Die hohen Intensitäten, die auf langen Strecken in der Faser eingeschlos-sen sind, begünstigen das Auftreten von nichtlinearen Effekten. Aufgrund der Pulslänge von 10 ns und der nahezu Fourierlimitierten Bandbreite tritt zuerst stimulierte Brillouin-Streuung (SBS) auf. Im Verlauf dieser Arbeit stellte sich heraus, dass hauptsächlich SBS die erreichbare Energie aus dem Faserverstär-ker limitiert. Dies entbehrt nicht einer gewissen Ironie, da spontane Brillouin-Streuung im Wasser der genutzte Effekt zur Messung der Temperatur ist.
Die Diskussion der SBS baut auf den Grundlagen zur spontanen Brillouin-Streuung aus Kapitel2.3.3auf. Im Folgenden wird der Mechanismus, der sich hinter der stimulierten Brillouin-Streuung verbirgt, erläutert und Abschätzun-gen für die SBS-Schwelle angegeben. Danach wird dargestellt, wie sich das Auftreten von SBS in den dotierten Fasern im Experiment äußert. Ein Ver-fahren zur Detektion der SBS-Schwelle wird präsentiert, mit dem alle, in dieser Arbeit angegebenen, SBS-Schwellen bestimmt worden sind. Abschlie-ßend erfolgt eine Diskussion über mögliche Maßnahmen um das Auftreten von SBS zu unterdrücken bzw. die SBS-Schwelle zu erhöhen.
Von spontaner Brillouin-Streuung wird gesprochen, wenn die Streuung, wie in Kapitel 2.3.3bereits erläutert, durch thermisch induzierte Dichtefluk-tuationen verursacht wird. Bei der stimulierten Brillouin-Streuung dagegen, werden die Fluktuationen durch die Gegenwart eines Lichtfeldes selbst er-zeugt [70, 126]. Die Brillouin-Streuung findet, in alle Raumrichtungen, au-ßer der Vorwärtsrichtung statt und wird durch Gleichung (2.7) beschrieben.
3.5 Stimulierte Brillouin-Streuung 45
Für die SBS in der Faser ist allerdings nur die Streuung in die rückwärti-ge Richtung aufgrund der Führungseirückwärti-genschaft der Faser relevant. Die Fre-quenzverschiebung für Quarzglas beträgt etwa 16 GHz, wenn typische Werte fürvs= 5,96 km/s, n = 1,45 undλ= 1064 nm angenommen werden.
Das eingestrahlte und das gestreute Licht erzeugen eine Schwebung, de-ren Frequenz genau der Frequenz der beteiligten Schallwelle entspricht. Über Elektrostriktion kann die Schwebungsfrequenz die Intensität der Schallwel-le verstärken. Dadurch erhöht sich wiederum die Intensität des gestreuten Lichtes. Die positive Rückkopplung bewirkt einen exponentiellen Anstieg des zurückgestreuten Lichtes. In diesem Fall wird von stimulierter Streuung gesprochen. Ursächlich für die Rückkopplung ist spontane Brillouin-Streuung. Aber auch gezielt eingestrahltes Licht, das eine entsprechende Frequenzverschiebung aufweist, kann solch einen Prozess auslösen. Spezi-ell in einem mehrstufigen Verstärkersystem kann es damit zu einer Kaskade kommen, wenn gestreutes Licht nachfolgender Verstärkerstufen stimulierte Brillouin-Streuung in den vorhergehenden Stufen auslöst.
Mit dem Einsetzen von SBS ist ein nahezu vollständiger Transfer des eingestrahlen Lichtes in den Stokes-Anteil verbunden. Dieser Sachverhalt ist schon seit Jahrzehnten bekannt und limitiert bei Telekommunikationsan-wendungen über Glasfasernetze die Länge einzelner Übertragungssegmen-te [127]. Aufgrund der sehr langen Wechselwirkungslängen von mehreren Kilometern, beträgt die kritische Leistung für das Auftreten von SBS in der Regel nur wenige Milliwatt. Zur Abschätzung der Leistung für kontinuierli-che Strahlung existiert folgende empiriskontinuierli-che Relation [70,126,127]:
Pth ≈C Aeff
gBLeff (3.10)
Dabei bezeichnet Pth die Leistung an der SBS-Schwelle, Aeff die effektive Fläche,Leff die effektive Länge undgBden Verstärkungsfaktor für Brillouin-Streuung. Für eine Wellenlänge von 1550 nm beträgt der Verstärkungsfaktor in Quarzglas etwagB ≈5·10−11m/W. Er besitzt darüberhinaus eine Abhän-gigkeit von der Wellenlänge gB ∼ λ−4. Der Vorfaktor C besitzt einen Wert von etwa 21 und kann je nach Form des Verstärkungsprofils und der Polarisa-tion abweichen [126].
Die effektive Fläche berücksichtigt die radiale Intensitätsverteilung in der Faser. Sie ist definiert als die äquivalente Fläche, die bei einer als konstant an-genommenen Intensität erhalten wird. Für einesingle-mode Faser mit gauß-förmiger Intensitätsverteilung beträgt sieAeff =πr02/2mit dem Modenfeldra-dius r0 (vgl. Kap. 3.3.1). Für eine multi-modeFaser entspricht die effektive Fläche gerade der Fläche des FaserkernsAeff =A.
Bei der effektiven Länge müssen Absorption und Verstärkung in der Faser berücksichtigt werden [126,128]. Sie ist definiert durch
Leff = RL
0 exp{˜g(z)z}dz exp{RL
0 ˜g(z)dz} . (3.11)
Der Verstärkungsfaktor ˜g(z) setzt sich dabei aus Verstärkung g(z) und Ab-sorption α in der Faser zusammen. Für eine rein passive Faser, wie sie für Telekommunikationsanwendungen genutzt wird, ist nur die Absorptionα re-levant.Leff ist für diesen Fall gegeben durch
Leff = 1
α[1−exp(−αL)] (3.12) Für das Auftreten von SBS sind auch die spektralen Eigenschaften des Lich-tes von Bedeutung. Die Verstärkungsbandbreite der Brillouin-Streuung ∆νB ist mit der PhononenlebensdauerτBgemäß∆νB= (πτB)−1verknüpft. Typi-sche Werte für Quarzglas sindτB= 16 ns und∆νB= 20 MHz [126]. Aus dem exponentiellen Abklingen der Schallwelle resultiert ein Lorentzprofil für die Verstärkungsbandbreite und ist gegeben durch
gB(ν) = (∆νB/2)2
(ν−νB)2+ (∆νB/2)2 gB. (3.13) Die Amplitude gB berechnet sich aus Materialeigenschaften des Mediums und wurde schon in Gleichung (3.10) verwendet [126]. Alle spektralen An-teile, die innerhalb der Verstärkungsbandbreite liegen, bewirken kollektiv das Auftreten von SBS. Spektrale Anteile, die weiter auseinanderliegen, können praktisch als unabhängig für das Auftreten von SBS betrachtet werden. Des-wegen ist die SBS-Schwelle abhängig von der Bandbreite∆ν der Strahlung und lässt sich mit folgender Relation abschätzen
˜
gB = ∆νB
∆νB+∆ν gB. (3.14)
Zusammenfassend müssen für die Abschätzung der SBS-Schwelle drei Fälle unterschieden werden. (1) Für kontinuierliche Strahlung und gepulste Strah-lung mit einer Pulslänge τ τB lässt sich, wie eingangs bereits erwähnt, Gleichung (3.10) heranziehen. (2) Für extrem kurze Pulseτ τB oder sehr breitbandige Pulse steigt die SBS-Schwelle gemäß Gleichung (3.14) im Ver-hältnis Puls- zu Brillouin-Bandbreite an. Dies kann im Falle von ps-Pulsen eine derart hohe SBS-Schwelle zur Folge haben, dass ein anderer nichtlinea-rer Effekt wie stimulierte Raman-Streuung zuerst auftritt, obwohl deren Ver-stärkungsfaktor zwei Größenordnungen kleiner ist. (3) Im Übergangsbereich,
3.5 Stimulierte Brillouin-Streuung 47
in dem die Pulslänge oder die Bandbreite der Strahlung vergleichbar ist mit den Parametern der Brillouin-Streuung, muss eine individuelle Abschätzung über die Lösung der Differenzialgleichungen erfolgen [70,126,127,128]. Im Rahmen dieser Arbeit wurde auf eine solche theoretische Abschätzung ver-zichtet und die SBS-Schwelle wurde experimentell bestimmt. An dieser Stelle wird bereits deutlich, dass die Kontrolle der stimulierten Brillouin-Streuung eine der Herausforderungen dieser Arbeit darstellt. Sowohl die Pulslänge von 10 ns, als auch die Bandbreite im Bereich von 50 MHz begünstigen das Auf-treten von SBS.
Um die SBS-Schwelle zu erhöhen gibt es mehrere Ansätze, die im Fol-genden diskutiert werden. Die Schwelle für das Auftreten von SBS wird wie bereits erläutert durch die spektralen Eigenschaften der Strahlung bestimmt.
Eine Möglichkeit ist die Länge der verwendeten Pulse stark zu verkürzen um gemäß dem Fourier-Theorem die Bandbreite der Pulse zu erhöhen. Eine an-dere Möglichkeit besteht bei konstanter Pulslänge von 10 ns die Bandbreite der Pulse künstlich zu erhöhen. Beide Maßnahmen bewirken eine Erhöhung der SBS-Schwelle, sind allerdings keine Optionen, da die spektralen und tem-poralen Eigenschaften essentiell für die LIDAR-Anwendung sind. Weiterhin kann durch eine Vergrößerung des Faserkerndurchmessers die Intensität und durch eine Verkürzung der Faserlänge die Wechselwirkungslänge reduziert werden. Beide Maßnahmen wirken sich, wie sich Gleichung (3.10) entneh-men lässt, positiv auf die SBS-Schwelle aus.
Von welcher Seite eine Verstärkerstufe gepumpt wird, beeinflusst ebenfalls die SBS-Schwelle. Der Verstärkungsfaktor g(z) ist für beide Anordnungen unterschiedlich und damit auch die durch Gleichung (3.11) berechnete effek-tive Länge. Rückwärtiges Pumpen ist vorzuziehen, da die lokale Verstärkung g(z)dann erst am Ende der Faser große Werte annimmt und die effektive Län-ge daher Län-gerinLän-ger ist. Aus Gleichung (3.11) lässt sich die Län-generelle Empfeh-lung ableiten, die örtlich gemittelte Energie in Bezug auf die Ausgangsenergie gering zu halten.
Mit der gleichen Argumentation ist auch eine Doppelpass-Konfiguration nicht sinnvoll. Obwohl sich die beiden Durchläufe gegenseitig nicht beeinflus-sen, erhöht sich die mittlere Energie in der Faser und führt zu einer niedrigeren SBS-Schwelle. Die Pumpleistung zum Erreichen der SBS-Schwelle ist dabei geringer aufgrund der höheren Verstärkung in der Doppelpass-Konfiguration.
Weitere Maßnahmen betreffen die Materialeigenschaften der Quarzglas-faser. Durch Anlegen von Temperaturgradienten oder lokal induzierter me-chanischer Spannung lässt sich die Ausbildung einer kohärenten Schallwelle stören [129].
Die SBS-Schwelle jeder Verstärkerstufe des in dieser Arbeit präsentier-ten Faserverstärkers wurde durch Veränderung des Kerndurchmessers und der
0 200 400 600 800 1000 Zeit / ns
0 0,05 0,1 0,15
0,2 0,25
APD Signal / w. e.
Pumpleistung 3W
(a)
0 200 400 600 800 1000
Zeit / ns 0
0,05 0,1 0,15 0,2 0,25
APD-Signal / w. e.
Pumpleistung 3,15 W
(b)
0 200 400 600 800 1000
Zeit / ns 0
0,1 0,2 0,3 0,4
APD-Signal / w. e.
Pumpleistung 3,3 W
(c)
0 200 400 600 800 1000
Zeit / ns 0
0,1 0,2 0,3 0,4 0,5
APD-Signal / w. e.
Pumpleistung 3,4W
(d)
Abbildung 3.5: Pulsformen am Ausgang der zweiten Verstärkerstufe während des Überschreitens der SBS-Schwelle. (a) 50 ns Puls unterhalb der SBS-Schwelle bei einer Pumpleistung von 3 W. (b) Wird die Pump-leistung nur um 150 mW erhöht, treten Mehrfachpulse auf. (c) Wird die Pumpleistung nochmals um 150 mW erhöht, vermehren sich die zusätz-lichen Pulse. (d) Bei einer Pumpleistung von 3,4 W sind die Spitzen-leistungen bereits größer als die des ursprünglichen Pulses. Bei einer weiteren Erhöhung der Pumpleistung tritt beim Überschreiten der Zer-störschwelle ein Defekt an der Faserfrontfläche auf.
Länge optimiert. Die Fasern werden gegenläufig gepumpt und die zweite und dritte Stufe wird in Einfachpass-Anordnung betrieben. Die getroffene Wahl stellt einen Kompromiss bezüglich hoher SBS-Schwelle, hoher Energie, sta-biler Polarisation, gutem Strahlprofil und hoher Konversionseffizienz dar.
Experimentell beobachten lässt sich das Auftreten von SBS in den einzel-nen Verstärkerstufen, indem der Pulsverlauf mit einer avalanchePhotodiode (APD) betrachtet wird. Dazu lässt sich die Pulsform am Ausgang einer stärkerstufe betrachten oder das zurückgestreute Licht am Eingang der Ver-stärkerstufe. Bei der Beschreibung des Aufbaus in Kapitel 3.8 lässt sich in
3.5 Stimulierte Brillouin-Streuung 49
-50 0 50 100 150 200
Zeit / ns 0
0,02 0,04 0,06 0,08 0,1 0,12
APD-Signal / w.e.
Abbildung 3.6: Hüllkurve des zurückgestreuten Lichtes an der SBS-Schwelle, bestehend aus 500 Pulsen. Zu erkennen ist der 50 ns Sockel und die als schwarze Fläche dargestellten Pulsspitzen aufgrund der sti-mulierten Brillouin-Streuung. Der Sockel und die SBS-Pulse sind et-wa gleich hoch und markieren damit die Schwelle. Alle SBS-Schwellen in dieser Arbeit wurden mit diesem Kriterium bestimmt.
Abb.3.12 die Position der APD, zur Beobachtung des in der zweiten Stufe zurückgestreuten Lichtes, betrachten.
Unterhalb der SBS-Schwelle wird am Ausgang der Verstärkerstufe die un-veränderte Pulsform beobachtet. Eine leichte Deformation aufgrund der Ver-stärkung in der Faser lässt sich für den 50 ns langen Puls in Abb.3.5(a) beob-achten. Wird nun die Pumpleistung erhöht um die Energie zu steigern, lässt sich zuerst in Rückstreurichtung das Auftreten von Pulsspitzen beobachten, die aus dem 50 ns Sockel herauszuwachsen scheinen. Der Sockel resultiert durch elastisch zurückgestreutes Licht aus der Faser. Hierzu ist in Abb.3.6die Hüllkurve für 500 Pulse dargestellt. Dieser Punkt, an dem die kurzen SBS-Pulse genauso groß sind wie der 50 ns Sockel, markiert die SBS-Schwelle.
Alle in dieser Arbeit angegebenen SBS-Schwellen wurden mit diesem Krite-rium bestimmt. Es ist ein brauchbares KriteKrite-rium, da es zum frühestmöglichen Zeitpunkt das Auftreten von SBS detektiert. Aufgrund der exponentiellen Zu-nahme des Streulichtes ist eine empfindliche und reproduzierbare Detektion der SBS-Schwelle zwingend notwendig.
Beim weiteren Erhöhen der Pumpleistung über die SBS-Schwelle hinaus, nehmen die Pulsspitzen in Abb. 3.6 sehr schnell an Amplitude zu. Auf der Ausgangsseite lässt sich dies an der Pulsform in Abb. 3.5(a) zunächst noch
nicht erkennen. Wird die Pumpleistung nur um 150 mW erhöht, so kann es aufgrund der exponentiellen Zunahme des gestreuten Lichtes auch zu Mehr-fachstreuungen kommen (vgl. Abb. 3.5(b)). Unterstützt wird dies durch die vorhandene Verstärkung im Medium. Bei einer weiteren Erhöhung der Pump-leistung nehmen Intensität und Anzahl der Streuungen zu (vgl. Abb. 3.5(c) und Abb.3.5(d)). Die Spitzenleistung kann sogar größer sein als die des ver-stärkten Pulses. Die Mehrfachstreuungen enden im Allgemeinen erst, wenn die Inversion des Mediums erschöpft ist. Verbunden mit übermäßiger SBS ist eine Beeinträchtigung der Energiestabilität der erzeugten Pulse, sowie die Möglichkeit der Beschädigung einer der Faserendflächen. Nutzbar sind die-se Mehrfachpuldie-se nicht, da bei jedem Streuprozess die Frequenz um etwa 16 GHz reduziert wird.
Die Reproduzierbarkeit, mit der die SBS-Schwelle bestimmt werden kann, beträgt etwa 10 %. Sie wird beeinflusst durch die genaue Positionierung der APD und durch thermische Effekte in der Faser. Außerdem ist der Strom der Pumpdioden nicht beliebig fein einstellbar.