单泵浦光纤参量放大器增益谱的宽带调谐.docx

单泵浦光纤参量放大器增益谱的宽带调谐Michel E. Marhic, Senior Member, IEEE , Kenneth Kin-Yip Wong , Member, IEEE , andLeonid G. Kazovsky, Fellow, IEEE摘要：通过适当选取光纤的参数和在零色散点附近调节泵浦波长，理论上可以产生很多不同的单泵浦光纤参量放大器的增益谱。既有广带的单个增益谱，也有远离泵浦波长的两个对称窄增益区。我们用实验验证了以上结论。用高度非线性光纤进行实验，我们推断出存在400nm宽的单个增益区，并测量到了最高65dB的开关增益。利用普通的色散位移光纤实验，我们在高于泵浦波长200nm处得到了宽度小于1nm的窄带增益区间。通过降温到0我们成功将这些增益区间移动了几个纳米。关键词：参量放大器 可调放大器 可调滤波器1、介绍文献1中首次研究了单泵浦光纤参量放大器增益谱的具体形状。文中指出增益谱在泵浦频率两侧是对称的，形状主要由偶数阶的色散系数2、4决定。由于2可以通过在零色散波长周围改变泵浦波长来调节，因此原则上可以用这种方式来优化增益谱。文献1的核心在于得到单宽带增益区并且预测100nm量级的增益带宽可以用通常的色散位移光纤(DSF)和几瓦特的泵浦功率得到。早先的测量实验证明了这一结论，实验中得到了35nm的增益带宽，仅受限于实验装置中所使用的掺铒光纤放大器(EDFA)的增益带宽。高度非线性光纤(HNLFs)的出现使更大的增益带宽成为可能，其非线性系数是色散位移光纤的数十倍。随后文献2报导了200nm带宽的实现，近来已实现了360nm的增益带宽。文献4中的理论研究表明：如果|p-0|增大到超出宽带放大所需后，增益谱将分裂成两个关于泵浦波长对称的窄带脉冲形增益谱，而且随着远离泵浦波长带宽变窄。同时在泵浦波长附近也有一个低增益区，但不引人关注。这些新的增益区间意味着新的应用。如果增益区带宽小于1nm，就可用于有增益的窄带滤波器，而且其中心波长在数十纳米甚至更大范围内是可以调节的。这可能被用于光接收机上。如果增益区带宽达到数十纳米，可被用于制造诸如S波段和O波段的放大器，所需的C波段的泵浦是容易实现的。这样远离泵浦波长的窄带放大区之前已经在用于光纤参量放大器(OPA)实验的标准单模光纤中观察到了，但是在很宽区域上是不可调的。我们的工作首次研究了单泵浦光纤参量放大器的发展演化、由单一放大区分裂成远离泵浦波长的对称的两个窄带放大区。我们首先提出了相关理论，展示了对于DSF和HNLF的实验结果，揭示了这两种光纤的重要区别，特别是发现HNLF中0的纵向变化要比DSF差两个数量级，这提出了OPA设计中的一个难题。我们也测量了两种不同温度下的增益谱，阐明在一些应用中进行温控的必要。2、理论A、基本假设考虑一个单泵浦光纤参量放大器，泵浦波、信号、闲频的角频率分别为p、s、i，满足2p=s+i。设想这三个波在整个光纤中有相同的线偏振态。如果满足-4P0 0，则会有稳定增益，其中是光纤的非线性系数，P0是泵浦功率， =s+i-2p是传播常数失配。因此增益区的边界对应于 =0和 =-4P0。与文献1一致，我们定义增益区的带宽为这两个波长之间的距离。最大增益在 =-2P0时取得。小信号功率转换效率由下式给出：Gi,max=sinh2(P0L) (1)增益谱的形状由色散特性决定。我们使用 的一个只包含二阶和四阶色散系数的模型来分析增益区间的位置和宽度。考虑到s =s-p，做泰勒展开 =2s2+4s412 (2) 式中m表示 ()在p处的m阶导数。对于给定的光纤，可以通过在0附近调节p的值来使2在较大区间上变化，因为近似地有2=3(p-0)。另一方面，4可以认为是常数，在下面的讨论中我们令40，和我们试验中所使用的光纤的色散特性一致。图1为P0关于u= s2的函数图象。它们是一族原点处斜率等于2的抛物线。在最大值处有相同的曲率46。图1，P0关于u= s2，对于不同的2。假定4为负，其中(a) 20容易看出当2=0时，增益谱是最宽的。半宽度等于 4=2|3P04|1/4 (3)当2的取值通过0时，增益谱的形状变化很快，但是两侧都相当稳定。如果2负向增大(反常色散区)这个单个增益区间的宽度变小。如果2正向增大(正常色散区)，增益区间分裂成两块，中心区宽度减小，另一块增益区间逐渐远离u=0，其宽度逐渐减小见情况(d)。通过调整p，理论上可以随意移动这一放大区。接下来我们详细研究对应于情况(d)的增益谱的主要特征，这将引出OPA一些尚未预想到的应用。我们以接近实验中所使用的OPA的数据为例，考虑一下两种OPA：1)光纤：康宁DSF;L=200m; P0=12W;=2.3W-1km-1;0=1542.3nm;3=1.1410-40s3m-1; 4=-510-55s43614.。h整个光纤中有相同的线偏振状态相sion-tai-222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222222m-1;2)光纤：古川HNLF; L=30m; P0=20W;=18W-1km-1;0=1556nm;3=0.4910-40s3m-1; 4=-5.810-56s43614.。h整个光纤中有相同的线偏振状态相sion-tai-333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333333m-1;B、窄带增益谱的形状我们对较大的2(泵浦在正常色散区)所对应的增益谱的细节感兴趣，因为这可以决定它是否能用于滤波。谱宽相对较窄，且 关于s的图象近似于一条直线。这些增益谱形状类似，因为小信号转换增益Gi可以写成Gi=|sinh(1-x2)1-x2|2 (4)其中=P0L 表示泵浦的自相位调制转移，x=1+(2P0)是无量纲变量，归一化使得增益最大时x=0，x=1即我们前面定义的窄带增益区间的边界。x可以被看做窄带增益区间中归一化的信号频率。这样所有的增益谱都对应于由(4)式定义的以x为唯一变量的曲线族。Gi是关于x的偶函数。当x从0增大到1时，Gi从sinh2()单调减小至2。x大于1时，根式变为虚部，Gi的变化类似于sinc2函数：二者各个极大值的相对高度是相同的。由于存在根号下(1-x2)项而非x，零点不是沿x轴均匀分布的。图2是两个不同对应的Gi曲线。谱的中间不是非常平坦。这更像所谓的sinc2的高斯形状。这种形状在很多通信应用中是令人满意的。图2，小信号转换效率Gi对于x。其中(a) =3,(b) =7一个重要的量是最大增益和次高峰增益之比，这决定谱形是否适合用于窄带滤波。近似地可以用下式给出：=|32sinh()|2 (5)它关于增长很快。对于=3(7)，对应20(50)dB的峰值增益，以及=24(51)dB，即有分贝数的和分贝数的峰值增益是同一量级的。由于已经有报导增益高于65dB的OPA，我们推断值在20-60dB范围内是可以实现的。(需要假定所使用的都是统一的光纤，0的纵向变化将使带宽有微小的变化)。此范围内的旁瓣抑制比与最先进的无源滤波器是相当的。我们已经设想了将OPA用于波长变换以获得简单的表达式和高值。将OPA用作光放大时，信号功率增益Gs=Gi+1, 将减小。但是增益很高时，Gs和Gi的区别微乎其微。因此这种OPA可以以相似的方式用于滤波、放大、波长变换。C、窄带增益谱的谱宽 我们定义窄带增益区间的边界为u1, u2，其中u1对应 =0，u2对应 =-4P0，见图1。我们发现u1=-1224 以及 u2=-624(1+1-4P043(2)2) 由u1可以计算出增益区间和泵浦的频域距离1=(u1)1/2=(-122/4)1/2，写成波长形式即为：11C=1C(-1224)1/2 (6)其中C =2c02；对于0=1550nm，C=7.851020s-1m-1。（(6)式中的约等号表示当1/p增加时转换变得不精确。） 如果4P043221，增益带宽=|1-2|和1相比是很小的，可以用很好地近似，对应波长形式为：24C4|P04(1)3| (7)该式表明增益带宽随着谱离泵浦波长的距离增大而迅速减小：例如，当增益谱距离泵浦波长200nm时的带宽仅有据离泵浦波长100nm时带宽的18。(7)式的另一个重要结果是和4呈线性关系。如果我们将HNLF和DSF相比，HNLF的大约是比DSF大十倍，4要比DSF小大约十倍。因此，HNLF的将比DSF大一百倍(假定P0相同，这可以通过选用不同长度的光纤并达到相同增益来实现)。这是一个相当大的比例，表明HNLF和DSF的谱形将有很大差异，这可能会导致不同的应用。图3，DSF增益带宽关于1图3是DSF的关于1的曲线。如果我们要使得1=100(200)nm，需要让=3.5(0.44)nm。的这些取值在光通信系统中是合理的，因为系统中可以容纳几GHz的信道。对于HNLF，相应的的值将大得多，可能用于其他应用中，例如没有合适光放大器的频带上的光放大。D、移动增益区间所需的泵浦波长位移 现在我们计算使增益区间从泵浦波长移动1所需的泵浦波长位移p=p-0。如下式所示：p=C124312 (8)对于DSF，p=-2.8710-4(1)2，其中波长以纳米为单位。例如，如果1=100(200)nm，p=-2.87(-11.5)nm。可以看出通过移动泵浦波长几个纳米就能使增益区间移动几百纳米。在实际中，这是很方便的，因为有数十纳米可调范围的泵浦在好几个波段都很容易获得，尤其是在C波段和L波段。重做对应HNLF的计算，p=-0.7710-4(1)2，比DSF的要小3.6倍。E、泵浦稳定性要求 从消极的方面来看，1对于泵浦波长变化的高度敏感意味着，如果增益谱很窄，即使泵浦波长p发生极小的变化，增益区间也会移动其宽度的几分之一，而这在诸如窄带滤波类的应用中是不允许的。为了定量分析这种现象，我们计算泵浦波长的漂移，这一漂移要满足增益谱移动距离等于其宽度。这可以由下式给出：=4C3P0|3|(1)2 (9)为了使增益谱基本不受可能的泵浦漂移影响，这种漂移同相比应该是很小的。对应1=100(200)nm，DSF的=0.2(0.05)nm，HNLF的=6.1(1.52)nm。对于DSF，这个数据对应几GHz的频率，这意味着要精确维持增益谱的位置，必须要有稳定的泵浦波长。对于HNLF，泵浦稳定性要求要宽松得多。泵浦强度也应该很稳定。如果泵浦的相对强度噪声(RIN)很高，它将被转移到信号和闲频中，并伴随一个最大增益处的2数量级的放大因子。F、0纵向变化的影响实际光纤的0存在纵向变化，可以理解为存在远程成分和近程成分的分布。近程成分可以用平均值处理，影响不大。而远程成分取平均值并不合适，必须精确考虑其空间分布。0纵向变化对四波混频的影响在文献8中已经详细讨论过了。由于OPA的性能依赖p=p-0，我们可以从0纵向变化的影响出发重新解释之前关于泵浦波长波动的讨论。0的纵向变化将引起2的变化，进而改变1。这样一来，如果我们考察一根实际光纤，增益区间的位置是沿着光纤变化的。可以近似认为输入输出增益谱是局部增益谱的积分结果，带宽将变宽，峰值增益将减小。由于0和p在p的表达式中是对等的，可以看出也可解释成0的纵向变化，以便用带宽来替代增益曲线。我们可以认为等于0的纵向变化，它使得增益谱宽度加倍。上面对DSF的计算表明，如果我们要在远离0处维持窄带高增益区，0的变化不能超过百分之几纳米。我们知道典型的DSF在几千米长度上的0的纵向变化在1nm的数量级，为了能观测到这样的增益区间，光纤应该尽量地短。这正是我们实验中使用L=200m的DSF的原因。我们也可以将这一结果用作0沿光纤分布的定性测量：如果在某一实验条件下我们观测到增益谱宽度是理论值的二倍，那么0的变化量就是和同一数量级的。G、温度变化的影响众所周知，0是关于温度的变化的。在DSF中0以0.06nm的比率变化，在HNLF中以0.06nm的比率变化。即在DSF中，温度改变1，0移动0.03nm，这和理论部分C段在1=200nm处计算出的值是相当的。这表明如果整根光纤上发生这么小的温度变化将使增益区间移动等于其宽度的距离，从而可能影响其用作窄带滤波器。如果光纤上的温度变化不均匀，将引入0的纵向波动，造成如之前部分讨论的有害影响。这些因素表明要使这种窄带滤波器精确运行需要特别关注温度控制。从有益的方面讲，在有些设计中，光纤的某些部分可以单独进行温控。理论上这能获得各种谱形。尤其是能够实现三分或四分。来均衡单泵浦OPA的增益谱。为定量讨论这种影响，我们定义Kth作为0随温度T变化的比率。可以得到增益区间随温度T移动的比率为d(1)dT=6Kth3C41 (10)11的依赖关系说明极限的增益谱要比泵浦波在0附近的增益谱移动得少。但是，由于谱峰宽度和(11)3成比例，极限的增益谱由温度引起的移动和其宽度的比要比0附近的大得多。这在极端谱用于滤波型应用时会带来很大困难。H、光纤双折射的影响DSF和HNLF都呈现接近线性的双折射。其大小和主轴方向沿纵向随机变化，也可能随时间、温度、声波振动等变化。拍长在1m的量级。由于OPA的增益和波的偏振态有关，实际上可以认为沿着光纤的每一点上都有略微不同的增益谱。这样端到端的OPA增益实际上可以看作局部增益的空间均值。显然，这意味着此种增益谱不如全部长度上偏振态线性平行的光纤的增益谱平坦。多偏振态波输入的OPA的相关理论指出，存在增益的 范围宽度减小了，并移动了大约P0量级的距离，同时峰值增益也降低了。如图1所示，对于大1，这些改变使增益谱位置移动约P0量级的距离。因此我们推测随机双折射使频谱展宽，但是最多展宽二分之一。在长光纤中，0的纵向变化将导致频谱展宽的好多倍，因而双折射所致的频谱展宽可以被忽略。另一方面，在0纵向变化很小的短光纤中，双折射所致的频谱展宽将占主导地位。在几十或几百米长的光纤中，如我们实验所使用的，是拍长的好多倍。沿纵向偏振态明显改变，端到端的增益谱必将和图2中理想的增益谱不同。要精确观测理想的增益谱必须使用特制的低双折射率光纤，如文献15中的绞合式光纤和文献16中的旋转光纤。图4，实验装置3、实验A、测量程序理想情况下，测定光放大器的增益需要输入所需波长的低功率信号来测定输出信号。但是，我们实验中感兴趣的波长在1300nm-1800nm，很难找到合适的信号源。因此，我们通过测定ASE来代替测定增益。可能的解释是无损光纤参量放大器(OPA)的噪声系数非常低(接近3dB)，ASE的输出功率和增益之间具有线性关系，因为输出的ASE可以被看作经过无噪声放大器放大的输入信号的真空波动。当然，我们并不知道OPA噪声系数的具体大小，这仅仅提供一个近似的增益测量。但是就我们测定增益带宽这个主要目的而言，这种线性关系已经足够了。将这种方法应用于光纤参量放大器需要很谨慎。最大的困难在于高增益的情况下，光纤中ASE的功率密度会变得非常大。这将导致以下两个问题：1)增益饱和将导致泵浦枯竭，输出的ASE光谱不再和小信号的增益谱接近。2)另一个问题是OPA工作波长在0附近，光纤色散很小。四波混频(FWM)的大多数类型相位匹配很好，如果某些交互波比较大的时候伪四波混频会变得很大。这在光谱图上表现为一个窄峰，会起到第二泵浦的作用。这个窄峰附近的ASE光谱图变得对称，虽然低功耗理论预测这会是不对称的。很明显，这是混合在ASE窄峰中的FWM。在实际中，必须找到一个最优值，如果增益太低，ASE的功率水平难以被探测到，如果ASE的功率水平太高，上述问题就会使ASE的光谱图严重变形。要寻找最优值，优秀的增益谱模拟是很有用的。可以根据模拟判断什么时候实验数据的相似程度最大，以及可以接受的寄生非线性效应水平。对于不同的光纤这种最优值是不同的，这也解释了我们在使用DSF和HNLF的试验中为什么采用不同的功率。我们也偶然地测量了信号源可用波段的真实增益谱。我们这样做既是为了验证和校准基于ASE的测量程序，也是为了测量可记录的增益。这种增益是开关增益，我们通过取泵浦开和泵浦关时的输出信号功率之比来测量。B、实验装置实验的配置见图4.增益介质是DSF或者HNLF，参数列表见理论部分的A段。在这两种情况下，泵浦源都采用可调激光器TLS1，通过调节激光器的波长获得完整的增益谱族。已调光脉宽4ns，占空比1256。在DSF中产生12W的峰值功率，在HNLF中产生20W的峰值功率(经过放大器后)。偏振控制器使泵浦的偏振态和马赫曾德尔强度调制器的透射轴排成一行。泵浦光经EDFA1放大，通过0.35nm宽的可调带通滤波器(TBF)。之后经EDFA2进一步放大，最大平均输出功率为27dBm。由于功率预算的限制，我们没能像在文献3中一样在EDFA2后加上一个TBF，这样一来EDFA2的ASE会注入OPA。但是并没有观测到明显的由EDFA的ASE引起的增益饱和。OPA的ASE光谱图大多数情况下清晰可见。例外情况是在1520nm-1580nm波段上(泵浦位于这一波段)，EDFA的ASE被OPA明显放大并且不总能和OPA的ASE区分开。但是这几乎没有影响，我们主要关心的是峰值位于这段中间区以外的增益谱图。另外两个可调激光器分别在1400-1550nm和1500-1650nm波段可调，也被用来在特定波段测定ASE的光谱图以测量OPA的增益。用PC3调整信号和泵浦的偏振态可以得到最大的OPA增益和转换效率。信号波和泵浦波通过一个9010耦合器连接在一起。然后输入到OPA的光纤中。送入OPA的信号输入功率用一个可变光衰减器(VOA)来调节。最后经过一个隔离器，防止来自VOA的反射，就可以在光谱分析仪上看到OPA的输出光谱。4、实验结果A、高度非线性光纤(HNLF）我们首先用HNLF进行实验，根据预测带宽将比DSF大得多。因此，我们预期能够获得远离泵浦波长处相当宽的放大区，这可以用于比如1310nm附近的光放大。我们将泵浦峰值功率固定在20W以获得较小的p，从而得到合理的ASE谱形。减小p，我们发现ASE的最大值保持不变并独立于增益谱的形状，这与式(1)给出的最大值仅仅依赖于=P0L一致。这一结果持续到p0，此时对应于最宽的单一增益谱。当p降低到0之下时(正常色散区)，谱形改变与理论预测一致：由泵浦波长附近的中心峰和两个远离泵浦波长的孤立峰。然而，我们发现ASE峰越来越低。正如在理论部分的F段所讨论的，这表明0沿光纤是变化的。为方便记录数据，我们增加泵浦的功率使各个增益谱的峰值相同，当达到最大泵浦功率时停止记录数据。这样记录数据的好处是看上去和对零色散波长为0的光纤的仿真结果很相似。当然，要定量解释这些数据时应该考虑到极端光谱所需的P0要高一些。图5，HNLF的ASE谱实验数据，温度25，p的纳米值依次为：(1)1553;(2)1553.8;(3)1555.4;(4)1557;(5)1557.8平均0为1556nm图6,25时HNLF的理论增益谱，各曲线的p值与图5相同。图5是ASE数据。由于以s为因变量的OPA的增益谱关于泵浦波长对称，我们只绘制了单边的谱形。而光谱分析仪(OSA)的范围最大到1700nm，更令人感兴趣的长波部分无法测量到。因此，我们只绘制了OSA能够测量出的短波部分。图6为使用实验参数仿真得到的增益谱。我们注意到实验得到的ASE谱形和仿真的增益谱有很高的一致性。图6中的曲线(1)是最极端的增益谱，当我们试图用C波段的泵浦让放大器工作在1310nm附近时失败了。如之前讨论的，限制因子是0在纵向的变化。图5中的曲线(3)尤为重要，对应于p0，是迄今为止观测到的光纤中最宽的单个ASE光频谱。光频谱图在大约1380nm处快速上升，我们将这点作为增益谱的下限。此时泵浦波长为1555.4nm。增益谱的上限利用对称性计算，为1782nm。所以我们认为增益谱宽为400nm，略高于我们最近在相同光纤中得到的360nm谱宽。差别应该是由于此处所用的泵浦功率更高。对图5中曲线(1)、(2)的谱宽，实验测定要高于理论值大约一倍。根据理论部分F段的讨论，这可以归因于0的变化。这也符合这些曲线对应的P0需要提高以使各个曲线有相同的峰值这一事实。依据理论部分F段的推理，我们可以对0的纵向变化范围做估计，只需找到在何处窄增益峰的宽度是理论值的两倍。注意到曲线(1)符合这种情况，其对应的1200nm。由理论部分E段的计算，0的变化估值为=1.52nm。这仅仅是在30m长的光纤上发生的变化，可以计算出0随光纤长度的变化率L=50nmkm。这与我们用多个100m长光纤在OPA增益带宽最大处测得的0平均值一致。我们还通过放大输入信号直接测量了一定范围的OPA增益。图7是对应于泵浦波长1557.8nm处的增益谱。可以看出这段线性的增益曲线和图5中对应的ASE曲线符合得很好。在另一项单独的测量中，我们在s=1482nm处得到65dB的开关增益，这是目前已报导的最高的OPA开关增益。图7，p=1557.8nm时HNLF的实际增益谱图8，DSF的ASE谱实验数据，温度25，p的纳米值依次为：(1)1526.6;(2)1528.1; (3)1530.4; (4)1532; (5)1533.5;(6)1535.1;(7)1536.6;(8)1538.9;(9)1540.5;(10)1541.3;(11)1542;(12)1542.8;平均0为1556nm 图9，25时DSF的理论增益谱，各曲线的p值与图8相同。B、色散位移光纤（DSF）之后我们利用DSF进行实验。DSF的0变化相比HNLF要小得多，所以可以得到离泵浦波长更远的窄增益区间。和测定HNLF的增益谱一样，我们首先在室温下测量ASE。结果如图8所示。图9为用实验器材参数仿真得到的OPA增益谱。可以看到实验和仿真结果吻合得很好。(这说明我们在实验部分A段由理论计算出的增益和OPA的ASE功率大小具有线性关系)。和HNLF一样，我们发现要测定出极端的光频谱，将P0增大到维持ASE峰值功率不变是必要的。和理论部分的预期一致，DSF的增益区间要比HNLF窄得多。但是，由于DSF的0变化很小，在可以维持ASE峰值功率的范围内，增益区间可以被移动得更远。最远可以移动到1325nm处，但是仍然不到1310nm。因为图8中极端增益谱的宽度和形状很难看清楚。我们在图10中放大了其中两条增益谱。图10(a)是p最小的增益谱，宽度不足1nm，接近光频谱分析仪(OSA)的分辨率(0.1nm)，因此这个增益谱的形状解析得不好。图10(b)是中间的一条更宽的增益谱，在OSA中它的形状解析得很好。其宽度为6nm。对应的仿真增益谱宽度约2.5nm。这样一来，由于0的变化，我们得到的增益谱宽度几乎是理想宽度的两倍。由1100nm，从理论部分E段的例子可以导出=0.05nm，我们将这作为DSF中0的变化估值。由L=200m，我们可以得到0纵向变化率的估值，L=0.25nmkm。这要比HNLF中小至少两个数量级。这解释了我们为什么在DSF中能够观测到比HNLF中距离0更远处的大幅度ASE光频谱。虽然DSF的光频谱要窄得多，但是其0的高度稳定性使增益谱可以移动到比HNLF中距0更远的地方。值得一提的是图10(b)中的频谱，尽管它比理想上要宽近两倍，但谱形和图2中相当接近，仅有一点点的不对称。这样的谱形虽然不适合在通信系统中滤波，但是作为ASE光源已经足够了。图10，图8中窄带增益谱的放大视图，其中(a) p=1526.6nm;(b) p=1538.9nm在理论部分G段我们指出，因为DSF的增益谱非常窄，即使是由温度引起的0的微小变化也会使增益谱移动几倍宽度的距离，在很多应用中这将产生有害影响。我们已经进行实验来观察DSF中的这种影响。我们已有在常温(25)下的数据，把光纤轴放在冰水混合物中测出了0下类似的数据。我们发现图8的曲线(8)的峰值移动了大约10nm。和理论部分G段一致，极端的光频谱相比泵浦波靠近0的光频谱移动得要少，但是和频谱的宽度相比要大很多。5、讨论实验测量得到ASE光频谱和理论计算出的增益谱符合得很好。实验得到的ASE光频谱图不包括波长大于p部分，因此没有显示可能出现的自发拉曼散射。我们的数据没有关注由受激拉曼散射(SRS)引起的ASE谱峰，这些谱峰位于泵浦波长的长波侧100nm处，幅度远小于由参量增益引起的谱峰。这与文献2中对结合参数和拉曼增益的放大器的增益测定实验一致，该实验表明拉曼增益可以被视为参量增益的微扰。我们感兴趣的一个方面是，获得的远离泵浦波长的广带增益区如果用在波分复用系统(WDM)中同时放大几路载波，载波之间的四波混频(FWM)相比于在0附近工作的光放大器将被削弱。原因是这一区间的色散系数D比0附近的要大。例如，色散斜率D_0.03(psnm) km，增益区间距离0 200nm的HNLF对应的色散系数D6(psnm) km。高色散值有助于减小伪四波混频项，这是工作在0附近的OPA需要关注的问题。我们的研究表明HNLF中0的改变速率要比DSF中大两个数量级。这使得HNLF中远离0的窄增益区迅速展宽，以致增益区间不能移动到距离0 200nm以外。我们认为目前制造HNLF使用的拉伸工艺是造成0高变化率的主要原因，而DSF的制造工艺则不会产生这一问题。如果能使用类似于制造DSF的工艺去制造HNLF并获得相同的低0变化率，就有可能将窄增益区间移动到1200nm以下或者2100nm(斯托克带)以上。这将被用于如制造近倍频可调ASE源等技术中。我们将1增加时ASE的强度下降主要归因于0的变化。另外一种现象也可能导致ASE的强度下降。即典型的单模光设计并没有考虑使其工作在我们感兴趣的大范围波段内。在泵浦波的短波侧，光纤的截止波长以下有几种模式可以传播，而在泵浦波长的长波侧，模式限制的减小使弯曲损失增大。更清楚低了解这些效应的影响有助于优化广带OPA的设计。我们已经提到窄增益区可以被用于有增益窄带滤波器。但是，由于高选择性需要高增益，可能要用强输入信号使OPA进入增益饱和态。同不受此限制的无源滤波器相比这可能是一个明显的缺点。在审查过程中，审稿人指出文献20的研究结果与我们类似。事实上，二者的物理原理是一致的，即对于40的光纤，泵浦波长处于正常色散区能够产生位于泵浦波长两侧的对称的增益区间。文献20是利用调制不稳定性(MI)进行测量，而我们是利用OPA的ASE进行测量以及对输入信号的参量增益的直接测量。因此，我们得到了同一物理现象下的补充信息。这些相似的研究工作再次说明了光纤中MI与参量放大的紧密联系以及一个领域的研究人员常常受益于其他领域研究人员的成果。6、结论对于单泵浦光纤参量放大器，在正常色散区的零色散波长附近调整泵浦波长，我们首次观测到了理论上可以从OPA获得的广带增益谱。利用高度非线性光纤，我们得到了目前为止最大带宽的单个增益谱，谱宽400nm。我们也得到了目前为止最高的开关增益值65dB。我们还观测到了距离泵浦波长200nm远的数十纳米宽的放大区，目前在此区间上还没有很好的光放大器。这种放大区间可以被用于有增益的可调滤波器。利用色散位移光纤和1530nm附近的泵浦，我们观察到了高于泵浦波长200nm处窄至1nm的增益区间。同样可被用于有增益的可调滤波器。或者，它们也可被用于窄带ASE的可调源。我们同时测定了这些增益谱的温度依赖关系，发现温度会影响窄带器件的性能，但是也提供了光谱整形的可能。通过研究各种从单泵浦OPA获得的增益谱，我们的工作打开了将OPA用于窄带滤波、窄带ASE生成、远离泵浦波长区光放大等技术的道路参考文献：1 M. E. Marhic, N. Kagi, T.-K. Chiang, and L. G. Kazovsky, “Broadband fiber optical parametric amplifiers,” Opt. Lett. , vol. 21, pp. 573 575,1996.2 M.-C. Ho, M. E. Marhic, Y. Akasaka, and L. G. Kazovsky, “200-nm bandwidth fiber optical amplifier combining parametric and Raman gain, ” J. Lightwave Technol. , vol. 19, pp. 977 981, July 2001.3 K. K. Y. Wong, M. E. Marhic, G. Kalogerakis, and L. G. Kazovsky,“Fiber optical parametric amplifier and wavelength converter with record 360 nm gain bandwidth and 50 dB signal gain, ” presented at the Conf. Lasers and Electro-Optics 2003, Baltimore, MD, Postdeadline paper CThPDB6.4 M. E. Marhic, Y. Park, T.-K. Chiang, and L. G. Kazovsky, “Tunable narrow bandpass filters with gain based on fiber optical parametric amplification, ” presented at the Conf. Lasers and Electro-Optics/Quantum Electronics and Laser Science Conf. 1996, Anaheim, CA, Paper QMB5.5 C. Lin, W. A. Reed, A. D. Pearson, and H.-T. Shang, “Phase matching in the minimum-chromatic-dispersion region of single-mode fibers for stimulated four-photon mixing, ” Opt. Lett. , vol. 6, pp. 493 495, 1981.6 J. P. Pocholle, J. Raffy, M. Papuchon, and E. Desurvire, “Raman and four photon mixing amplification in single mode fibers, ” Opt. Eng. , vol.24, pp. 600 608, 1985.7 G. Kalogerakis, M. E. Marhic, K. K.-Y. Wong, and L. G. Kazovsky,“Pump to signal RIN transfer in fiber OPAs,” presented at the Conf.Lasers and Electro-Optics 2004, San Francisco, CA.8 M. Karlsson, “Four-wave mixing in fibers with randomly-varying zero-dispersion wavelength,” J. Opt. Soc. Amer. B, vol. 15, pp. 2269 2275,1998.9 I. Brenner, P. P. Mitra, D. D. Lee, and D. J. Thomson, “High-resolution zero-dispersion wavelength mapping in single-mode fiber,” Opt. Lett. ,vol. 23, pp. 1520 1522, 1998.10 J. M. Chavez-Boggio, S. Tenenbaum, and H. L. Fragnito, “Four wave mixing induced changes in the noise spectrum in an optical fiber,” in Tech. Dig. Optical Fiber Communication Conf. , 2001, pp. WDD24.1WDD24-4.10 J. M. Chavez-Boggio, S. Tenenbaum, and H. L. Fragnito, “Four wave mixing induced changes in the noise spectrum in an optical fiber,” in Tech. Dig. Optical Fiber Communication Conf. , 2001, pp.WDD24.1WDD24-4.11 K. C. Byron, M. A. Bedgood, A. Finney, C. McGauran, S. Savory, and I.Watson,“Shifts in zero dispersion wavelength due to pressure, temper-ature, and strain in dispersion shifted singlemode fibers, ” IEE Electron.Lett. , vol. 28, pp. 1712 1714, 1992.12 J. Hansryd, F. Dross, M. Westlund, P. A. Andrekson, and S. N. Knudsen,“Increase of the SBS threshold in a short highly nonlinear fiber by ap-plying a temperature distribution, ” J. Lightwave Technol. , vol. 19, pp.16911697, Nov. 2001.13 L. Provino, A. M