerpacieho signálu na menej ako je fyzická dĺžka. Obr. 2. 9 Závislosť zisku na vzájomnej polarizácií [4] Pozn.: Koeficient Ramanovho zisku je zvyčajne meraný s rovnako polarizovaným čerpacím a informačným signálom (ak je možné v čistom materiály, alebo v krátkom vlákne). Avšak vo vláknach dlhších ako pár desiatok metrov, polarizácia čerpacieho a informačného signálu nemôže byť rovnaká na celej interakčnej dĺžke. Preto, za predpokladu, že sú pokryté všetky polarizačné kombinácie je koeficient zisku polovičný. Toto znamená, že zisk v db je polovičný oproti prípadu, keď je polarizácia rovnaká po celej interakčnej dĺžke. Efektívna dĺžka je závislá na jeho stratách α (Np/m) a celkovej dĺžke L, takto: ( 1 exp( )) αl L effective = α (2.14) Toto redukuje na L effective = 1/α pre dlhé vlákna a je rovné L pre krátke vlákna. Všimnite si, že α (Np/m) = a/10log 10 (e), kde a je tlmenie čerpacieho signálu v db/m. Napríklad, L eff je 14,46 km pre a = 0,30dB/km (typické pre SMF pri 1455nm) a 4,3 km pre a= 1 db/km (typické pre DCF pri 1455 nm). Napriek jeho krátkej efektívnej dĺžke, má DCF vyšší zisk vďaka jeho silnému dopovaniu a malej efektívnej oblasti. Žilinská univerzita 20
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Typické g R (max) je 8x10-14 m/w pre štandartné vlákno pri čerpacej vlnovej dĺžke 1450 nm (na zosilnenie 1555 nm), ak je polarizácia čerpacieho a informačného signálu rovnaká na celej dĺžke vlákna. V skutočnosti polarizácia informačného a čerpacieho signálu rotuje vzhľadom jeden na druhý, redukujúc koeficient zisku číslom 2. Zisk je polarizačne závislý a je maximálny pri súhlasnej polarizácii informačného a čerpacieho signálu. Avšak vo vláknach bez kompenzácie polarizácie sa oba signály náhodne menia, preto priemerný zisk je polovičný ako vo vláknach s kompenzáciou polarizácie. Koeficient zisku je platný pre vlákna s kompenzáciou polarizácie. Keď meriame čistý zisk z jedného konca vlákna na druhý, treba dbať na započítanie tlmenia vlákna na vlnovej dĺžke informačného signálu. Vyhovujúce porovnanie získame porovnaním výstupného výkonu z vlákna pri zapnutom a vypnutom čerpacom signále. Príklad s nepolarizovaným čerpacím signálom vo vzťahu k informačnému signálu: A eff = 50x10-12 m 2, a = 0,3 db/km, 300 mw čerpací signál a L effective = 14,46 km: Pri zanedbaní tlmenia vlákna zisk informačného signálu s malou amplitúdou je 15,07 db. Nazývame to on-off zisk. Typické tlmenie informačného signálu je 0,2 db/km. Pre 50 km dlhé vlákno, celkový zisk bude 5,07 db. 2.7.2 Gain Compression a saturácia Všetky optické zosilňovače trpia redukciou zisku, keď výkon vstupného signálu vzrastie nad určitú úroveň, pretože čerpací signál nesie limitované množstvo energie, takže výstupný výkon je obmedzený. Väčšina zosilňovačov trpí pozvoľným úbytkom zisku so vstupným výkonom, keď je dosiahnutý maximálny výstupný výkon. Toto nazývame saturácia zisku, ale gain compression je známejší výraz v elektronike. Saturácia zisku je primeranejšia pre zisk pri extrémne vysokých vstupných výkonoch. Forma gain compression závisí na type zosilňovača. Výkon čerpacieho signálu je použitý na vyvolanie spontánneho a stimulovaného Ramanovho rozptylu a taktiež sa stráca kvôli intrinzickému tlmeniu vlákna. Preto pri Žilinská univerzita 21
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov absencii vstupného (zosilňovaného) signálu bude energia čerpacieho signálu použitá čiastočne na vznik spontánnej emisie, ktorá bude zosilňovaná, ale väčšina sa stratí v dôsledku rozptylu a absorbcie vo vlákne. Keď je prítomný informačný signál, energia z čerpacieho signálu sa prenesie do informačného a preto sa energia čerpacieho signálu redukuje. Toto spôsobí saturáciu zisku. Saturácia zisku závisí na mnohých faktoroch, avšak môžeme odvodiť približný vzorec pri nasledujúcich podmienkach: - dopredné čerpacie, - tlmenie čerpacieho signálu je rovné tlmeniu informačného signálu, - vlákno je dlhšie ako efektívna dĺžka. Vzorec predstavuje vzťah zisku k pomeru čerpacieho a informačného signálu na vstupe zosilňovača pre dopredne napájaný zosilňovač: 1+ r = (2.15) 0 G sat + r0 + G ( 1 r ) kde: r 0 je pomer tokov fotónov informačného a čerpacieho signálu na vstupe. Toto je približne jednotné pre 3 db saturáciu. Pretože čerpacie signály v Ramanovom zosilňovači majú väčšie výkony ako v EDFA, zodpovedajúce veľkosti saturácie sú vyššie. Vo WDM zosilňovačoch, Ramanov energetický preliv nastáva medzi všetkými kanálmi a preto výpočet saturácie je komplexný a vyžaduje numerickú simuláciu. Okrem toho pri výpočte saturácie by mala byť zvážená priestorová závislosť čerpacieho a informačného signálu. 0 2.7.3 Účinnosť čerpania (PCE) Účinnosť čerpania popisuje účinnosť konverzie energie (optickej) čerpacieho signálu na zosilňovačom dodanú optickú energiu informačnému signálu. I keď zosilňovače väčšinou používajú len pár wattov energie, účinnosť čerpania je dôležitá kvôli nákladom na výrobu vysoko-energetických čerpacích laserov s dobrou spoľahlivosťou. Preto je vždy požadovaná vysoká účinnosť čerpania. Vzťah definujúci čerpaciu účinnosť je nasledujúci: Psignal out Psignal in PCE = (2.16) P pump Žilinská univerzita 22
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Obr. 2. 10 Závislosť výstupného výkonu na čerpacom výkone[4] Účinnosť čerpania je závislá na pomere čerpacích fotónov stratených na spontánnu rekombináciu k tým, ktoré sú použité na zosilnenie signálu. Na to má vplyv koncentrácia dopantov, základný materiál, dĺžka vlákna a konfigurácia čerpania. Energetická účinnosť je nižšia pre 980 nm zdroj čerpacieho signálu, než 1480 nm zdroj čerpacieho signálu jednoducho preto, lebo jeden 980 nm fotón má viac energie ako jeden 1480 nm fotón, oba čerpacie signály vytvoria jeden signálový fotón z jedného čerpacieho fotónu. Preto 100 mw 1480 nm čerpací signál vyprodukuje o 50% viac energie ako 100 mw 980 nm čerpací signál. Spravodlivejšie porovnanie je účinnosť kvantovej konverzie, QCE, ktorá je definovaná ako: P QCE = signal out P P pump signal in λ λ signal pump (2.17) Žilinská univerzita 23
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 70 60 50 Účinnosť (%) 40 30 20 Raman 1480nm EDFA 10 0 0 0,1 0,2 0,3 0,4 0,5 0,6 0,7 0,8 0,9 1 Obr. 2. 11 Účinnosť konverzie [4] 2.7.4 Šum Existujú štyri základné zdroje šumu v Ramanovych zosilňovačoch [4]. Prvý je dvojitý Rayleightov rozptyl (DRS), ktorý je úmerný dĺžke vlákna a zisku vo vlákne. V Ramanovych zosilňovačoch používajúcich pár kilometrov vlákna, DRS obmedzuje zisk jedného úseku na približne 10 až 15 db. Použitie izolátorov medzi viacnásobnými úsekmi zosilňovania vytvorí viac ziskové zosilňovače. Napríklad 30 db diskrétny Ramanov zosilňovač bol predvedený komerčne s dvomi úsekmi zosilňovania a šumovou charakteristikou menšou ako 5,5 db. Druhý zdroj šumu vzniká v dôsledku krátkej životnosti horného stavu Ramanovho zosilňovania, krátkej 3 až 6 fs. Tento prakticky okamžitý zisk môže viesť k škodlivým väzbám fluktuácii čerpacieho signálu na informačný. Použitím protismerne sa šíriaceho informačného a čerpacieho signálu efektívne zavádza horný stav rovný trvaniu prenosu cez vlákno, čo predchádza týmto väzbám. Súhlasné šírenie čerpacieho a informačného signálu vyžaduje veľmi nízky relative intenzity šum, čo môže vyžadovať použitie Fabry-Perot laserových diód miesto grating-stabilized laserových diód. Žilinská univerzita 24
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Tretí zdroj šumu pochádza z phonon-stimulated optického šumu vytvoreného, keď je zosilňovaná vlnová dĺžka spektrálne blízka k vlnovej dĺžke čerpacieho signálu. Pri izbovej, alebo vyššej teplote, množstvo teplotne vybudených fonónov v sklennom vlákne môže spontánne zaznamenať zisk z čerpacieho signálu. Toto môže zvýšiť šum až o 3 db pre signály blízke vlnovej dĺžke čerpacieho signálu. A nakoniec štvrtý hlavný zdroj šumu v Ramanovych zosilňovačoch je zosilnená spontánna emisia (ASE). Ako je typické pre primerané úrovne výkonu signálu, signal ASE beating noise dominuje ASE-ASE beating noise. Našťastie Ramanove zosilňovače majú prirodzený nízky šum zo signal ASE beating, pretože Ramanov systém vždy pôsobí ako plne invertovaný systém. 2.7.5 Optický šum: Zosilnená spontánna emisia (ASE) Všetky zosilňovače generujú šum počas zosilňovacieho procesu daný tým, že čistý zisk akýchkoľvek vnútorných strát je väčší než jeden [3]. Energia šumu v meranom pásme B m (v oboch polarizáciach optického zosilňovača so zanedbateľnými vnútornými stratami) môže mať vzťah k zisku G: P ASE (nepolarizovaný) = 2n sp (G 1) ћ vb m (2.18) kde: n sp je parameter inverznej početnosti, ћ je Plankova konštanta a v je optická frekvencia šumu. n sp, Ramanovych zosilňovačov U Ramanovych zosilňovačov má parameter inverznej početnosti vzťah k frekvenčnému rozdielu medzi čerpacím a informačným signálom: n sp = 1 exp 1 h kt ( vs vsp ) (2.19) Je teplotne závislý a ukazuje, že zosilňovač pri 0 K bude mať konštantný n sp pre celú škálu rozdielov medzi čerpacím a informačným signálom. Pri 13 THz (približný vrchol Ramanovho zisku), a 300 K je jeho hodnota 1,143, čo je 0,58 db prírastok v šumovej charakteristike. Ako u vláknovo dopovaných zosilňovačov, tlmenie vlákna by malo byť zahrnuté vo výpočte parametra inverznej početnosti pri nízkom zisku na kilometer. Avšak, pre priame porovnanie so šumovou charakteristikou bodových zosilňovačov na Žilinská univerzita 25
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov konci vlákna, môže byť toto tlmenie nahradené, čo môže viesť k negatívnej šumovej charakteristike. 2.7.6 Optický odstup signál šum (OSNR) Predpokladajúc ASE na výstupe zosilňovača ktorý môže byť vypočítaný numericky, alebo inak, je zvyčajne prevedený na odstup signál šum na výstupe zosilňovača, ktorý je definovaný ako P P OSNR = = (2.20) P out out ASE ( unpolarised ) 2nsp ( G 1) hvbm kde: P out je výkon signálu jedného WDM kanála. Dané tým, že výstupný výkon je vstupný výkon zosilnený o zisk, pre primerané zisky, OSNR je približne: OSNR in in = = (2.21) P GP ASE ( unpolarized ) 2n sp P hvb preto OSNR môže byť významne zvýšený len ak zosilňovač pracuje s vysokými vstupnými výkonmi. Ako môžeme poznať z výpočtov elektrického odstupu signál šum, pre zodpovedajúce zisky parameter inverznej početnosti môže mať vzťah k šumovej charakteristike NF db, takto: 1 NF db ( 10) 10 nsp (2.22) 2 Pretože n sp nemôže byť menší ako jednotka, šumová charakteristika nemôže byť menšia ako 3 db (pokiaľ nie je zisk malý). m 2.7.7 Elektrický šum Proces square-law konverzie fotodiódy (optický výkon je konvertovaný na elektrický prúd) zvyšuje miešanie optického signálu a šumu. Požadovaný elektrický signál je úmerný štvorcu optického prúdu. Avšak šumové vzťahy vzniknuté ako produkt optického signálu a šumových polí a štvorca optických šumových polí tiež existujú. Tieto sa nazývajú signal spontanous, respektívne spontanous spontanous beat vzťahy. Tieto sú spektrálne závislé v elektrickej doméne, ktorá môže byť vypočítaná konvolúciou spektra optického signálu a šumu, resp. spektra optického šumu samého so sebou. Žilinská univerzita 26
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Spektrum elektrického šumu, ktoré zasahuje do elektrickej šírky pásma prijímača vyúsťuje do fluktuácií úrovní signálu na výstupe prijímača, čo zvyšuje BER. Kvôli signal - spontaneous vzťahom elektrický odstup signál šum bude rozdielny pre jednotku a nulu v digitálnom systéme. Tiež pre najlepší výkon, signal spontaneous šum bude dominovať spontanous spontanous šumu. Navyše šum optického zosilňovania môže byť dominantný nad výstrelovým šumom a tepelným šumom v optickom prijímači. Daný týmito podmienkami, priemerný elektrický odstup signál šum pre vysoký zhášací pomer je daný: SNR B 2. OSNR = P m in ave = B (2.23) e 2nsphvBm Kde B e je elektrická šírka pásma prijímača a B m je meraná šírka pásma, ponad ktoré bolo OSNR integrované. Tento integračný interval by mal byť rovnaký ako aktuálna šírka pásma filtra optického prijímača, ináč nie plochý optický šum spôsobí chyby vo výpočte. 2.7.8 Šumová charakteristika: Hoci väčšina výpočtov na reťazových zosilňovačoch sú väčšinou zásadne vykonané súhrnným šumom a výkonom signálu prichádzajúceho do prijímača. Populárna metóda na definovanie šumového výkonu optického zosilňovača je šumová charakteristika NF. Toto je založené na pomere pomerov elektrického SNR na výstupe zosilňovača porovnaného z elektrickým SNR na vstupe zosilňovača. Toto sa spolieha na vstupný šum definovaný ako shot noise limit, t.j. výstrelový šum je hlavnou zložkou šumu v signále. Toto nie je nikdy prípad reťazca zosilňovačov. Vzťah môže byť napísaný takto: SNRave, in NF = (2.24) SNR ave, out a je zvyčajne vyjadrený v db (NF db = 10 log (NF)). Pre sústredené zosilňovače s užitočným ziskom minimum NF jedného zosilňovača je 3 db. Toto minimum nastáva, keď signal - spontaneus šum dominuje. Žilinská univerzita 27
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Pomer vstupného signálu k šumu je definovaný ako shot noise limit limit výstrelového šumu. Keď je integrovaný ponad elektrického pásmo B e, energia šumu, kvôli výstrelovému šumu vo fotoprúde I s je N = 2qI B (2.25) shot s e kde q je náboj jedného elektrónu. Energia signálu je jednoducho (I s ) 2. Preto SNR ave, in je: SNR I I 2 s s ave, in = = (2.26) 2qI s Be 2qBe Všetky formy elektrického a optického šumu môžu byť zahrnuté do výstupného SNR. Keď zanedbáme tepelný šum dostaneme vzorec: 2 2 2 ( GI ) GI s I sp GI s I sp ( 2Bo Be ) SNR s = + 2 ave, out qbo 4qBo + I s ( GI + I ) s sp (2.27) sig.-spont. spont.-spont. shot kde G je zisk zosilňovača, I sp je fotoprúd spôsobený spontánnou emisiou, ktorý sa rovná 2n sp (G-1)qB e, a GI s je fotoprúd spôsobený zosilnením signálu. Po úprave dostaneme: NF 2 ( G 1) 1 qnsp ( G 1) ( 2B0 Be ) 2qnsp ( G 1) Bo = 2nsp + + + (2.28) 2 2 G G I G I G dominant shot s s 2 Toto sa zjednoduší na 2n sp pre primerane vysoké zisky a primerane vysoké vstupné výkony, čo naznačuje minimálnu šumový charakteristiku 3dB pre užitočný zisk. Pre nízko šumové zosilňovače je nevyhnutné zabezpečiť skoro kompletnú inverziu obsadenia. Toto naznačuje 980 nm čerpanie a tiež prevádzkovanie na dlhších vlnových dĺžkach. V simuláciach môže byť šumová charakteristika vypočítaná priamo z ASE Žilinská univerzita 28
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov výkonu na výstupe zosilňovača (Predpokladajúc že tu nie je žiadne ASE z testovacieho zdroja na vstupe zosilňovača). NF = P ASEunpolarized 1 GhνB o + G (2.29) Posledný vzorec reprezentuje výstrelový šum, ktorý je zanedbateľný pri vysokých ziskoch zosilňovačov. IEC definícia šumovej charakteristiky nezahŕňa tento vzorec. Pre meranie Ramanovych zosilňovačov definícia šumovej charakteristiky je zvyčajne príbuzná šumovej charakteristike ako meranej pre ekvivalentný diskrétny zosilňovač na konci prenosového vlákna. Preto sa G stáva Ramanovych ziskom (meraný porovnaním na výstupe vlákna so zapnutým a vypnutým čerpacím signálom). Táto definícia šumovej charakteristiky môže viesť k zdanlivo negatívnej šumovej charakteristike. Šumová charakteristika degraduje (t.z. že vzrastá), keď privedieme zosilňovač do saturácie. To je spôsobené tým, že populácia v hornom stave je redukovaná. Takže inverzia obsadenia klesá. 2.8 Faktory vplývajúce na Ramanov zosilňovač 2.8.1 Dopad efektívnej oblasti vlákna na Ramanov zosilňovač Vláka s veľkou efektívnou oblasťou (A eff ) sú prospešné pri redukcii nelineárnych efektov vlákna, keď je veľký optický výkon [5]. Naopak, ak použijeme Ramanove čerpanie, vlákna s malým A eff zvyšujú Ramanovu účinnosť a preto majú vyššie zisky pre nadstavený čerpací výkon. Hlavným dôvodom je ukázať významný vplyv šumu generovaného Ramanovym zosilňovačom. Druhý dôvod je demonštrovať to, že tlmenie vlákna musí byť vzaté do úvahy na určenie možných dopadov rôznych dizajnov vlákien na celkovú prenosovú výkonnosť. Na ilustráciu týchto bodov výsledky prenosov experimentov použitím vlákna Corning SMF 28 s efektívnou oblasťou A eff 80 µm 2 sú porovnávané s výsledkami pri použití vlákna Corning Vascade L1000, ktoré má A eff 102 µm 2. Žilinská univerzita 29
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Množstvo Ramanovho zisku pre vlákno sa vypočíta podľa vzorca (2.13). Z tohto vzťahu vyplýva, že vlákno s efektívnym prierezom 80 µm 2 bude mať o 30% väčší Ramanov zisk v db pri rovnakej čerpacej energii než vlákno s efektívnym prierezom 102 µm 2. Toto môžeme vidieť na obrázku obr. 2.12. Obr. 2. 12 Rozdiel v Ramanovom zisku pre vlákna s rôznymi efektívnymi oblasťami Stimulovaný Ramanov rozptyl produkujúci zosilnenie v distribuovaných Ramanovych zosilňovačoch (DRA) je týmto spôsobom podobný EDFA. Okrem toho ako v EDFA, toto je vždy sprevádzané ASE, ktorý sa prejavuje ako šum v prijímači. Obr. 2. 13 Experimentálna konfigurácia na porovnávanie vlákien s rôznymi efektívnymi oblasťami Táto experimentálna konfigurácia na obr. 2.13 je použitá na demonštrovanie dopadu Ramanovho zisku a šumu na maximálnu stratu, ktorá môže byť umiestnená medzi vysielačom a prijímačom. Výkon naviazaný do prvej 100 kilometrovej slučky bol Žilinská univerzita 30
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov udržovaný konštantný a strata útlmového článku v strede skúšanej slučky bola nadstavená pokiaľ BER bol 1 x 10-8. Maximálna strata v slučke je definovaná ako strata na tlmiacom Obr. 2. 14 Maximálna strata slučky pri BER = 10-8 v závislosti na čerpacom výkone článku po nadstavení plus straty vlákna. Obrázok 2.14 ukazuje tento priebeh ako funkciu výkonu Ramanovho čerpacieho signálu pre dve rozdielne efektívne oblasti vlákna. Vo všeobecnosti obe vlákna majú podobné maximálne slučkové straty pre daný výkon Ramanovho čerpacieho signálu. Detailnejšia analýza poukazuje, že je to kvôli dvom faktorom. Po prvé, vyšší Ramanov zisk vo vlákne s menšou efektívnou oblasťou vlákna je sprevádzané podobným zvýšením Ramanovho šumu. Po druhé, zisk nastáva ďalej od konca vlákna pri 102 µm 2 vlákne kvôli jeho nižším stratám na vlnovej dĺžke čerpacieho signálu 1455 nm (0,227 db/km cf. 0,241 db/km). V tomto prípade kombinácia týchto dvoch v podstate redukuje hocijaké výhody potenciálne plynúce z Ramanovho čerpania použitím menšej efektívnej oblasti vlákna. V popísanom experimente vláknovascade L 1000 s efektívnym prierezom 100 µm 2 má stratu 0,185 db/km pri 1550 nm pokiaľ straty vlákna SMF 28 s efektívnym prierezom 80 µm 2 malo 0,195 db/km. Použitím týchto čísel maximálna slučková strata ukázaná v obrázku 2.14 môže byť konvertovaná do celkového dosahu systému ako je ukázané na obrázku 2.15. Toto ilustruje, že dokonca v systémoch s Ramanovym Žilinská univerzita 31
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Obr. 2. 15 Závislosť maximálnej dĺžky úseku pri BER = 10-8 od čerpacieho výkonu zosilňovaním nízke straty vlákna sú stále kritické, aby sme maximalizovali vzdialenosť, cez ktorú je možný uspokojivý prenos. Hlavnou výhodou DRA pred samostatným EDFA je, že zabezpečuje zisk ďaleko od konca vlákna, kde výkon signálu je vyšší. Rozloženie tohto zisku je prevažne nadstavené tlmením vlákna na vlnovej dĺžke čerpacieho signálu. Pre daný výkon čerpacieho signálu Ramanov zisk v db je približne nepriamo úmerný v efektívnej oblasti vlákna. Teda, pre daný čerpací výkon, Ramanov zisk vo vlákne s efektívnym prierezom 80 µm 2 je skoro o 30% vyšší než v 102 µm 2 vlákne. Avšak, tento vyšší Ramanov zisk je tiež sprevádzaný väčším ASE šumom, ktorý významne redukuje výhody videné v celkovom výkone systému. Preto, tlmenie vlákna pre obe vlnové dĺžky signálu aj čerpacieho signálu, ako aj efektivita Ramanovho zisku by mali byť zvážené pri výbere vlákien pre Ramanove zosilňovacie systémy. 2.8.2 Závislosť Ramanovho zisku od parametrov vlákna Numerické simulácie sú prevádzané na troch typov prenosových vlákien [6]: vlákno s čistým kremíkovým jadrom, štandardné step indexové vlákno a disperzne posunuté vlákno. Žilinská univerzita 32
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Typy vlákien 1. Vlákno s čistým kremíkovým jadrom (PSCF), tiež nazývané Z-vlákno. Pre toto Z- vlákno priemer vlákna a plášťa je 9,7 µm, resp. 125 µm. Rozdiel v indexe je 0,005 pri 633 nm. Tieto údaje sú založené na meraniach dvoch vlákien, ktoré sú prevzaté z Bellových laboratórií v roku 1996. 2. Štandardné step indexové vlákno. Dva typy štandardných step indexových vlákien boli použité pre výpočty. Prvé je SMF-28, vyrobené v Corning cable. Druhé je vzorka vlákna darovaná spoločnosťou SPECTRAN Inc., ktoré je tiež použité pre naše merania na overenie vypočítaných výsledkov. Parametre vlákien sú : Priemer jadra (µm) Rozdiel indexu (632,8 nm) MFD pri 1310 nm (µm) Tlmenie pri 1550 nm (db/km) Hraničná vlnová dĺžka (nm) SMF 28 8,2 0,005265 10,4±0,8 <0,25 <1260 SPECTRAN 8,3 0,00462 9,2 0,21 1258 Tab 2. 2 Špecifikácie SMF 28 a SPECTRAN vlákien Profil vlákna SPECTRAN meraný YORK merač profilov vlákna je na obrázku 2.16 Obr. 2. 16 Profil Indexu lomu pre vlákno SPECTRAN Žilinská univerzita 33
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov 3. Disperzne posunuté vlákno (DSF). Profil indexu lomu tohto vlákna je na obrázku 2.17. Profil indexu lomu je typický pre mnoho DSF vlákien. Obr. 2. 17 Profil indexu lomu pre DSF Koncentrácia GeO 2 a index lomu Táto sekcia popisuje ako zistiť koncentráciu GeO 2 danú profilom vlákna a diskutuje o závislosti indexu lomu na vlnovej dĺžke. Vzťah indexu lomu k vlnovej dĺžke a koncentrácií je daný Sellmeier-ovou rovnicou: n 2 a λ 1 λ b 2 i = + 2 i (2.30) kde k je rovné 3, reprezentuje to, že toto je 3 term Sellmeierová rovnica. λ je v µm. V tejto rovnici určitá skupina parametrov a i a b i korešpondujú špecifickému typu materiálu ako je čistý kremík, alebo GeO 2 dopované kremíkové sklo s určitou koncentráciou GeO 2. Série a i a b i boli vypočítané z nameraných údajov z [7], a ukázané v tab. 2.3 Žilinská univerzita 34
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Tab 2. 3 Parametre Sellmeiersovej rovnice pre čisté a s GeO 2 dopované kremíkové vlákna Po zavedení Sellmeierovej rovnice s parametrami danými v tabuľke vyššie, dostaneme priebeh indexu lomu v závislosti od koncentrácie GeO 2 (Mol %) na príslušných vlnových dĺžkach. Vypočítané údaje indexu lomu ako funkcie koncentrácie GeO 2 na dvoch vlnových dĺžkach 632.8nm a 1550nm sú na obrázku 2.18. Zobrazujú lineárny vzťah medzi indexom lomu a koncentráciou GeO 2. Lineárna funkcia môže byť získaná regresným priebehom. V dôsledku toho ak je známy index lomu, príslušná koncentrácia GeO 2 sa dá získať pomocou lineárnej funkcie. Ako vidíme na obrázku 2.19, koncentrácia GeO 2 tiež vrastá lineárne s rozdielom indexu od čistého kremíka ak čiara indexu lomu v obrázku 2.18 pri príslušnej vlnovej dĺžke je odčítaná od indexu lomu čistého kremíka pri tejto vlnovej dĺžke. Žilinská univerzita 35
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Obr. 2. 18 Závislosť indexu lomu od koncentrácie GeO2 Obr. 2. 19 Závislosť rozdielu indexu od koncentrácie GeO2 Žilinská univerzita 36
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Ako vidíme na obr. 2.19, rozdiel indexov medzi 632,8 nm a 1550 nm je väčší so vzrastajúcou koncentráciou GeO 2. Pomocou Sellmerierovej rovnice, závislosť indexu lomu od vlnovej dĺžky môžeme získať ako je vidieť na obr. 2.20 Index lomu klesá lineárne s vlnovou dĺžkou 1457 nm do 1614 nm, pričom vzrastá s koncentráciou GeO 2. Na dodatok v malom vlnovou rozsahu ako od 1457 nm do 1614 nm, zmeny v indexe lomu sú ukázané na obr. 2.20, že sú menšie ako 0,2 %. Tieto zmeny sú tak malé, že lomové exponenty jadra a plášťa môžu byť považované za konštantné hodnoty pri 1550 nm. Záver je, že koncentrácie GeO 2 vo vlákne môžeme získať ak máme poskytnutý profil vlákna. Obr. 2. 20 Závislosť indexu lomu čistého kremíka a GeO 2 dopovaným kremíkom od vlnovej dĺžky Spektrum Ramanovho zisku pre vlákno s čistým kremíkovým jadrom, step indexové vlákno a disperzne posunuté vlákno. Obr. 2.21 ukazuje priebeh vypočítaného efektívneho Ramanovho zisku v závislosti na frekvenčnom posune pre všetky typy vlákien, ktoré sme vyšetrovali. Žilinská univerzita 37
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Podľa parametrov vlákna ukázaných v tabuľke 2.2, obr. 2.16 a obr. 2.17 pomocou Sellmeierovej rovnice, disperzne posunutá vlákno má najvyššiu koncentráciu GeO 2 okolo 8,3 mol% blízko stredu jadra SMF má 3,71 mol% a SPECTRAN má 3,265 mol% GeO 2 v jadre, pričom Z vlákno nemá žiadne GeO 2 vo vlákne Pokiaľ tu nie je žiadne dopovanie s GeO 2 v jadre a plášti Z vlákna, dovtedy sa Ramanove ziskové koeficienty nemenia, ale módové polia ovplyvňujú výsledný Ramanov zisk prostredníctvom efektívnej oblasti A eff. Porovnaním efektívnych oblastí, koncentrácie GeO 2 a vrcholových hodnôt Ramanovho zisku pre všetky tieto vlákna sú v tabuľke 2.4 Efektívne oblasti uvedené v tejto tabuľke sú vypočítané pre čerpaciu vlnovú dĺžku 1450 nm a vlnovej dĺžke 1550 nm, kde je vrchol zisku. Z obrázku 2.21 a tabuľky 2.4 je jasne viditeľné, že Ramanov zisk vzrastá s koncentráciou GeO 2 a klesá s efektívnou oblasťou, ktorá závisí na štruktúre vlákne ako aj na koncentrácii GeO 2. Vzrast Ramanovho zisku je najväčší v prípade DSF kvôli najvyššiemu dopovaniu GeO 2 a najmenšej efektívnej oblasti, na druhej strane Z vlákno má najmenší zisk pri 440 cm -1 a najväčšiu efektívnu oblasť. Napríklad, pri frekvenčnom posune 430 cm -1, DSF má vrcholový zisk 10,3 x 10-4 W -1 m -1, čo je o 75 % viac než pri SMF-28. Vrcholový zisk a koncentrácia GeO 2 SPECTRAN vlákna sú oboje o 12 % menšie než má SMF-28. Obr. 2. 21 Efektívny Ramanov zisk Žilinská univerzita 38
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Obr. 2. 22 Normalizovaný Ramanov zisk Ramanove ziskové spektrá boli normalizované na 1,0 pri vrcholovom zisku na porovnanie celkových priebehov zisku. Ako ukazuje obr. 2.22 FWHM mierne klesá s GeO 2 dopovaním. Ale FWHM dvoch štandardných STF SMF-28 a SPECTRAN sú skoro rovnaké a oba priebehy sú si veľmi podobné. To naznačuje, že koncentrácia GeO 2 v štandardnom STF nemá veľký vplyv na profil zisku, aj keď mení efektívny Ramanov zisk. Hodnoty FWHM pre všetky typy vlákien sú v tabuľke 2.4. Druhý vrchol okolo 490 cm -1 (14,7 THz) pre Z vlákno je najväčší, pričom najmenší má DSF. Z tabuľky 2.4 a obrázku 2.22 môžeme vyvodiť, že druhý vrchol je potláčaný s vzrastom koncentrácie GeO 2. Zatiaľ, vrchol priebehu Ramanovho zisku sa presúva k nižším frekvenciám pridružené k vyššiemu dopovaniu GeO 2. Koeficienty, Ramanovho zisku na obr. 2.23 sú vypočítané vynásobením efektívneho Ramanovho zisku s efektívnymi oblasťami. Obr. 2.23 naznačuje že vrcholové koeficienty vlákien tiež vzrastajú s dopáciou GeO 2, ale nie až tak významne ako efektívny Ramanov zisk. Vlákno s čistým kremíkovým jadrom má rovnaké ziskové koeficienty ako kremenné sklo, ako sa očakávalo. Žilinská univerzita 39
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov DSF SMF-28 SPECTRAN ZF A eff pri vrcholovom zisku (*1e-12 m 2 ) 4,7 72,8 80,4 85,5 Koncentrácia GeO 2 8,3(vrchol) 3,71 3,265 0 Vrcholový zisk (g/a eff )(*1e-4m -1 w -1 ) 10,3 5,879 5,175 3,947 Koeficient vrcholového zisku(*1e-13mw -1 ) 4,811 4,279 4,172 3,374 Frekvenčný posun pri vrcholovom zisku 430 440 440 440 (cm -1 ) FWHM zisku (nm pri λ č = 1450nm) 52 55 56 62 Tab 2. 4 Údaje Ramanovho zisku v rôznych vláknach v prípade depolarizovaného svetla Obr. 2. 23 Ramanove ziskové koeficienty Žilinská univerzita 40
Princíp činnosti Ramanovych zosilňovačov Obr. 2. 24 Polarizované Ramanove spektrum pre rôzne sklá Žilinská univerzita 41
Porovnanie Ramanovych a erbiom dopovaných zosilňovačov 3 Porovnanie vlastností s inými spôsobmi zosilňovania Tabuľka 3.1 sumarizuje dôležité vlastnosti Ramanovych a vláknovo dopovaných zosilňovačov [3], hybridné zosilňovače môžu mať tie najlepšie vlastnosti z oboch typov zosilňovačov. Ramanove zosilňovače majú niekoľko fundamentálných výhod. Po prvé, Ramanov zisk existuje v každom vlákne, čo poskytuje nákladovo efektívny spôsob vylepšenia [8]. Po druhé, zisk je nerezonančný, čo znamená, že zisk vzniká na celom prenosovom pásme vlákna hraničiaci od približne 0,3 do 2 µm. A tretia výhoda Ramanovych zosilňovačov je, že spektrum zisku môže byť prispôsobený nadstavením vlnovej dĺžky čerpacieho signálu. Pre prípad, môžeme použiť viacnásobné čerpacie zdroje na zvýšenie šírky optického pásma a na rozložení čerpacích signálov závisí plochosť zisku. Ďalšou výhodou Ramanovho zosilňovania je to, že je to relatívne širokopásmový zosilňovač so šírkou pásma väčšou ako 5 TH a zisk je primerane plochý na širokom vlnovom pásme. 3.1 Charakteristika optických zosilňovačov Základnými charakteristikami optického zosilňovača s aplikačného pohľadu sú: - zisk (ako funkcia vlnovej dĺžky a vstupného výkonu), - výkonová efektivita (ako funkcia vlnovej dĺžky pri predpoklade plnej saturácie), - šumová charakteristika (ako funkcia vlnovej dĺžky a vstupného výkonu). Určenie týchto charakteristík vyžaduje dve základné merania: zisk a šumová charakteristika v závislosti na vlnovej. Všetky tieto merania musia byť vykonané s extrémnou starostlivosťou, aby obsahovali všetky optické straty na odrazoch a na redukovaní spätných odrazov do zosilňovača, čo môže spôsobiť dodatočnú saturáciu (pokiaľ nemá zosilňovač vnútorné izolátory). Našťastie všetky problémy s experimentálnymi technikami môžeme odstrániť pomocou simulácií obzvlášť ak šum a signál sa šíria ako oddelené signály vo VPI component Maker TM Optical Amplifiers. Žilinská univerzita 42
Porovnanie Ramanovych a erbiom dopovaných zosilňovačov Charakteristika Dopované vlákno Ramanov zosilňovač Závisí na type Zosilňované optické dopantu, materiále vlákna Závisí na vlnovej dĺžke prenosové pásmo a jeho konfigurácii Šírka pásma zosilňovania Zisk Saturačná energia Vlnová dĺžka čerpacieho signálu Energia čerpacieho signálu Šumová charakteristika Ďalšie faktory spôsobujúce šum Presluchy medzi WDM kanálmi 2,5 THz alebo viac pri viacnásobných dopantoch, alebo vláknach 20 db alebo viac, závisí na koncentrácií iónov, dĺžke vlákna a konfigurácií Závisí na dopovaní, účinnom priereze zisku, smere čerpania a dobe trvania vybudeného stavu. 1980 Nm a 1480 Nm pre erbium dotované zosilňovače Hranica závisí na dopovaní. Typicky je minimálny požadovaný výkon 10 až 20 mw. Medzi 3,5 db a 6 db závisí na vstupných stratách, zosilňovanej vlnovej dĺžke, vlnovej dĺžke čerpacieho signálu. 980 Nm čerpací signál je preferovanejší než 1450 Nm čerpací signál kvôli nízko šumovej charakteristike Hocijaké straty na vstupe zosilňovača zväčšia šumovú charakteristiku Veľmi nízky kvôli dlhej životnosti horného stavu Tab 3. 1 Porovnanie Ramanovych a EDFA zisilňovačov 12 THz alebo viac pri viacnásobných čerpacích signáloch Okolo 20 db, úmerne intenzite čerpacieho signálu, fiber Ge content (obsahu Ge vlákna), oblasti a efektívnej dĺžke vlákna. Prenosové vlákna sú tiež zosilňovačmi, pričom zisk pozorujeme len na dostatočne dlhých vzdialenostiach. Približný čerpací výkon. 13 THz vyššia než vlnová dĺžka informačného signálu pri maxime zisku Zisk je primeraný v intenzite čerpacieho signálu, desiatky mw sú bežne použité na zisk niekoľkých db. Od 3,6 db vyššie, závisí na oddelení vlnovej dĺžky informačného a čerpacieho signálu. Avšak ak na zosilňovanie používame prenosové vlákno, efektívna šumová charakteristika môže byť negatívna. Šum čerpacieho signálu sa môže preniesť do informačného signálu pri spoločnom šírení vláknom. Rayleightov rozptyl tiež môže zvýšiť šum. Silný kvôli ps životnosti horného stavu, pokiaľ bity kanálov neprejdú navzájom, čo je spôsobené vláknovým rozptylom Žilinská univerzita 43
Porovnanie Ramanovych a erbiom dopovaných zosilňovačov 3.2 Použitie Ramanovych zosilňovačov Možná aplikácia Ramanovych zosilňovačov je ako predzosilňovače pred detektorom signálu v prijímači optického komunikačného systému [2]. Experimentálne merania ukazujú, že odstup signál šum (SNR) v prijímači je závislý od spontánneho Ramanovho rozptylu, ktorý vždy sprevádza proces zosilňovania. Výstup nepozostáva iba z požadovaného signálu, ale tiež zo zosilneného spontánneho šumu zasahujúceho široký frekvenčný rozsah (~10 THz). Je možné dosiahnuť analytické vyjadrenie energii šumu pre aproximáciu nevyčerpaného čerpacieho signálu. Z praktického hľadiska, je veľký záujem o tzv. on-off pomer, definovaného ako pomer energii signálu so zapnutým čerpacím signálom, k tomu s vypnutým čerpacím signálom. Tento pomer môže byť experimentálne zmeraný. Experimentálne výsledky pre 1,34 µm čerpací signál vychádza on-off pomer okolo 24 db, pre Stokesovu čiaru prvého rádu na 1,42 µm, ale degraduje na 8 db, keď Stokesová čiara je použitá na zosilnenie 1,52 µm signálu. Zistilo sa, že on-off pomer je menší pre konfiguráciu so spätným čerpaním. Môže byť vylepšený, ak výstup prechádza cez optický filter, ktorý prepúšťa zosilnený signál, ale redukuje šírku pásma spontánneho šumu. Zaujímavá črta Ramanovych zosilňovačov vyplýva z ich veľkej šírky pásma (~5 THz). Môže byť použitý na súčastné zosilnenie niekoľkých kanálov vo WDM systéme. Táto vlastnosť bola predvedená v roku 1987 experimentom, v ktorom signály z troch polovodičových laserov s distribuovanou spätnou väzbou prevádzkovaných v rozsahu 1,57 až 1,58 µm, boli naraz zosilnené použitím 1,47 µm čerpacieho signálu. Zisk o akosti 5 db sa získal z výkonom čerpacieho signálu len 60 mw. Teoretické analýzy ukazujú, že existuje kompromis medzi on-off pomerom a ziskom kanálov. Počas roku 1980 sa značná pozornosť sústredila na zvýšenie výkonu optických komunikačných systémov použitím Ramanovho zosilňovania. Hlavným nedostatkom Ramanovych zosilňovačov z hľadiska aplikácie vo svetlovodných systémoch je nutnosť použitia vysoko-energetických laserov na čerpanie. Experimenty vykonané okolo 1,55 µm často používajú laditeľné color-center lasery na čerpanie; takéto lasery sú príliš veľké pre komunikačné aplikácie. V skutočnosti s vynájdením erbium dopovaných vláknových zosilňovačov v roku 1989, Ramanove zosilňovače boli používané zriedka v 1,55 µm oblasti. Situácia sa zmenila s dostupnosťou kompaktných vysoko-výkonných polovodičových a vláknových laserov. V skutočnosti rozvoj Ramanovych zosilňovačov obrazne podstúpil renesanciu počas roku 1990. Už Žilinská univerzita 44
Porovnanie Ramanovych a erbiom dopovaných zosilňovačov v roku 1992 Ramanove zosilňovače boli napájané použitím 1,55 µm polovodičového laseru, ktorého výstup bol zosilňovaný pomocou erbium dopovaného vláknového zosilňovača. 140 ns pulzy čerpacieho signálu mali vrcholový výkon 1,4 W pri opakovacej frekvencii 1 khz a boli schopné zosilňovať 1,66 µm informačné pulzy viac než 23 db v 20 km dlhom disperzne posunutom vlákne. Výsledné 200 mw vrcholový výkon 1,66 µm pulzov bol dostatočne veľký pre použitie na meranie odrazov v optickej časovej oblasti technika bežne používaná na udržiavanie a správu vláknových optických sietí. Použitie Ramanovych zosilňovačov v 1,3 µm oblasti pritiahla značnú pozornosť od roku 1995. Pre priblíženie tri páry vláknových mriežok boli vložené do vlákna použitého pre Ramanove zosilňovanie. Braggové vlnové dĺžky týchto mriežok boli zvolené také, že oni vytvárajú tri dutiny pre tri Ramanove lasery pracujúce na vlnových dĺžkach 1,117, 1,175 a 1,24 µm, čo zodpovedá Stokesovym čiaram prvého, druhého a tretieho rádu 1,06 µm čerpacieho signálu. Všetky tri lasery sú napájané použitím diódového čerpacieho Nd vláknového lasera cez kaskádové SRS. 1,24 µm laser potom napája Ramanov zosilňovač na zabezpečenie zosilnenia signálu v 1,3 µm oblasti. Rovnaká myšlienka kaskádového SRS bola použitá na dosiahnutie 30 db zisku na 1,3 µm použitím WDM zlučovačov v mieste vláknových mriežok. V inom priblížení jadro kremíkového vlákna je ťažko dopované germániom. Takéto vlákna môžu byť napájané na zabezpečenie 30 db zisku pri výkone čerpacieho signálu iba 350 mw. Takéto výkony čerpacieho signálu môžeme dosiahnuť použitím dvoch, alebo viacerých polovodičových laserov. Dvojstupňová konfigurácia bola tiež použitá, v ktorej 2 km germániom dopované vlákno je sériovo uložené so 6 km dlhým disperzne posunutým vláknom v kruhovej topológii. Keď je takýto Ramanov zosilňovač napájaný 1,24 µm Ramanovym laserom vytvára zisk 22 db v oblasti 1,3 µm so šumovou charakteristikou okolo 4 db. Druhou aplikáciou Ramanovych zosilňovačov je rozšírenie šírky pásma WDM svetlovodivých systémov prevádzkovaných v 1,55 µm oblasti. Erbium dopované vláknové zosilňovače bežne používané v tejto oblasti vlnových dĺžok, majú šírku pásma pod 35 nm. Navyše, techniky normalizácie zisku sú potrebné na použitie na celom 35 nm rozsahu. Husté WDM systémy (80, alebo viac kanálov) typicky vyžadujú optické zosilňovače schopné zabezpečiť jednotný zisk na celom 70 80 nm vlnovom rozsahu. Hybridné zosilňovače vyrobené kombináciou erbium dopoavaných s Ramanovym ziskom boli vyvinuté na tento účel. V jednej realizácii tejto myšlienky skoro 80 nm šírka pásma bola realizovaná kombináciou erbium dopovaných vláknových zosilňovačov s dvomi Žilinská univerzita 45
Porovnanie Ramanovych a erbiom dopovaných zosilňovačov Ramanovymi zosilňovačmi napájanými simultálne (súčasne) tromi rozdielnymi vlnovými dĺžkami (1471, 1495 a 1503 nm) použitím štyroch čerpacích modulov, pričom každý modul nasvietil viac než 150 mw energie do vlákna. Čerpací laser pre erbiové dopanty mal výkon 62 mw na vlnovej dĺžke 1465 nm. Kombinovaný zisk okolo 30 db bol skoro jednotný na celom vlnovom rozsahu 1,53-1,61 µm. Treťou aplikáciou Ramanovho zisku je distribuované zosilňovanie signálov. V tomto prípade relatívne dlhé úseky (~ 50 km) prenosového vlákna je napájané obojstranne na kompenzáciu strát vo vlákne v distribuovaným spôsobom. Táto technika je zvlášť užitočná pre solitóny V 2000 predvedeniach tejto techniky 100 WDM kanálov s 25 GHz rozstupom kanálov, každý prevádzkovaný s prenosovou rýchlosťou 10 Gb/s, boli prenesené cez 320 km. Všetky kanály boli zosilnené súčasne napájaním každej 80 km dlhého úseku v spätnom smere použitím štyroch polovodičových laserov. Takéto distribuované Ramanove zosilňovače zabezpečujú 15 db zisk pri čerpacom výkone 450 mw. Žilinská univerzita 46
Jednotlivé schémy čerpania 4 Jednotlivé schémy čerpania Ramanove zosilňovače sú topologicky jednoduchšie než vláknovo-dopované zosilňovače v tom, že prenosové vlákno sa môže stať zosilňovacím médiom ak je vhodne napájané [3]. Avšak na ich charakteristiky má obrovský dopad výkon, vlnová dĺžka a smer napájania. 4.1 Dopredné čerpanie Schéma dopredného čerpania je na obr. 4.1. Tento spôsob čerpania je používaný najmenej, z dôvodu najhoršej šumovej charakteristiky. Zhoršenie tejto charakteristiky je spôsobné prenosom šumu z čerpacieho signálu do informačného signálu, pretože Ramanov proces je skoro okamžitý. Preto ak sa čerpací signál a dátové bity šíria rovnakou rýchlosťou, potom jeden bit naakumuluje deficit zisku spôsobený znížením výkonu čerpacieho signálu v dôsledku šumu, ktorý sa šíri s ním. Samozrejme disperzia vlákna spôsobí posun, ale toto nespôsobí zrušenie fluktuácií čerpacieho výkonu v časových rozsahoch väčších než je čas posunu (niekoľko desiatok ns). Tento prenos šumu môžeme vidieť na obr. 4.2. Signal Vlákno Signal RX TX Dopredné čerpanie Obr. 4. 1 Schéma dopredného čerpania Žilinská univerzita 47
Jednotlivé schémy čerpania Čerpací Výkon Informačný t Obr. 4. 2 Prenos šumu z čerpacieho na informačný signál pri doprednom čerpaní 4.2 Spätné čerpanie Schéma spätného čerpania je na obr. 4.3. Tento spôsob čerpania je najpoužívanejší z dôvodu najlepšej šumovej charakteristiky. Šum nachádzajúci sa v čerpacom signále sa v informačnom signále prejaví menej ako v prípade dopredného čerpania. Ako môžeme vidieť na obr. 4.4 je to spôsobené tým, že každý bit je zosilnený veľkým úsekom výkonových fluktuácií vlny a to preto, lebo niekoľko kilometrov čerpacej vlny prejde cez každý dátový bit. Preto všetky fluktuácie čerpacieho výkonu rýchlejšie ako niekoľko metrov budú spriemerované. Signal Vlákno Signal RX TX Obr. 4. 3 schéma spätného čerpania Spätné čerpanie Žilinská univerzita 48
Jednotlivé schémy čerpania Čerpací Výkon Informačný t Obr. 4. 4 Prenos šumu z čerpacieho na informačný signál pri spätnom čerpaní 4.3 Obojsmerné čerpanie Toto čerpanie je schopné vytvoriť kvázi bezstratové prostredie. Schéma obojsmerného čerpania je na obr. 4.5. Spája vlastnosti oboch predchádzajúcich spôsobov napájania, čiže jeho šumová charakteristika sa nachádza medzi šumovými charakteristikami vyššie uvedených spôsobov napájania, pri rovnakom zisku. Signal Vlákno Signal RX TX Dopredné čerpanie Spätné čerpanie Obr. 4. 5 schéma obojsmerného čerpania Žilinská univerzita 49
Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia 5 Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia 5.1 Zostavenie a parametre simulačnej schémy Aby sme mohli dosiahnuť bezstratové prostredie musíme použiť schému obojstranného napájania. Podľa schémy obojstranného napájania na obr. 4.5 som zostavil simulačnú schému. Ako zdroj informačného signálu som použil blok TX. Jeho nadstavenie je na obr. 5.1. Zdroj informačného signálu je naladený na vlnovú dĺžku prenosového okna 193,1 THz (1550 nm). Výkon tohto signálu je nadstavený na 1 mw (0 dbm). Na napájanie zosilňovača som použil laserové diódy s kontinuálnou vlnou, ktorého nadstavenie je na obr. 5.1. Čerpacie diódy sú nadstavené s posunom 13,2 THz nahor, oproti informačnému signálu, t.j. na 209,3 THz. Obr. 5. 1 Parametre zdrojov informačného a čerpacieho signálu Žilinská univerzita 50
Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia Informačný a napájací signál som zlúčil pomocou couplera. Je to ideálny prvok, takže jeho tlmenie je pre oba signály nulové. Ako vlákno som použil klasické prenosové vlákno. Parametre vlákna som nadstavil podľa prenosového vlákna použitého na Ramanove zosilňovanie v demonštračnej simulácii. Tieto parametre som dodatočne upravil, aby sa vo vlákne simulovali všetky javy, tak ako v skutočnom prenosovom vlákne. Rozhodol som sa pre prenosové SMF vlákno a to z dvoch dôvodov: a/ z ekonomického hľadiska toto vlákno je všeobecne nasadené v optických prenosových systémoch, takže by nebolo potrebné tieto vlákna meniť, b/ nízky Ramanov zisk vo vlákne s vysokým ziskom by došlo k vyčerpaniu čerpacieho signálu a veľkému zosilneniu informačného signálu po krátkej vzdialenosti. Pri vlákne s malým ziskom má čerpací signál dostatočný výkon aj vo väčšej vzdialenosti od konca. Parametre vlákna sú na obr. 5.2. Obr. 5. 2 Parametre vlákna Žilinská univerzita 51
Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia Tlmenie vlákna a jeho priebeh je načítaný zo súboru, ktorý má simulovať SMF, taktiež profil Ramanovho zisku. Ostatné parametre sú nastavené podľa vlastností SMF. Prenosová rýchlosť v simulácii je nadstavená na 40 Gb.s -1. Globálne parametre simulácie možno vidieť na obr. 5.3. Táto konfigurácia je na obr. 5.4. Obr. 5. 3 Všeobecné parametre simulačnej schémy Obr. 5. 4 Simulačná schéma s jedným čerpacím signálom. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna Žilinská univerzita 52
Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia Pridaním ďalších dvoch čerpacích zdrojov na každej strane sa priebeh výkonu vo vlákne zlepšil. Táto konfigurácia je na obr. 5.5. Obr. 5. 5 Simulačná schéma s tromi čerpacími signálmi. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna Po zmene odstupu medzi emitovanými frekvenciami čerpacích zdrojov na 24 THz som dosiahol ďalšie vylepšenie priebehu. Toto zlepšenie je dôsledkom Stokesovych vĺn druhého rádu, ktoré napájali nižšie položené čerpacie signály, čo malo za následok posunutie zisku ku stredu vlákna bez zosilnenia signálu v okrajových častiach vlákna, kde je výkon dostatočný. Výsledná simulačná schéma je na obr. 5.6. Obr. 5. 6 Simulačná schéma s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu. V zátvorke sú výkony zdrojov použité pri simulovaní 50 km vlákna Žilinská univerzita 53
Zostavenie simulačnej schémy obojsmerného napájania za účelom dosiahnutia tzv. bezstratového prostredia 5.2 Parametre meracích zariadení Meranie priebehu a zobrazenie vykonával samotný model vlákna. Bol nadstavený na vizualizáciu signálov v rozsahu od 190 THz až po 260 THz. Jeho nadstavenie je na obr. 5.2. Meranie frekvenčného spektra vykonával blok OSA. Meranie OSNR vykonával rovnomenný blok. Bol nastavený na signálovú frekvenciu 193,1 THz. Šírka pásma signálu ako aj šumu bola 24 GHz. Jeho nadstavenie je na obr. 5.7. Na zobrazenie zisku a šumovej charakteristiky som použil analyzátor zosilňovačov. Jeho nadstavenie je na obr. 5.7. Obr. 5. 7 Konfigurácia analyzátora zosilňovačov a merača OSNR Žilinská univerzita 54
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov 6 Simulácie a vyhodnotenie výsledkov 6.1 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100 km vlákno s jedným čerpacím signálom Nasimulovaný priebeh výkonu vo vlákne distribuovaného Ramanovho zosilňovača s dĺžkou 50 km a jedným čerpacím signálom je na obr. 6.1. Po nájdení najvhodnejších výkonov čerpacích zdrojov som dosiahol kvázi bezstratové prostredie s rozkmitom 1,2 db. Na obr. 6.1 je možné vidieť ako sa energia s čerpacích signálov prelieva do informačného. Pri dĺžke vlákna 100 km som rozkmit udržal pod hranicou 6,2 db. Pri dvojnásobnom zväčšení vzdialenosti, rozkmit vzrastie o 5 db. Priebeh môžeme vidieť na obr. 6.2. Obr. 6. 1 Výkon v 50 km vlákne s jedným čerpacím signálom Žilinská univerzita 55
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 2 Výkon v 100 km vlákne s jedným čerpacím signálom Šumová charakteristika a zisk pri 50 km je na obr. 6.3. Tvar zisku presne zodpovedá teoretickým predpokladom. Šumová charakteristika tiež zodpovedá teórii a má najnižšiu hodnotu v miestach s najvyšším ziskom. Odstup signál šum pri tejto konfigurácii je 48,6 db. Pri 100 km vlákne sa šumová charakteristika zhoršila. Jej zhoršenie ako aj zhoršenie odstupu signál šum je spôsobené zvýšením výkonu potrebného na zosilnenie informačného signálu. Jeho priebeh vidíme na obr. 6.4. Odstup signál šum pri tejto konfigurácii je 45,4 db. Optické spektrum na výstupe DRA môžeme vidieť na obr. 6.5. Čiary predstavujú výkon signálov (čerpacie a informačný) a ich rozloženie na frekvenčnom spektre. Stĺpce sú ASE. Môžeme vidieť, že najväčší výkon ASE je v okolí informačného signálu, čo zodpovedá frekvenčnému posunu 13 THz od čerpacieho signálu. Žilinská univerzita 56
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 3 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne s jedným čerpacím signálom Obr. 6. 4 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne s jedným čerpacím signálom Žilinská univerzita 57
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 5 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití jedného čerpacieho signálu 6.2 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100 km vlákno s tromi čerpacími signálmi Po pridaní ďalších dvoch čerpacích signálov sa predpokladá zlepšenie, čiže zníženie rozkmitu. Hľadanie najvhodnejších výkonov pre čerpacie zdroje sa stal viac komplexný a bolo ťažšie nájsť rovnováhu, ktorú som pravdepodobne nedosiahol, ale veľmi som sa jej priblížil. Výkon signálu v 50 km vlákne je na obr. 6.6. Je tu možnosť vidieť ako sú čerpacie signály s nižšou frekvenciou zosilňované a schopné poskytovať dostatočné zosilnenie informačnému signálu aj v strede vlákna. Rozkmit klesol na 0,225 db. Toto zlepšenie priebehu a pridanie ďalších čerpacích signálov vyžaduje zvýšenie optického výkonu použitého na zosilnenie. Ako sa dalo očakávať rozkmit výkonu v 100 km vlákne je aj po vyladení väčší ako v prípade 50 km vlákna. Jeho veľkosť je vidieť na obr. 6.7 a je 2,3 db, čo je o 2,1 db viac. Žilinská univerzita 58
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 6 Výkon signálu v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch Obr. 6. 7 Výkon signálu v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch Žilinská univerzita 59
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 8 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch Obr. 6. 9 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch Žilinská univerzita 60
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 10 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití 3 čerpacích signálov (100 km) Ako vidieť na obr. 6.8 zisk sa v 50 km vlákne stal následkom použitia ďalších čerpacích signálov plochejší. Toto sploštenie má za následok aj zlepšenie priebehu šumovej charakteristiky. Takže odstup signál šum má pri tejto konfigurácii hodnotu 48,7 db. Priebeh šumu z obr. 6.9 v 100 km vlákne nie je až taký plochý a šumová charakteristika je taktiež horšia, čo sa týka kvality i kvantity. OSNR má hodnotu 45,7 db. Ako som už spomínal toto zlepšenie je spôsobené pridaním ďalších čerpacích signálov a zhoršenie oproti 50 km prípadu výrazným zvýšením napájacích optických výkonov. Obr. 6.10 predstavuje optické spektrum pri použití troch čerpacích signálov. Vrcholy ASE sa nachádzajú vždy v konštantných rozstupoch okolo 13 THz. Žilinská univerzita 61
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov 6.3 Nasimulované priebehy pre 50 km a 100km vlákno s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn na čerpanie Zväčšenie frekvenčného posunu má za následok posunutie zisku bližšie do oblastí, kde je najnižší výkon informačného signálu. Samozrejme toto využitie Stokesovych vĺn na čerpanie má za následok ďalšie zvýšenie optického výkonu, ktorý je potrebný na ich generáciu. Na obr. 6.11 (50 km vlákno) môžeme vidieť výkon všetkých signálov vo vlákne, pričom výkon informačného signálu je skoro konštantný. Jeho rozkmit sa pohybuje v rozmedzí 0,009 db. Priebeh výkonu z obr. 6.12 (100 km vlákno) naznačuje, že výkon informačného signálu už nebude taký plochý ako v prípade 50 km vlákna a jeho rozkmit sa pohybuje v rozmedzí 1,4 db. Toto nie je až také výrazné zlepšenie ako v prípade 50 km vlákna. Priebeh zisku (obr. 6.13) pri simulačnej schéme s 50 km vláknom je v okolí informačného signálu veľmi plochý a preto má zosilňovač najlepší priebeh šumovej charakteristiky, ale napriek tomu kvôli použitiu veľmi vysokých čerpacích výkonov je OSNR 48,5 db, čo je menšie zhoršenie. Obr. 6. 11 Výkon v 50 km vlákne s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu Žilinská univerzita 62
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 12 Výkon v 100 km vlákne s tromi čerpacími signálmi a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu Obr. 6. 13 Šumová charakteristika a zisk v 50 km vlákne pri troch čerpacích signáloch a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu Žilinská univerzita 63
Simulácie a vyhodnotenie výsledkov Obr. 6. 14 Šumová charakteristika a zisk v 100 km vlákne pri troch čerpacích signáloch a využitím Stokesovych vĺn druhého rádu Obr. 6. 15 Optické spektrum na výstupe DRA pri použití 3 čerpacích signálov s využitím Stokesovych vĺn druhého rádu (100 km) Žilinská univerzita 64