Mode-locked fiber optics laser for optical sampling amplications. Láser Mode-Locked de fibra óptica para aplicaciones de muestreo óptico

LÁSER “MODE-LOCKED”

DE FIBRA ÓPTICA

PARA APLICACIONES

DE MUESTREO ÓPTICO

ALUMNA: MARIA FERRI PARDO

DIRECTOR DEL PROYECTO: DR. PERE PÉREZ MILLÁN LÍNEA DE LÁSERES Y DISPOSITIVOS DE FIBRA ÓPTICA

CENTRO DE TECNOLOGÍA

NANOFOTÓNICA DE VALENCIA

AGRADECIMIENTOS

En primer lugar, me gustaría agradecer muy especialmente a mi director de Proyecto, Pere,

por la ayuda y el apoyo que me ha ofrecido en todo momento, y sobre todo por su forma de

plantear el desarrollo de este proyecto, posibilitándome aprender tantos conceptos nuevos en

tan poco tiempo.

Así mismo, mi agradecimiento a Isabel por haberme permitido vivir la experiencia de realizar

mi Proyecto Final de Carrera en el Centro de Tecnología Nanofotónica de Valencia,

proporcionándome la oportunidad de dedicarme durante estos últimos meses a la

investigación en el área de las comunicaciones ópticas, campo de las Telecomunicaciones que

más me interesa después de cursar las asignaturas de la carrera.

También quiero agradecer a todos los miembros del NTC, que se han mostrado siempre

amables y dispuestos a echar una mano cuando ha sido necesario, creando un ambiente de

compañerismo en el que ha sido muy agradable trabajar. En especial, quisiera dar las gracias a

Guillermo y a Jesús, con los que he compartido muchas horas de laboratorio, colaborando y

ayudándonos siempre que ha sido posible.

Por último, una mención muy especial para mis padres, que siempre me han apoyado y han

mostrado interés por todos mis proyectos, respaldándome en todos los aspectos y siempre

que los he necesitado.

INDICE 1. INTRODUCCIÓN

1.1. RESUMEN DE LA PROPUESTA

1.2. CONVERSIÓN A/D

1.2.1. CONVERSIÓN A/D ELECTRÓNICA

1.2.2. CONVERSIÓN A/D FOTÓNICA

2. LÁSERES DE FIBRA ÓPTICA 2.1. EVOLUCIÓN HISTÓRICA

2.2. FENOMENOLOGÍA BÁSICA DE UN LÁSER DE FIBRA DOPADA CON ERBIO

2.2.1. ATENUACIÓN Y PÉRDIDAS

2.2.2. GANANCIA ÓPTICA

3. LÁSERES PULSADOS EN RÉGIMEN MODE-LOCKED 3.1. INTRODUCCIÓN

3.2. ECUACIÓN FUNDAMENTAL DEL RÉGIMEN MODE-LOCKED

3.3. LÁSERES MODE-LOCKED PASIVOS

3.3.1. INTRODUCCIÓN

3.3.2. TEORÍA DE MODE-LOCKING PASIVO

3.3.2.1. MODE-LOCKING CON ABSORBENTE SATURABLE LENTO 3.3.2.2. MODE-LOCKING CON ABSORBENTE SATURABLE RÁPIDO 3.3.2.3. FORMACIÓN DE SOLITONES EN LÁSERES MODE-LOCKED PASIVOS 3.3.2.4. FORMACIÓN DE SOLITONES POR CONTROL DE LA DISPERISÓN

3.4. LÁSERES MODE-LOCKED ACTIVOS

3.4.1. INTRODUCCIÓN

3.4.2. TEORÍIA DE MODE-LOCKING ACTIVO

3.4.2.1. MODE-LOCKING ACTIVO POR MODULACIÓN DE LAS PÉRDIDAS 3.4.2.2. MODE-LOCKING ACTIVO POR MODULACIÓN DE LA FASE

4. OBJETIVOS DEL PROYECTO

4.1. ESPECIFICACIONES OBJETIVO

4.2. METODOLOGÍA DE TRABAJO

5. COMPONENTES Y EQUIPOS

6. DESARROLLO EXPERIMENTAL

6.1. LÁSER PULSADO DE FIBRA ÓPTICA EN RÉGIMEN MODE-LOCKED

6.1.1. CARACTERIZACIÓN DEL DIODO DE BOMBEO UTILIZADO

6.1.2. DISEÑO Y CARACTERIZACIÓN DE UN AMPLIFICADOR DE FIBRA DOPADO CON ERBIO

6.1.3. CARACTERIZACIÓN DE FUENTE PULSADA COMERCIAL

6.1.4. CARACTERIZACIÓN DEL EDFA DISEÑADO UTILIZANDO LA FUENTE PULSADA COMERCIAL

6.1.5. DESARROLLO DE UN LÁSER MODE-LOCKED PASIVO DE FIBRA ÓPTICA CON ABSORBENTE SATURABLE DE SEMICONDUCTOR

6.2. CONVERSIÓN DE FRECUENCIA

6.2.1. INTRODUCCIÓN DE UNA LÍNEA DE RETARDO ÓPTICA EN LA CAVIDAD

6.2.2. EFECTO VERNIER

6.2.2.1 INTRODUCCIÓN 6.2.2.2 CARACTERIZACIÓN DE LA ESTRUCTURA DE ANILLOS

6.2.3. FILTRADO INTRA-CAVIDAD CON ESTRUCTURAS EN PEINE

6.2.3.1. INTRODUCCIÓN 6.2.3.2. CARACTERIZACIÓN DE LAS ESTRUCTURAS DE FILTRADO INTRA-CAVIDAD

6.2.4. TÉCNICA DE ROTACIÓN DE POLARIZACIÓN NO LINEAL

6.2.5. MODE-LOCKING ACTIVO

7. CONCLUSIONES

8. ANEXOS

8.1. CONTRIBUCIÓN EN EL EUROPEAN CONFERENCE ON LASERS AND ELECTRO-OPTICS

AND THE XIIth EUROPEAN QUANTUM ELECTRONICS CONFERENCE 2011

8.2. CONTRIBUCIÓN EN LA 7ª REUNIÓN ESPAÑOLA DE OPTOELECTRÓNICA (OPTOEL’11)

9. REFERENCIAS BIBLIOGÁFICAS

CAPÍTULO 1:

INTRODUCCIÓN

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO CAPÍTULO 1: INTRODUCCIÓN

1. 1

1. INTRODUCCIÓN

1.1 RESUMEN DE LA PROPUESTA

El presente trabajo se enmarca en el proyecto FIRMA en el que participan las empresas

DAS Photonics e Indra, y el Centro de Tecnología Nanofotónica de Valencia. El proyecto

FIRMA tiene como objetivo el diseño e implementación de un sistema de

monitorización espectral para digitalizar un espectro electromagnético de 40 GHz con

gran calidad (más de 6 bits efectivos) en toda la banda y que va a funcionar como pre-

procesador de un receptor digital de submuestreo.

Este equipo de monitorización espectral de altas prestaciones permitirá proporcionar

toda la información necesaria a las redes de comunicaciones inalámbricas de nueva

generación para conseguir un uso más eficiente del espectro radioeléctrico.

Con el objetivo de optimizar el uso de dicho espectro, se va a requerir de un control

centralizado en cada una de las redes inalámbricas, que se encuentran en un entorno

cercano, para que las transmisiones se sitúen en bandas libres en cada momento y no

interfieran entre sí. Además, se dividirá el tiempo en slots de transmisión para cada

una de las frecuencias con la finalidad de organizar de forma eficiente las

transmisiones y aprovechar al máximo el ancho de banda disponible.

El sistema de control de cada una de las redes inalámbricas deberá ser consciente en

todo momento de lo ocurre en su entorno radioeléctrico, para poder tomar las

decisiones más apropiadas, en respuesta a cada cambio que se produzca en la red, con

un retardo mínimo. Por tanto, será necesaria una monitorización constante del

espectro que sólo se podrá conseguir mediante el sistema de sensado planteado en el

proyecto FIRMA, basado en submuestreo del espectro y digitalización con un

conversor analógico-digital mejorado con tecnología fotónica.

El Centro de Tecnología Nanofotónica de Valencia participa en el proyecto con la responsabilidad de desarrollar una fuente de pulsos ópticos, implementada con tecnología de fibra óptica, que se integrará como reloj en el ADC permitiendo la digitalización de señales eléctricas de gran ancho de banda.

Las características de los láseres de fibra óptica, como son la alta eficiencia de ganancia y el elevado ancho de banda de ganancia, proporcionados por las fibras dopadas con elementos de las tierras raras, los hacen muy adecuados para la generación de pulsos ultracortos utilizando técnicas de mode-locking tanto activas como pasivas. La alta eficiencia de ganancia de las fibras dopadas con elementos de las tierras raras permite obtener pulsos de alta potencia con potencias de bombeo relativamente bajas, mientras que el elevado ancho de banda de ganancia de dichas fibras permite la generación de pulsos de anchos temporales del orden de femtosegundos. Además, estos láseres son muy robustos y compactos ya que se evita el uso de elementos de espacio libre, y pueden ser fabricados con bajo coste.


1. 2

En el presente documento se expone el trabajo realizado para implementar una fuente óptica con las siguientes especificaciones objetivo, requeridas por el conversor ADC: frecuencia de repetición de 1.3 GHz, potencia promedia de la señal láser de 0 dBm y anchura temporal de los pulsos de menos de 1 ps. Para conseguir dichas especificaciones se han estudiado diferentes configuraciones y se ha trabajado tanto en régimen de conmutación pasivo como activo.

1.2 CONVERSIÓN A/D

Los convertidores analógico-digitales son elementos imprescindibles en el ámbito de

las Telecomunicaciones, dado que la mayoría de las señales presentes en la naturaleza

son continuas en amplitud y tiempo. Las principales ventajas de realizar una captura

de estas señales mediante los convertidores analógico-digitales, es que la señal digital

permite una mayor flexibilidad en los algoritmos de tratamiento de señal aplicables,

así como que se consigue una mayor inmunidad frente al ruido. Pero las limitadas

prestaciones en velocidad y resolución de este tipo de convertidores en tecnología

electrónica impiden la aplicación de técnicas de procesado digital de la señal (digital

signal processing, DSP) en aplicaciones de Telecomunicación. Por tanto, los

convertidores analógico-digitales son el elemento más crítico en los sistemas de

captura y procesado digital de la señal en los sistemas de Telecomunicaciones, y es

necesario conseguir convertidores que permitan una mayor velocidad y resolución.

La exigencia que imponen las nuevas tecnologías emergentes en el campo de las

Telecomunicaciones, exigen frecuencias de muestreo muy grandes, como por ejemplo

los 10.3 GHz de frecuencia máxima necesarios para las comunicaciones ultra-

wideband, o los 60 GHz exigidos para la tecnología WIMAX.

Por tanto, queda claro, que los convertidores analógico-digitales de tecnología

electrónica han quedado obsoletos, siendo necesario explorar nuevos tipos de

tecnología que permitan incrementar tanto la frecuencia de muestreo como la

resolución.

Ante esta limitación, surge la necesidad de introducir tecnología fotónica en los

convertidores. Para ello existen distintas técnicas basadas en esta tecnología aplicables

a los convertidores analógico-digitales, que se denominan photonic-aided ADC (Ph-

ADC). Durante los últimos años, se ha ido incrementando paulatinamente la frecuencia

de muestreo de los convertidores analógico-digitales, sin embargo esta mejora no ha

ido acompañada de un significativo aumento de la resolución en el número de bits

efectivo (ENOB) relacionada así mismo con el margen dinámico de la señal. La

explicación es la siguiente: en un convertidor con tecnología electrónica, a medida que

incrementamos la frecuencia de muestreo, los distintos tipos de mecanismos de ruido

empiezan a ser también más relevantes. Tanto el ruido jitter, como el propio ruido de

cuantificación del convertidor, se hacen más significativos. Por tanto, aunque la


1. 3

frecuencia de muestreo se ha ido incrementando, esto no ha revertido en una mejora

importante, dado que no ha conducido a un incremento de la resolución. Por ejemplo,

para una frecuencia de muestreo dada, en un margen de ocho años, el incremento en

la resolución ha sido únicamente de 1.5 bits.

Figura 1.1: ENOB vs velocidad de muestreo para distintos convertidores ADC fotónicos y electrónicos. [2]

Mientras que, como se puede observar en la Figura 1.1, los convertidores analógico-

digitales fotónicos, permiten un incremento simultáneo de frecuencia de muestreo y

resolución, comparando con los electrónicos.

1.2.1 CONVERSIÓN A/D ELECTRÓNICA

Entendemos por señal analógica aquella que toma valores en un intervalo continuo (el

conjunto de los números reales) y por señal digital aquella que toma valores en un

conjunto con un número finito de elementos.

La conversión analógico-digital electrónica, como su nombre indica, realiza la

conversión de una señal eléctrica analógica en una señal digital. Esta conversión se

lleva a cabo normalmente con dispositivos electrónicos. Un convertidor analógico-

digital electrónico tiene que efectuar una serie de procesos: el muestreo de la señal

analógica, la cuantización de esta señal, así como una posterior codificación.


1. 4

Figura 1.2: Error de cuantización de una señal analógica. [1]

El primer paso, el muestreo (sampling) de la señal analógica, consiste en tomar

diferentes muestras de tensiones o corrientes en diferentes puntos de la onda

analógica. El muestreo ideal de una señal continua en el tiempo es la

operación por la que se toman muestras de amplitud en instantes de tiempo

equiespaciados segundos. Donde es el periodo de muestreo y

es la

frecuencia o tasa de muestreo, que debe ser superior al doble de la componente

espectral máxima de la señal para que ésta se pueda reconstruir a partir de sus

muestras.

Figura 1.3: Muestreo (sampling) de una señal analógica. [3]

El siguiente paso, la cuantización, es el proceso que permite que una señal analógica

se represente digitalmente, siendo el cuantizador el dispositivo que realiza dicho

proceso. Centrándonos en señales representadas por tensiones en cuantizadores de

tecnología electrónica, la función de transferencia de un cuantizador se representa en

la Figura 1.4:


1. 5

Figura 1.4: Función de transferencia de un cuantizador. [3]

Donde la señal de entrada puede tomar cualquier valor real del eje horizontal,

mientras que la señal de salida sólo puede tomar valores discretos, ∆ es el paso de

cuantización o resolución del cuantizador, y es el error de cuantización (diferencia

entre las señales de salida y de entrada).

Además, existe un intervalo de valores de entrada, llamado intervalo de cuantización,

en el que el error está limitado al intervalo [

] . Fuera de este intervalo están los

intervalos de saturación, en los que el error crece proporcionalmente al valor de la

entrada y puede llegar a ser muy grande. Por ello, siempre debe procurarse que la

entrada ocupe el intervalo de cuantización pero que no lo exceda.

Resumiendo, mediante la cuantización de la señal analógica, los valores continuos de

la sinusoide se convierten en series de valores numéricos decimales discretos

correspondientes a los diferentes niveles (variaciones de tensiones o corrientes) que

contiene la señal analógica original.

Por último, después de la cuantización, a cada nivel de tensión de salida se le asigna el

valor de un código binario, en el caso del ejemplo de la Figura 4 el complemento a dos.

Este proceso se conoce como codificación. Llegado este punto, el valor digital puede

ahora ser leído por un microprocesador y ser procesado convenientemente.


1. 6

Figura 1.5: Proceso de muestreo, cuantización y codificación de una señal analógica.

La mayoría de los circuitos de cuantización requieren de un determinado tiempo de

conversión durante el cual la tensión de entrada (señala a digitalizar) debe mantenerse

constante. Es decir, previamente al conversor analógico-digital es necesario realizar un

sub-muestreo. Los dispositivos capaces de realizar sub-muestreo son los llamados

circuitos de sample and hold (muestreo y retención).

Figura 1.6: Circuito de Sample and Hold (muestreo y retención) en un sistema de digitalización de señales analógicas.

Se emplean como paso previo a la digitalización de señales analógicas, para retener

ciertos puntos de la señal analógica durante un periodo de tiempo pequeño mientras

el convertidor captura el valor de tensión correspondiente. Este tipo de circuitos

emplean un condensador para mantener el voltaje analógico de la señal y un switch

que conecta y desconecta el condensador de la entrada analógica. La rapidez con que

funciona este switch es lo que se conoce como frecuencia de muestreo del sistema.

De forma más concreta, un circuito que permite realizar esta operación se muestra en

la siguiente figura, donde los dos amplificadores están en configuración de seguidor

(las tensiones a sus salidas son iguales a sus respectivas entradas).


1. 7

Figura 1.7: Circuito de Sample and Hold con los amplificadores en configuración de seguidor. [3]

Para poder entender bien el funcionamiento de este circuito hay que estudiar la

evolución temporal de las tensiones de entrada ( ) y salida ( ). Cuando estamos en

el flanco activo de reloj (clock, CK en la Figura 1.7), se cierra el interruptor y el

condensador se carga con una tensión igual a la tensión de entrada (sample). Mientras

que con un nivel bajo de reloj, el interruptor se volverá a abrir, permaneciendo el

condensador cargado, es decir, la tensión en el condensador permanece constante

(hold).

Por tanto, se realizan dos operaciones en este tipo de circuitos: el seguimiento de la

tensión de entrada durante un tiempo de seguimiento o adquisición (sample o

acquisition), y por otro lado, la retención de la tensión leída (hold).

Figura 1.8: Evolución temporal de las tensiones de entrada ( ) y salida ( )

en función del tiempo de reloj. [3]


1. 8

El inconveniente de estos dispositivos es inherente a su propia base electrónica, ya

que se producen batidos entre las señales existentes en el circuito y la señal de reloj,

apareciendo espúreos indeseados. Dichos batidos son más significativos a frecuencias

elevadas, empeorando la distorsión armónica total (total harmonic distortion, THD) y

limitando de forma considerable el margen dinámico a dichas frecuencias. Además, no

existe ningún sample and hold electrónico que funcione a frecuencias superiores a los

20 GHz. Estas limitaciones pueden evitarse a través del muestro óptico o fotónico.

Figura 1.9: Margen dinámico libre de espúreos para distintos convertidores A/D analógicos y para un convertidor A/D de submuestreo fotónico.

1.2.2 CONVERSIÓN A/D FOTÓNICA

En la conversión analógico-digital fotónica, el reloj electrónico del convertidor es

sustituido por una fuente de pulsos ópticos ultracortos y de muy alta frecuencia de

repetición. Este tipo de sistemas ópticos, permiten superar las limitaciones de los

convertidores analógico-digitales electrónicos, que se han explicado en el apartado

anterior.

Existen diversas arquitecturas de convertidores analógico-digitales fotónicos, que

podemos agrupar en cuatro grupos:

Convertidores A/D con muestreo fotónico (photonic sampled ADC): En esta

técnica se realiza el muestreo en el dominio óptico y la cuantización en el

dominio electrónico. Este tipo de convertidores A/D utiliza un tren de pulsos

ópticos cortos de alta frecuencia de repetición fundamental para muestrear

una señal analógica. Dividen la señal en varios caminos mediante

demultiplexación, lo que permite reducir los requerimientos de tasa de

muestreo del cuantificador electrónico, así como reducir los requerimientos de


1. 9

los fotodiodos ya que se reduce el tiempo entre pulsos con cada nuevo canal

añadido. La desventaja es que introducen desadaptaciones entre canales,

diafonía, así como problemas de calibración, que realmente pueden llegar a

limitar la resolución del convertidor analógico-digital.

Figura 1.10: Esquema de un convertidor A/D de muestreo fotónico.

Convertidores A/D con cuantización fotónica (photonic quantized ADC): Esta

implementación realiza el muestreo electrónico y la cuantización fotónica. La

señal del circuito de sample & hold se usa para sintonizar la longitud de onda

de un láser y la cuantización se lleva a cabo mediante un elemento de

difracción.

Figura 1.11: Esquema de un convertidor A/D de cuantización fotónica. [1]

Convertidores A/D de muestreo y cuantización fotónicos (photonic sampled

and quantized ADC): Ejemplos de este tipo de técnica son los convertidores

A/D de Nyquist, el convertidor A/D sigma-delta fotónico, que emplea un tren


1. 10

de pulsos de picosegundos para imitar al convertidor A/D basado en sobre-

muestreo electrónico, o el convertidor A/D interferométrico. Pero la mayor

frecuencia de muestreo que se obtiene mediante esta técnica es de 18 GHz.

Convertidores A/D con ayuda fotónica: Esta técnica se basa en añadir fotónica

a un convertidor A/D electrónico para mejorar sus prestaciones. Sin embargo,

tanto el muestreo como la cuantización se realizan en el dominio electrónico.

El ejemplo más significativo de este tipo de convertidores es el convertidor A/D

fotónico basado en ensanchamiento en tiempo. En este tipo de convertidores

A/D la señal analógica se segmenta en tiempo, cada segmento se procesa

fotónicamente para ser ensanchado temporalmente. Es decir, la señal

analógica se estira en tiempo antes de ser muestreada y cuantificada por un

convertidor A/D, el módulo de estirado temporal ( ) es el que se

implementa en el dominio óptico. Es necesario que la señal susceptible de ser

tratada por este tipo de sistemas esté limitada en tiempo.

Figura 1.12: Convertidor A/D fotónico basado en ensanchamiento en tiempo. [37]

La fuente láser diseñada y fabricada en este proyecto se va a incorporar a un sistema

de sub-muestreo óptico basado en la conversión analógico-digital fotónica. Se trata de

un convertidor A/D con muestreo fotónico (photonic sampled ADC). La ventaja de este

sub-muestreador óptico es que presenta un mejor comportamiento en distorsión

armónica en un elevado ancho de banda. Dado que no hay prácticamente electrónica

en este sistema (aislamiento óptico), no aparecen espúreos que puedan degenerar la

señal.


1. 11

Figura 1.13: Esquema del convertidor A/D con muestreo fotónico propuesto en el proyecto. [1]

Al tratarse de un sistema todo óptico, deberán resolverse los problemas comunes

asociados a la propagación en fibra óptica. Es decir, la potencia de pico, la energía por

pulso y la calidad de la forma temporal de los pulsos va a estar limitada por la

dispersión cromática, los efectos no lineales y la birrefringencia de las fibras.

CAPÍTULO 2:

LÁSERES

DE

FIBRA ÓPTICA

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTEO ÓPTICO CAPÍTULO 2: LÁSERES DE FIBRA ÓPTICA

2. 1

2. LÁSERES DE FIBRA OPTICA

Un láser de fibra óptica es un láser en el que el medio activo es una fibra óptica

dopada con elementos de la familia de las tierras raras, como erbio, iterbio, neodimio

o tulio. Además de la amplificación debida a este tipo de fibras dopadas, los efectos no

lineales como el scattering estimulado Raman, o el mezclado de cuatro ondas, pueden

proporcionar ganancia y por tanto, sirven también como medio de ganancia para el

láser de fibra.

2.1 EVOLUCIÓN HISTÓRICA

El término láser significa “amplificación de luz por emisión estimulada de radiación”

(Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation). Básicamente se compone de

una fuente óptica con una cavidad por la que sale un haz de luz de rayos paralelos

altamente coherente, es decir, sus componentes se mantienen estables a lo largo de

su propagación. Esto permite concentrar una gran cantidad de potencia óptica por

centímetro cuadrado. Por otra parte, las fibras ópticas, generalmente de vidrio,

conducen con baja atenuación señales luminosas a grandes distancias.

La combinación de los láseres de semiconductor y las fibras ópticas en los sistemas de

comunicación ha permitido el desarrollo de los sistemas actuales de transmisión de

gran capacidad de voz y datos, los cuales soportan en gran medida el funcionamiento

de las redes telefónicas y de internet. Este enorme incremento de la capacidad se

puede observar por ejemplo en la evolución de la capacidad de los sistemas de cable

transoceánicos (Figura 2.1).

A raíz de este desarrollo, la utilización de fibras ópticas dopadas con tierras raras

(lantánidos) en dispositivos basados en el fenómeno de amplificación ha supuesto un

gran avance ante la posibilidad de desarrollar sistemas en los que el tratamiento de

señales eléctricas ya no sea necesario, con lo que el ancho de banda del sistema no se

verá limitado por los componentes electrónicos. Sus principales ventajas radican en la

combinación de dos factores determinantes que caracterizan este tipo de fibras: sus

bajas pérdidas de propagación y la ganancia óptica que proporcionan los iones de las

tierras raras.


2. 2

Figura 2.1: Evolución de la capacidad de los sistemas de cable transatlánticos. [4]

El desarrollo de los láseres de fibra tiene su origen en la década de los 60, cuando

Maiman construyó el primer láser de rubí de la historia. Pocos años más tarde, en

1962, Geusic y Scovil diseñaron un amplificador óptico basado también en rubí.

Dos años después Koester y Snitzer desarrollaron un amplificador de fibra dopada con

neodimio (familia de las tierras raras). Este amplificador tenía un esquema similar al

del láser de rubí, la fibra dopada con neodimio rodeaba una lámpara de flash, la cual

actuaba como bombeo. La fibra tenía una longitud aproximada de 1 metro, un núcleo

de 10 µm y un revestimiento de 0.75 a 1.5 mm, y sus extremos estaban pulidos en

ángulo para evitar las oscilaciones del láser. Este primer amplificador de fibra dopada

proporcionaba una ganancia máxima de unos 47 dB.

Las investigaciones de Snitzer en este campo, dieron su fruto cuando un año después,

en 1965, desarrolló el primer láser de fibra dopada con erbio.

Sin embargo, tuvieron que pasar casi dos décadas para que la fibra óptica se perfilase

como un elemento prometedor para las telecomunicaciones, fundamentalmente

debido a sus bajas pérdidas. En ese lapso de tiempo, únicamente los trabajos de Stone

y Burrus a principios de los 70, añadieron cierta continuidad a esta evolución histórica.

En estos trabajos se diseña el primer láser de fibra bombeado por un diodo láser de

semiconductor.

En cuanto a las técnicas de fabricación de fibras dopadas con tierras raras, también

fueron evolucionando durante este mismo periodo de tiempo, basándose en las

técnicas de fabricación de fibra pasiva convencional: VAD (vapour axial deposition),

MCVD (modified chemical vapour deposition) y OVD (outside vapour deposition). De


2. 3

estas tres técnicas, la más utilizada y también la que más modificaciones ha sufrido, es

la MCVD. Esta técnica se basa en reacciones de oxidación de cloruros dentro de un

tubo de sustrato. La reacción con el oxígeno tiene lugar en la zona del tubo que se

calienta desde el exterior, dando lugar a la deposición de óxido de silicio y del resto de

dopantes que se quieren introducir en la fibra.

Figura 2.2: Técnica de MCVD (modified chemical vapour deposition). [4]

La mejora realizada en 1985 de esta técnica MCVD, llevada a cabo por Payne y Poole,

fue la que permitió conseguir un láser de 2 metros de fibra monomodo dopada con

neodimio, el cual presentaba un umbral de bombeo muy bajo. Este láser supuso, de

manera definitiva, el reconocimiento del potencial de este tipo de fibras ópticas

monomodo dopadas con tierras raras como elemento principal de un amplificador

óptico.

Además, en esa misma época, se estudiaron las dependencias de las pérdidas de una

fibra dopada de sílice con la longitud de onda. Así, se definieron por primera vez las

llamadas ventanas de transmisión en comunicaciones ópticas, que son tramos del

espectro en los cuales la luz transmitida por la fibra sufre una menor atenuación. De

este estudio se concluía que desde el punto de vista de las pérdidas en la fibra, la

mejor ventana de transmisión era la tercera, centrada en 1550 nm. Así mismo, se

descubrió que la emisión de los iones de erbio Er3+ estaba centrada en torno a esta

ventana, con lo cual empezaron a desarrollarse los primeros amplificadores de fibra

monomodo dopada con erbio (en 1987 de forma simultánea por los Laboratorios

AT&T Bell, y por la Universidad de Southampton).


2. 4

Figura 2.3: Distintas ventanas utilizadas en las comunicaciones ópticas. [4]

2.2 FENOMENOLOGÍA BÁSICA DE UN LÁSER DE FIBRA DOPADA CON ERBIO

Las ventajas de la utilización de un amplificador de fibra óptica de sílice dopada con

erbio, se deben básicamente a la combinación de dos fenómenos que suceden en este

tipo de fibras:

Las bajas pérdidas de propagación que caracterizan a las fibras ópticas en

general

La ganancia proporcionada por los iones de las tierras raras, en particular los

iones de erbio

2.2.1 ATENUACIÓN Y PÉRDIDAS

La atenuación de la señal en una fibra óptica es el fenómeno por el cual la potencia

óptica de la luz que se propaga por la fibra disminuye.

Su expresión analítica es la siguiente:

( ) (

) (

) ( )


2. 5

Es decir, es el cociente entre la potencia óptica en un punto de la fibra ( ) y la

potencia inicial introducida ( ) expresada en dB/km.

La atenuación se debe a la contribución de tres mecanismos que actúan

simultáneamente en la fibra óptica: la absorción, el scattering y las pérdidas por

curvaturas.

La absorción no es más que la transformación de la potencia óptica en otras

formas de energía, como por ejemplo, en calor. Este fenómeno se produce por

tres circunstancias principalmente: la absorción intrínseca, la absorción

extrínseca, y las imperfecciones en la estructura atómica de la fibra (defectos).

Mientras que la absorción intrínseca se debe a los propios materiales que

conforman la fibra, la absorción extrínseca se debe a la presencia de

impurezas introducidas en el proceso de fabricación, como metales pesados

(cromo, hierro…), y sobre todo, agua (iones OH-).

El scattering es el mecanismo de atenuación más importante y significativo. Se

debe a la interacción de la luz con las inhomogeneidades de la fibra, de forma

que parte de la potencia óptica es enviada fuera del ángulo de confinamiento.

El mecanismo de scattering más importante es el scattering de tipo Rayleigh,

el cual se produce cuando el tamaño de las inhomogeneidades es menor que

la décima parte de la longitud de onda de operación. Mientras que cuando la

dimensión del defecto en la fibra es superior a la décima parte de la longitud

de onda, se produce lo que se conoce como scattering de tipo Mie, mucho

menos importante ya que normalmente en las fibras comerciales no existe

este tipo de defectos tan grandes.

Figura 2.4: Pérdidas por absorción y scattering en una fibra óptica. [4]


2. 6

Las pérdidas por curvaturas se deben a que en determinadas circunstancias se

produce radiación de luz hacia fuera de la fibra, estas pérdidas se clasifican

según microcurvaturas o macrocurvaturas. Mientras que las microcurvaturas

se deben a pequeñas discontinuidades o imperfecciones en la fibra, las

macrocurvaturas se producen cuando la fibra se curva con un radio muy

superior al diámetro de la misma (del orden de cm). En cualquier caso, la

radiación de luz hacia el exterior se produce porque al curvar la fibra se pierde

la condición de reflexión total interna.

Como conclusión, se puede decir que a partir de la forma de la curva espectral de las

pérdidas por absorción y scattering (dado que las pérdidas por curvaturas son

impredecibles), podemos determinar cuáles son las regiones del espectro más idóneas

para la transmisión óptica, definiendo de esta forma las ventanas de las

comunicaciones ópticas.

Figura 2.5: Pérdidas por absorción y por scattering en las distintas ventanas de comunicaciones ópticas. [4]

Como se puede observar la tercera y cuarta ventana son las que menos pérdidas

presentan. De ellas, como se deduce de la curva de pérdidas totales en la Figura 2.6, la

tercera ventana es la de menor atenuación, y es la ventana en la que se explotan las

capacidades de amplificación del erbio.


2. 7

Figura 2.6: Principales mecanismos de atenuación en una fibra óptica de sílice monomodo (absorción y scattering). La curva de pérdidas totales aparece en discontinuo. [4]

2.2.2 GANANCIA ÓPTICA

Figura 2.7: Fotoluminiscencia producida por iones de Erbio en una fibra excitada por un bombeo de 980 nm.

Todos los fenómenos de interés que se producen en la fibra dopada (ganancia, ruido,

respuesta dinámica, etc.) tienen su origen en la interacción entre la luz (radiación

electromagnética) con los iones de las tierras raras. Por ello, es necesario conocer la

espectroscopía de la tierra rara en cuestión, en este caso el ión del erbio Er3+, en sílice,

y obtener una descripción de su estructura de bandas.

En este apartado se va a hacer una descripción de las características básicas de la

espectroscopía del ión Er3+, comprobando que su estructura de niveles


2. 8

correspondiente permite una emisión láser que puede describirse con el modelo láser

de tres niveles.

En primer lugar, la estructura electrónica de las últimas capas de los iones lantánidos

trivalentes, como el caso del erbio que nos ocupa, es del tipo: 4fN 5s2 5p6, en concreto,

la del ión Er3+, es 4f11 5s2 5p6. Los electrones de la capa 4f son apantallados por las

otras dos capas (de mayor distribución radial) y por ello se ven menos afectados por

sus átomos vecinos.

Cuando un ión lantánido está aislado, la configuración 4fN se desdobla en niveles 2s+1Lj

como consecuencia de distintos tipos de interacciones entre los electrones, como son

la repulsión mutua debido a tener la misma carga, o la interacción spin-órbita. Pero

cuando este mismo ión no está aislado, sino que forma parte de un vidrio (fibra

óptica), está sometido también al campo eléctrico creado por los iones de su entorno.

Por efecto Stark, este campo producirá a su vez el desdoblamiento de los niveles 2s+1Lj

en un máximo de

subniveles, donde es un semi-entero. Estos son los que

conocemos por subniveles de Stark.

El número de niveles de Stark depende del tipo de simetría de campo en el cristal, y se

incrementa a medida que disminuye la simetría. Por otra parte, una fibra dopada con

erbio, no es más que una matriz cristalina con concentraciones de erbio y otros

codopantes, por tanto, su simetría es muy baja, con lo que el número de subniveles de

Stark será muy próximo al máximo posible. Este número máximo de niveles es de 8

para el nivel fundamental y 7 para el primer nivel excitado o nivel superior. Entre estos

dos niveles se producen las transiciones de absorción y emisión a la longitud de onda a

la que se quiere conseguir la amplificación. Para lo que es necesario que la emisión

estimulada domine frente a la absorción, lo que significa que en el nivel superior de la

transición láser la población debe ser mayor que la que existe en el nivel inferior, lo

que se conoce como inversión de población. Para conseguir esta inversión de

población es necesario que intervenga en el proceso un tercer nivel (al menos) que

esté situado por encima de los niveles de la transición láser. Este nivel es el llamado

nivel de bombeo. Además debe haber dos tipos de transiciones entre niveles en un

láser de fibra óptica, una transición no radiativa desde el nivel de bombeo hasta el

nivel superior de la transición láser que permita un rápido traspaso de iones a ese

nivel, y una transición radiativa desde el nivel fundamental de la transición láser al

nivel de bombeo, que mediante absorción de luz sea capaz de subir muchos iones a

ese nivel. Para conseguir la inversión de población, los iones deben permanecer el

tiempo necesario en el nivel superior de la transición láser, para que se produzca una

acumulación que permita la inversión de población con respecto del nivel inferior de la

transición. Precisamente a este mecanismo de inversión de población es lo que se

conoce comúnmente como bombeo óptico.


2. 9

Si el nivel inferior de la transición láser coincide con el nivel fundamental, se trata de

un sistema de emisión láser de tres niveles, como lo son los láseres de fibra de Er3+.

Otros láseres, como los que funcionan con iones de Yb3+ como medio activo se

fundamentan en sistemas de cuatro niveles, en los que se requiere la existencia de un

cuarto nivel, por debajo de todos los descritos anteriormente, cuya finalidad consiste

en que el nivel inferior se despueble rápidamente y conseguir así la inversión de

población del nivel superior respecto del inferior.

Figura 2.8: Transiciones entre los distintos niveles de energía en un láser de Er3+. [4]

En la figura anterior podemos ver la transición láser del ión de Er3+ (4I13/24I15/2), así

como las transiciones de absorción desde el nivel fundamental. El nivel superior de la

transición láser tiene un tiempo de vida medio grande que oscila entre los 10 y los 12

ms, con lo que conseguimos importantes inversiones de población con potencias de

bombeo relativamente bajas.

En la práctica las longitudes de onda de bombeo más empleadas son las de 800 nm,

980 nm y 1480 nm (las transiciones que aparecen en la figura anterior), debido a que

existen láseres de semiconductor comerciales a dichas longitudes de onda.

En el caso de la longitud de onda de bombeo que nos interesa en el proyecto, 980 nm,

el láser se comporta como un sistema láser de tres niveles con una eficiencia cuántica

de 0.64 (véase referencia [4]).

La eficiencia cuántica se define como la máxima eficiencia del sistema característica de

los procesos fotón a fotón:


2. 10

( )

Donde es la constante de Planck, que relaciona la energía de los fotones ( ) o

electrones ( ) con la frecuencia correspondiente:

( )

Figura 2.9: Sistema de niveles del láser de Er3+ bombeado con 980 nm. Incluye los niveles responsables de los fenómenos de absorción entre estados excitados y de fotoluminiscencia

en el verde. [4]

Para la longitud de onda de 980 nm se produce el fenómeno de absorción entre

estados excitados (ESA), ya que la transición 4I15/2 4I11/2 coincide energéticamente

con la transición 4I11/2 4F7/2. Esto provoca que tengamos un efecto no deseado al

despoblarse el nivel superior de la transición láser. Sin embargo, a las potencias de

bombeo utilizadas en este proyecto, este fenómeno no es demasiado eficiente dado

que los iones del nivel 4I11/2 van a decaer de forma no radiativa y muy rápida al nivel

inferior 4I13/2. Por tanto, si la potencia de bombeo no es demasiado elevada, el nivel 4I11/2 va a estar poco poblado, por lo que la transición 4I11/2

4F7/2 va a ser poco

probable. Así mismo, la transición radiativa 4S3/2 4I15/2 es la responsable de la

fotoluminiscencia verde que puede observarse en la figura 2.7.

CAPÍTULO 3:

LÁSERES PULSADOS

EN RÉGIMEN

MODE-LOCKED

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO CAPÍTULO 3: LÁSERES PULSADOS EN RÉGIMEN MODE-LOCKED

3. 1

3. LÁSERES PULSADOS EN RÉGIMEN MODE-LOCKED

3.1 INTRODUCCIÓN

Los láseres de fibra óptica son un tipo de láseres con un conjunto de cualidades que los

hacen muy adecuados para la generación de pulsos ultracortos utilizando la técnica de

mode-locking. Estas características se pueden resumir en los siguientes puntos:

Las fibras dopadas con elementos de las tierras raras tienen un ancho de

banda de ganancia grande, típicamente de decenas de nanómetros, que

permite la generación de pulsos de anchuras temporales de femtosegundos.

La alta eficiencia de ganancia de las fibras activas hace posible operar estos

láseres con potencias de bombeo bajas.

Permiten la inserción de elementos ópticos con pérdidas relativamente bajas

dentro de la cavidad.

El set-up del láser de fibra puede fabricarse con un coste bajo, a la vez que es

compacto y robusto, especialmente si no se emplean elementos ópticos de

espacio libre.

La salida del láser es intrínsecamente de fibra, con lo que es compatible con

los sistemas de comunicaciones ópticas.

Si se emplean fibras de doble cladding se consiguen altas potencias de salida.

Sin embargo, las prestaciones de este tipo de láseres de fibra (energía y calidad del

pulso, potencia de pico…) en muchas ocasiones están limitadas de forma importante

por el comportamiento no lineal, la dispersión y la birrefringencia aleatoria de las

fibras.

Por otra parte, tradicionalmente los láseres mode-locked se clasifican en dos grandes

grupos: activos y pasivos. Los láseres mode-locked pasivos son los que son capaces de

iniciar la operación de mode-locking sin ningún tipo de intervención exterior al propio

láser. Mientras que los láseres mode-locked activos son aquellos que realizan la

operación de mode-locking con la ayuda de un modulador externo.


3. 2

3.2 ECUACIÓN FUNDAMENTAL DEL RÉGIMEN MODE-LOCKED

Para explicar el fenómeno del régimen mode-locked, nos basamos en un filtro Fabry-

Perot con una longitud de la cavidad L:

Figura 3.1: Resonador Fabry-Perot de longitud L entre dos espejos.

Por simplicidad, consideramos un resonador láser Fabry-Perot plano-paralelo

unidimensional (ver fig. 3.1) que presenta modos longitudinales. La cavidad Fabry-

Perot está compuesta por un medio dispersivo caracterizado por una relación de

dispersión , (donde es el número de onda y es la frecuencia óptica).

Consideraremos una única polarización del campo. La finalidad última del régimen

mode-locked es la de obtener tantos modos longitunales en fase, de modo que la

superposición de todos estos modos conforme un pulso de una magnitud espacial muy

inferior a la longitud de la cavidad. Cada pulso se propagará a la velocidad de grupo

correspondiente a la frecuencia central del pulso.

La ecuación más utilizada para el campo en la cavidad es la que viene dada por la

superposición de ondas propagándose hacia la izquierda y de ondas propagándose

hacia la derecha:

{∑

}

{∑

}

donde t hace referencia al tiempo, z es la distancia, y son la frecuencia y

amplitud media del modo correspondiente, y kn es el número de onda del modo que

toma los siguientes valores:

; n entero (3.3)


3. 3

Como suponemos que los espejos reflejan toda la señal, las ondas a izquierdas y a

derechas contienen la misma información por lo que es suficiente con tener en cuenta

una de las ecuaciones anteriores.

Normalmente la reflectividad de uno de los espejos de la cavidad láser no es del 100 %

(para obtener así luz de salida), sin embargo esto puede considerarse más adelante

como una perturbación del modo de funcionamiento ideal de la estructura, que es el

que estudiaremos a continuación.

Consideraremos los modos de la ecuación (3.1) como un continuo, de modo que

sustituimos la suma por una integral:

,∫

-

donde

La ecuación anterior es la que describe la propagación de los pulsos en el resonador.

Además, se va a modelar la variación lenta de la envolvente del pulso mediante la

frecuencia y el número de onda , con respecto de la frecuencia central y el

número de onda central :

La evolución temporal del pulso puede escribirse entonces como una envolvente de

variación lenta del campo y la onda portadora:

donde :

(

) {∫

}

El límite inferior de la integral puede extenderse al infinito dado que el espectro del

pulso debe ser nulo a bajas frecuencias.

Es interesante introducir una función de amplitud de onda que esté

normalizada a la potencia total transportada por el haz láser, obtenida multiplicando la

amplitud del campo eléctrico por √

, donde es la sección eficaz del haz y Z0 la

impedancia característica del medio de la cavidad:


3. 4

√

(

)∫

La envolvente del pulso de variación lenta se propaga a la velocidad de grupo del

medio:

(

)|

(

)

|

A continuación vamos a introducir una nueva variable temporal y un nuevo

marco temporal local { (

)}, en lugar de la distancia de propagación ,

donde es la velocidad de grupo al número de onda central del pulso (Kn0). Con

esto, se puede reescribir la ecuación (3.10) como:

√

(

)∫ ( )

De donde:

(

)|

∑ (

)

Siendo los coeficientes de dispersión de orden n por round-trip de la cavidad

(

)

(

)(

)|

Los coeficientes de dispersión son equivalentes a la derivada de la fase del round-trip

de la cavidad (

) a la frecuencia central del pulso:

(

) (

)|

La ecuación (3.13) ya se asemeja a la ecuación de propagación que estamos buscando.

De ahora en adelante sustituimos t’ por t, recordando que se trata de un tiempo local

que resuelve el pulso en un punto dado de la cavidad. La ecuación (3.13) describe el

cambio de la forma del pulso en un round-trip debido a la dispersión por retardo de

grupo (Group Delay Dispersion, GDD).

Sin embargo, hasta este punto únicamente hemos visto un resonador sin pérdidas. La

ganancia y pérdidas de la cavidad podrán modelarse simplemente añadiendo el

término siguiente:


3. 5

(

)|

donde corresponde a las pérdidas de la amplitud por round-trip.

De forma análoga podemos escribir la siguiente expresión para la ganancia:

(

)|

(

)

donde es la ganancia y es la curvatura de la ganancia en función de la

frecuencia en el valor máximo de la función Lorentziana o parabólica de la ganancia:

también se conoce como dispersión de ganancia y es el ancho de banda de

ganancia a mitad del máximo considerando una función Lorentziana, mientras que

es una ganancia media.

La distribución de ganancia responde a la siguiente ecuación:

(

)

| |

donde es la energía de saturación:

es el tiempo de vida medio de un fotón en el estado excitado y es la sección

eficaz de ganancia.

En la ecuación anterior, multiplicamos por 2 si se trata de una cavidad lineal y por 1

si es un resonador en anillo (véase referencia [15]).

Para láseres de estado sólido típicos, la energía del pulso en la cavidad es mucho más

pequeña que la energía de saturación. Por lo tanto, la variación de ganancia en un

round-trip es pequeña. Además, asumimos que la ganancia satura de forma

homogénea espacialmente, por lo que no depende de ( ). Luego, la

ecuación para la ganancia media puede calcularse promediando la ecuación

(3.19) en un round trip, con lo que obtenemos:

(

) (

)

donde es la energía del pulso en la cavidad en :


3. 6

∫ | |

∫| |

Teniendo en cuenta todos los efectos, tanto lineales (pérdidas, dispersión, ganancia y

dispersión de ganancia) como no lineales (absorción saturable , auto-

modulación de fase (Shelf Phase Modulation, SPM, con coeficiente )), se llega a la

ecuación fundamental que describe el proceso de mode-locking:

∑ (

)

(

)

| | (3.23)

Ecuación desarrollada y utilizada por primera vez por H. A. Haus bajo la suposición de

cambios pequeños en la forma del pulso por round-trip en un láser mode-locked activo

(véase referencia [38]).


3. 7

3.3 LÁSERES MODE-LOCKED PASIVOS

3.3.1 INTRODUCCIÓN

Diversos mecanismos físicos pueden emplearse en el mode-locking pasivo: la

absorción saturable (SA), la rotación de polarización no lineal (NLPR), el mode-locking

por colisión de pulsos, el mode-locking de pulsos aditivo, el mode-locking con lentes de

Kerr, etc (véase referencia [13]). Además, en el caso del mode-locking por absorción

saturable, existen dos variedades: lenta y rápida. Un ejemplo de SA rápida son los

Saturable Bragg Reflectors (SBR).

Los Saturable Bragg Reflectors son espejos fabricados con material semiconductor

cuya reflectancia depende de la intensidad y la longitud de onda de la señal óptica que

incide sobre ellos. La dependencia con la longitud de onda se debe al grating de Bragg

fabricado en el semiconductor y que actúa como un espejo. Este grating incluye un

medio absorbente saturable (SA), por lo que la reflectancia del SBR también tiene

dependencia con la intensidad. Si tenemos luz de baja intensidad a la longitud de onda

de Bragg e incide en el SBR, será completamente absorbida. Sin embargo, si luz de

suficiente intensidad a la longitud de onda de Bragg incidiera en el SBR, ésta sería

completamente reflejada. Estos efectos son consecuencia del comportamiento del

absorbente saturable situado en el grating.

Figura 3.2: Casos de luz de baja intensidad a la incidiendo en el SA (arriba), y luz de alta intensidad a la incidiendo en el SA (abajo).

En la figura anterior se puede observar estos dos casos. En primer lugar tenemos el

caso de baja intensidad (arriba en la figura 3.2). El funcionamiento en este caso es

simple, los fotones son absorbidos cuando pasan por el medio SA. A consecuencia de


3. 8

la absorción de un fotón, un electrón subirá a un nivel superior, para después

comenzar un proceso de decaimiento no radiativo y volver a su estado original, donde

nuevamente podrá absorber otro fotón incidente.

En el caso de alta intensidad incidente (abajo en la figura 3.2) observamos la situación

en la que muchos fotones inciden a la vez, por lo que aunque algunos serán

absorbidos, el material habrá saturado su capacidad de inversión de población, con lo

que el resto de fotones incidentes pasarán por el medio sin ser absorbidos.

El medio SA actúa como un mecanismo de mode-locking haciendo de la cavidad un

lugar poco favorable para la luz de onda continua, por lo que romperá esta luz en

pulsos. Una vez que los pulsos se han formado, el SA atenuará los lados del pulso

permitiendo que el centro del pulso se transmita en el SA con pérdidas mínimas.

Después de repetidas reflexiones de este tipo, el pulso será más estrecho, aunque su

anchura final quedará determinada por las propiedades materiales del SA (en

particular por su tiempo de recuperación), así como por la dispersión total de la

cavidad, pérdidas, ganancia y no linealidades.

Por otra parte, en la técnica de mode-locking con SA lento, se utiliza también un

absorbente saturable, con la diferencia de que no es capaz de saturar de forma local el

pulso. En lugar de esto, el SA lento satura después de que la parte más significativa del

pulso lo haya hecho. Dado que este dispositivo tiene un tiempo de vida más largo que

el SA rápido, estará saturado durante un tiempo después de que el pico del pulso haya

pasado, con lo que el pulso se estrechará de forma asimétrica.

En la técnica de mode-locking por rotación no lineal de la polarización (non-linear

polarization rotation, NLPR), la fibra tiene una birrefringencia no lineal que depende

de las intensidades locales de las dos componentes de campo ortogonalmente

polarizadas. Como resultado, en un pulso elípticamente polarizado, las componentes

e experimentarán diferentes variaciones en su fase, produciendo por tanto la

rotación de la elipse de polarización. Como se explica en [17], la técnica de NLPR es un

método común para alcanzar experimentalmente el régimen mode-locked en un láser

de fibra. Dado que el efecto Kerr induce un cambio en la polarización que es

dependiente de la intensidad del pulso, cuando la luz es acoplada desde la fibra a un

polarizador, la transmisión a través del polarizador es dependiente de la intensidad.

Seleccionando adecuadamente el estado de polarización de la luz que entra al

polarizador mediante un controlador de polarización, podemos maximizar la

transmisión para la mayor intensidad del pulso, creando, por lo tanto, un absorbente

saturable artificial.

Otra de las técnicas de mode-locking pasivo, utilizando lentes de Kerr, se basa en el

índice de refracción del cristal para crear un dispositivo que actúa como una lente

dependiente de la intensidad. Como resultado, insertar una apertura debajo del


3. 9

material de Kerr, permitirá filtrar la luz de onda continua fuera de la cavidad láser dado

que no tiene suficiente intensidad como para ser adecuadamente enfocada.

Consecuentemente, pulsos cortos, con altas intensidades, son enfocados de manera

más adecuada.

El mode-locking de pulsos aditivos, por su parte, utiliza el proceso no-lineal de SPM en

una cavidad pasiva de fibra óptica, la cual es acoplada a la cavidad principal utilizando

un beam splitter. El pulso en la cavidad secundaria interfiere con el pulso circulando en

la cavidad principal en el beam splitter. Dado que el SPM actúa sobre los pulsos en la

cavidad, se puede conseguir que éstos interfieran de forma constructiva en los picos y

destructiva en las laderas. De esta forma, estas interferencias acortarán el pulso de

forma similar a como lo hace el SA. Sin embargo, para poner este tipo de mode-locking

en práctica, se deben medir las dimensiones de la cavidad con precisión

interferométrica.

3.3.2 TEORIA DE MODE-LOCKING PASIVO

3.3.2.1 MODE-LOCKING CON ABSORBENTE SATURABLE LENTO

Figura 3.3: Dinámica de un láser mode-locked con un absorbente saturable lento. [15]

Los láseres de estado sólido presentan en general una sección eficaz de emisión estimulada pequeña, de modo que, la energía de los pulsos en la cavidad en régimen mode-locked es mucho más pequeña que la energía de saturación de la ganancia, con


3. 10

lo cual la ganancia se debe considerar constante en los modelos que explican este régimen de emisión pulsada. Sin embargo, existen medios de ganancia que presentan secciones eficaces de ganancia mayores, como los semiconductores, en los que las energías del pulso típicas en la cavidad son suficientemente importantes como para conseguir saturar la ganancia en un único paso. El modelo para el régimen mode-locked de absorción saturable lenta debe considerar la variación de la ganancia tras el transcurso de un único pulso. De ahora en adelante, consideraremos un láser mode-locked que experimenta la saturación de ganancia en un único round-trip, y un absorbente saturable lento.

La ecuación de relajación de la ganancia para un pulso corto en comparación al tiempo de relajación puede aproximarse por:

| |

El coeficiente es la energía de saturación de la ganancia. La integración de la ecuación anterior muestra que la ganancia se satura con una energía del pulso :

∫ | |

Siendo la ganancia:

donde es la ganancia de pequeña señal inicial justo antes de la llegada del pulso. Una ecuación similar se utiliza para las pérdidas del absorbente saturable cuya respuesta (pérdidas) se representa de la siguiente forma:

[

]

donde EA es la energía de saturación del absorbente saturable. Si las pérdidas en la cavidad no causadas por el absorbente saturable se denotan por , la ecuación fundamental del régimen mode-locked pasa a ser la siguiente:

*

+


3. 11

Donde se ha incluido la acción de filtrado de la ganancia (

) como si estuviera

producida por un filtro aparte. Una solución analítica para esta ecuación diferencial puede obtenerse con la siguiente aproximación:

[

(

)

]

si consideramos únicamente la ganancia, las pérdidas saturables, y el ancho de banda de ganancia finito. Entonces, la ecuación fundamental del régimen mode-locked viene dada por:

*

+

Donde la dispersión del filtro (

), modela de forma efectiva el ancho de banda

finito del laser. Dicho ancho de banda no depende únicamente del ancho de banda de ganancia finito, sino que debe incluir también todos los efectos de limitación del ancho de banda mediante una aproximación parabólica. Supondremos que el pulso es una función parabólica simétrica en tiempo. Entonces, la primera potencia de la integral nos dará una función antisimétrica en tiempo, cuyo cuadrado es simétrico. Una función antisimétrica actuando sobre el pulso causa

un desplazamiento, y la derivada (

) debe igualarse a un desplazamiento

temporal del pulso ∆t.

Una vez hecho esto, se puede comprobar fácilmente que

es una

solución de la ecuación (3.30) con limitaciones en sus coeficientes. Y dado que estamos buscando una solución estacionaria, la solución deberá ser de la siguiente forma:

(

)

donde α representa la fracción del ancho del pulso, ya que el pulso es desplazado en cada round-trip debido a la conformación por pérdidas y ganancia. Las limitaciones en los coeficientes pueden encontrarse fácilmente usando las siguientes relaciones para el pulso con forma secante hiperbólica:


3. 12

∫ | |

( (

))

(

)

( (

) (

))

(

)

( (

))

substituyéndolas en la ecuación fundamental (3.30) y agrupando los coeficientes delante de las diferentes funciones temporales. El término constante nos dará la ganancia de pequeña señal:

*

(

)

+ *

(

)

+

La constante delante de la función par tanh proporciona la deriva temporal por round-trip:

*

(

)

+ *

(

)

+

Y finalmente, la constante delante de la función determina el ancho del pulso:

(

)

Estas ecuaciones tienen implicaciones importantes. Consideramos primero la ecuación para la inversa del ancho del pulso (3.38). Para obtener una solución real, la parte

derecha de la ecuación tiene que ser positiva. Esto implica que

. Es decir, para

abrir una ventana de ganancia, el efecto del absorbente saturable debe ser más significativo que el efecto de la ganancia (véase figura 3.3). A partir de la ecuación (3.36) podemos concluir que la ganancia neta antes del paso del pulso es:

*

(

)

+ *

(

)

+

Usando la condición (3.38), la ganancia neta antes del paso del pulso se puede expresar como:


3. 13

[

] [

]

Dado que el efecto del absorbente saturable es más significativo que el efecto de la ganancia, la ganancia es negativa. Por otra parte, dado que el pulso tiene la misma cola exponencial antes y después de su paso por el absorbente saturable, se puede concluir que la ganancia neta antes del paso del pulso es la misma que después, y por tanto también es negativa. Este principio se cumple siempre que el ratio entre las energías

de saturación para el absorbente saturable y la ganancia

es muy pequeño.

Entonces, el ancho de pulso más corto que podemos alcanzar con un sistema dado es:

√

√

√

El signo > se debe al hecho de que esta teoría está basada en la expansión de

exponenciales, cosa que únicamente se cumple cuando

.

Para concluir, en el mode-locking con absorbente saturable lento ninguno de los elementos del sistema son rápidos. El principio de funcionamiento de este tipo de mode-locking se basa en la interacción entre los dos medios que intervienen en el proceso para abrir una pequeña ventana de ganancia del orden de femtosegundos.

3.3.2.2 MODE-LOCKING CON ABSORBENTE SATURABLE RÁPIDO

La dinámica de un láser mode-locked con absorbente saturable rápido, se explica también a partir de la ecuación fundamental del régimen mode-locked (3.23). En este caso, las pérdidas reaccionan inmediatamente con la intensidad o potencia | | del campo.

| |

donde es la potencia de saturación del absorbente. Si el absorbente no está saturado, la respuesta para intensidades pequeñas se puede escribir de la siguiente forma:

| |

con un coeficiente de modulación de las pérdidas en el absorbente saturable

.

La constante de pérdidas sin saturación puede incluirse dentro de las pérdidas totales . La ecuación fundamental resultante es la siguiente:


3. 14

*

| |

| | +

Figura 3.4: Representación esquemática de la ecuación fundamental para un láser mode-locked pasivo con absorbente saturable rápido. [15]

La ecuación anterior es una generalización de la ecuación de Ginzburg-Landau muy utilizada en superconductividad. A continuación se va a resolver la ecuación fundamental (3.44) particularizando para dos casos particulares: sin dispersión por retardo de grupo ni auto-modulación de fase, y considerando la dispersión por retardo de grupo y la auto-modulación de fase.

SIN DISPERSIÓN POR RETARDO DE GRUPO NI AUTOMODULACIÓN DE FASE Para este caso particular tenemos que , por lo que la ecuación fundamental (3.44) quedará de la siguiente forma:

*

| | +

Nos basaremos en la solución estacionaria del pulso para encontrar la forma final y anchura del pulso:


3. 15

Y para resolverla establecemos la siguiente solución estimada:

(

)

Considerando las siguientes relaciones matemáticas con la sech:

podemos sustituir la solución estimada (3.47) en la ecuación fundamental (3.44), obteniendo la siguiente ecuación:

[

[ (

)] | |

(

) (

)]

De donde se extraen las siguientes condiciones para la intensidad de pico del pulso y ancho del pulso , y para la ganancia de saturación:

| |

De la ecuación (3.50), y considerando la energía del pulso | |

, se obtiene la siguiente expresión para la anchura temporal del pulso:

Ecuación que es similar al ancho temporal del soliton fundamental, con la excepción que los efectos de conformado de pulso debido a GDD y SPM son sustituidos por los efectos de dispersión de ganancia y absorción saturable.

En la ecuación (3.51) se puede observar que la deriva de fase del soliton en un round-trip es equivalente a la diferencia entre la ganancia de saturación y las pérdidas. Es interesante observar esta diferencia entre la ganancia y las pérdidas por round-trip. Para ello, de la ecuación fundamental (3.44) podemos derivar en una ecuación para la energía del pulso, de la siguiente manera:

∫| |

∫ [

]


3. 16

donde es la energía neta de ganancia en un round-trip y c.c. son las condiciones de contorno aplicables en cada caso particular. Sustituyendo la ecuación fundamental en la ecuación (3.54) y teniendo en cuenta las siguientes expresiones:

∫

∫

∫

∫ (

)

Obtenemos las siguientes ecuaciones:

| |

| |

donde la ganancia de saturación es:

Por otra parte, la ecuación (3.59), junto con la ecuación (3.52), determinarán la energía del pulso de la siguiente forma:


3. 17

Figura 3.5: Ganancia y pérdidas en un láser mode-locked pasivo utilizando un absorbente saturable rápido en escala de tiempos normalizada. El absorbente satura de forma lineal

con una intensidad ( | |

) [15]

La figura 3.5 muestra la variación con el tiempo de la ganancia y pérdidas en un láser mode-locked con un absorbente saturable rápido en escala de tiempos normalizada. Asumimos que el absorbente satura de forma lineal con la intensidad hasta un valor

máximo .

Figura 3.6: Gráfica característica de la saturación de un absorbente saturable ideal. [15]

El ancho de pulso máximo que se puede alcanzar con una absorción saturable dada , resulta de la ecuación (3.50):


3. 18

Y despejando :

√

Es decir, el ancho del pulso está escalado por la inversa del ancho de banda de ganancia, lo que permite que con este tipo de mode-locking se obtengan pulsos mucho más cortos que con el mode-locking activo, como se verá en la segunda parte del capítulo. Por otra parte, la figura 3.5 se puede interpretar de la siguiente forma: en estado estable, la ganancia de saturación tiene un valor inferior a las pérdidas, lo que significa que existen unas pérdidas netas ajenas al pulso, que mantienen el pulso estable por encima de inestabilidades. Cuando nos encontramos en régimen mode-locked, siempre deben existir unas pérdidas netas externas, ajenas al pulso, ya que en caso contrario, cualquier señal de continua en el pico de ganancia experimentaría más ganancia que el propio pulso, lo que traería como consecuencia la rotura del pulso, y por lo tanto, no se alcanzaría un régimen mode-locked estable.

CON DISPERSIÓN POR RETARDO DE GRUPO Y AUTOMODULACIÓN DE FASE En este apartado, vamos a obtener las soluciones de la ecuación fundamental (3.44) con GDD y SPM. En primer lugar, introduciremos las funciones para estado estable de tipo secante hiperbólica con chirp:

( (

))

(

) [ (

)

]

Donde es la deriva de la fase del pulso en un round-trip que vamos a permitir. Sin embargo, todavía existirá una deriva de fase por round-trip debida a la diferencia entre la velocidad de grupo y la velocidad de fase, así como a los efectos no-lineales. Podemos sustituir la ecuación (3.64) en la ecuación fundamental (3.44) y comparar coeficientes. Usando las siguientes relaciones:

( )


3. 19

en la ecuación fundamental, y comparando los coeficientes con las funciones anteriores, se obtienen las dos ecuaciones siguientes:

( ) | |

( )

Estas ecuaciones son extensiones de las ecuaciones (3.50) y (3.51), e involucran las siguientes incógnitas: la deriva de la fase en un round-trip , la anchura del pulso , el chirp y la energía del pulso | |

. Además, la parte real de la ecuación (3.70) determina la ganancia de saturación:

Por otra parte, de las partes real e imaginaria de la ecuación (3.69) se obtienen las siguientes relaciones:

[ ] | |

[ ] | |

Dividiendo la ecuación (3.72) entre la ecuación (3.73) obtenemos la siguiente expresión para el chirp:

Donde es la dispersión normalizada, y es el parámetro

normalizado para las no-linealidades. Reordenando la ecuación (3.74), se obtiene:

Donde depende únicamente de los parámetros del sistema, por lo que el chirp vendrá dado por:


3. 20

√(

)

Ahora, conociendo el chirp, podemos obtener el ancho temporal del pulso de la ecuación (3.72):

Y considerando la ecuación (3.75), el ancho temporal también se podrá expresar de la siguiente forma:

El ancho del pulso debe ser un número positivo, por lo que el producto siempre debe ser mayor que 0. Esta condición, determinará la raíz de la ecuación (3.76) de la siguiente forma:

{

√(

)

√(

)


3. 21

Figura 3.7: (a) Ancho del pulso; (b) Parámetro de chirp; (c) Ganancia neta después del pulso, relacionada con la estabilidad; (d) Deriva de la fase en un round-trip. [15]

Las gráficas (a), (b) y (d) de la figura 3.7 muestran el chirp, ancho del pulso y la deriva no-lineal de la fase en un round-trip en función de los parámetros del sistema. Como se ha explicado en el apartado anterior, un criterio necesario pero no suficiente para la estabilidad de los pulsos es que debe haber unas pérdidas netas antes y después del pulso. De la ecuación (3.71) obtenemos:

Si definimos un parámetro para definir la estabilidad :

debe ser mayor que cero, como se muestra en la figura 3.7 (d). Además, las gráficas de la figura 3.7, indican que existen tres regímenes de operación en los láseres mode-locked pasivos con absorbente saturable rápido: primero, sin GDD y SPM, los pulsos son siempre estables; segundo, si existe un importante mecanismo de conformación de pulsos el efecto del chirp siempre será menor que el de la dispersión positiva, por lo que los pulsos serán tipo solitón; por último, si se cumple la condición los pulsos pueden estar incluso libres de chirp, en cuyo caso la solución de la ecuación fundamental es:


3. 22

( (

))

Es importante destacar que con este tipo de mode-locking los pulsos serán de 2 a 3 veces más cortos que en el caso del mode-locking con absorbente saturable rápido sin GDD ni SPM. Además, de la figura 3.7 se deduce que podemos obtener incluso pulsos más cortos si incrementamos lo suficiente el parámetro característico de las no-linealidades . Podemos concluir que el conformado de pulsos puede realizarse únicamente mediante SPM y GDD, mientras que el absorbente saturable se encargará exclusivamente de estabilizar el pulso. El mecanismo es el siguiente, existe un punto de inflexión, en el que la cantidad de dispersión negativa en el sistema se reduce hasta tal punto, que los pulsos serán tan cortos que el absorbente saturable no podrá mantenerlos estables. Si por el contrario, tenemos considerable dispersión positiva, los pulsos volverán a ser estables, aunque más largos temporalmente. En este caso, los pulsos podrán ser comprimidos externamente hasta un límite que vendrá marcado por las no-linealidades. Para terminar, y como se ha explicado al principio del párrafo anterior, en el caso del conformado de pulsos tipo soliton, el absorbente saturable no necesita ser demasiado rápido, dado que la conformación del pulso la realizan los mecanismos de GDD y SPM, y el absorbente únicamente tiene que estabilizar el soliton ante posibles señales de continua que se filtren en el sistema. Este régimen se denomina Soliton mode-locking.

3.3.2.3 FORMACIÓN DE SOLITONES EN LÁSERES MODE-LOCKED PASIVOS

Si en el sistema tenemos presente un mecanismo importante de formación de

solitones, el absorbente saturable no necesita ser rápido [28], [30], [31]. En este caso,

la ecuación fundamental que describe el proceso de mode-locking es la siguiente:

*

| | +

El funcionamiento del absorbente saturable se puede modelar por una ecuación

diferencial que describe la respuesta del absorbente ante el pulso en cada round-trip:

| |

Donde es el tiempo de recuperación del absorbente saturable y la energía de

saturación. Si los efectos de conformación del soliton son mayores que los de

conformación del pulso debido al filtro y al absorbente saturable, el pulso en estado


3. 23

estacionario será el resultado de la combinación de un solitón más una contribución

de continua.

( (

) )

La continua se puede ver como un pulso largo compitiendo con el solitón por la

ganancia disponible. En el dominio frecuencial, el solitón tiene un espectro ancho

comparado con la continua, de modo que la continua es amplificada por el pico de

ganancia, mientras que en media el espectro del solitón experimenta menos ganancia.

Figura 3.8: Solitón, continua y ganancia normalizada. La continua es un pulso largo compitiendo con el solitón por la ganancia. [15]

Por otra parte, mientras para el solitón existe un balance entre las nolinealidades y la

dispersión, esto no sucede para la componente de continua. Por lo tanto, la

componente de continua se ensanchará a causa de la dispersión en las regiones del

espectro con alta absorción.

El mecanismo de conformación de solitones es bastante similar al caso del mode-

locking activo. Cuando el solitón es demasiado corto (ventana de ganancia demasiado

larga), las pérdidas de la continua son inferiores a las pérdidas del soliton, la

componente de continua satura y se rompe y con ella el pulso (véase apartado

3.4.2.1).


3. 24

Figura 3.9: Respuesta de un absorbente saturable lento al pulso solitón. El pulso experimenta

pérdidas con la saturación del absorbente y las pérdidas del filtro. La ganancia de saturación es

igual a estas pérdidas. Las pérdidas experimentadas por la componente de continua, deben

ser mayores que las pérdidas del solitón para que el solitón sea estable. [15]

En este régimen de funcionamiento, el tiempo de recuperación del absorbente

saturable puede ser del orden de diez veces mayor que la anchura temporal del solitón

Este principio de mode-locking es especialmente importante en láseres mode-locked

con absorbentes saturables de semiconductor que presentan tiempos típicos de

recuperación en el rango de 100fs - 100ps. Utilizando esta técnica se han llegado a

generar pulsos de anchuras del orden de 10 fs [33].

3.3.2.4 FORMACIÓN DE SOLITONES POR CONTROL DE LA DISPERSIÓN

Para introducir este apartado es importante incluir una breve referencia histórica.

Spielmann demostró por primera vez para láseres que generan pulsos con un ancho

inferior a 10 fs, que en un round-trip ocurren cambios grandes en el pulso y que el

orden de los elementos que conforman el pulso en la cavidad tiene importancia en la

formación del mismo. Además advirtió que la acción de la dispersión lineal así como la

acción de la SPM (Shelf Phase Modulation) y la GDD (Group Delay Dispersion) positivas

debían tenerse en cuenta en la conformación de pulsos en un láser mode-locked.

La importancia de fuertes variaciones en la dispersión sobre la conformación de los

pulsos se descubrió precisamente estudiando el comportamiento de un láser de fibra,

y este tipo de láseres que utilizaban la dispersión como mecanismo de conformación

de pulsos se denominaron láseres mode-locked de pulso ensanchado.


3. 25

En este tipo de láseres, la dispersión positiva de la sección de fibra dopada con Erbio

de un láser de fibra en anillo se compensa mediante un tramo de fibra pasiva de

dispersión negativa. Con ello se consigue que el pulso que circula por el anillo se

comprima hasta en un factor 20 en un round-trip. Este tipo de láseres presenta una

importante disminución de las nolinealidades y, consecuentemente, una mayor

estabilidad frente a las inestabilidades inducidas por la auto-modulación de fase.

Además, desaparecen las bandas laterales debidas a las perturbaciones periódicas del

soliton (véase figura 3.10).

Figura 3.10: Espectro de un pulso obtenido con un láser mode-locked de dispersión controlada.

[15]

Por otra parte, como se puede observar en la figura anterior, la energía de los pulsos

de salida puede incrementarse hasta en unas cien veces. Con este tipo de láseres se

han obtenido pulsos con un ancho temporal de hasta 63 fs, y un ancho de banda

mayor que el del erbio. Así mismo, tal y como muestra la figura anterior, el control de

la dispersión permite una ecualización espectral en la banda de emisión del láser

mode-locked.


3. 26

3.4 LÁSERES MODE-LOCKED ACTIVOS

3.4.1 INTRODUCCIÓN

Los mecanismos de mode-locking activo son el resultado de la variación en tiempo

óptica o electrónica de la respuesta de un determinado material.

Una de las técnicas de mode-locking activo es la modulación AM o modulación de las

pérdidas, que se basa en el efecto acusto-óptico o electro-óptico en un cristal. Un

modulador acusto-óptico modifica las propiedades difractivas de un cristal aplicando

una onda de sonido a lo largo del cristal, mientras que el efecto electro-óptico se basa

en la variación del índice de refracción con el campo eléctrico aplicado. Dado que los

dispositivos electro-ópticos pueden ser modulados a tasas considerablemente

mayores que las de los acusto-ópticos, nos centramos en este tipo de modulador.

Aunque hay diferentes implementaciones para construir un modulador de amplitud

(AM) usando el efecto electro-óptico, se va a explicar únicamente el modulador AM

Mach-Zehnder de fibra. Empezamos considerando un interferómetro Mach-Zehnder.

Este dispositivo debe ser construido conectando dos acopladores de -3 dB, que actúan

como beam splitter. Un pulso óptico viajando a través de este dispositivo se

comportará de la siguiente forma, pasará por el primero de los dos acopladores con lo

que sus dos mitades viajarán a través de las diferentes secciones de la fibra para volver

a recombinarse en el acoplador de salida. El hecho de que la interferencia sea

constructiva o destructiva depende de la diferencia de caminos entre los dos brazos

del dispositivo. Además, usando un cristal electro-óptico en uno de los brazos del

interferómetro Mach-Zehnder, podemos cambiar el índice de refracción de ese brazo

aplicando un campo eléctrico y, con ello el camino óptico del pulso. Esto nos permitirá

cambiar el tipo de interferencia a la salida, modificando el campo aplicado, lo que

resulta en un dispositivo con pérdidas controlables.

Los moduladores de frecuencia (FM) se construyen utilizando los mismos cristales

electro-ópticos que los moduladores AM. La diferencia entre ambos es que el

modulador FM no se basa en ningún tipo de interferencia. La topología de un

modulador FM basado en fibra consiste simplemente en colocar un cristal electro-

óptico en serie con una sección de fibra. Dado que estamos modificando el índice de

refracción del cristal, estaremos cambiando de forma efectiva la longitud de la

cavidad.

Otra técnica es el bombeo síncrono, la cual se fundamenta en la modulación periódica

de la ganancia del láser a una tasa de repetición correspondiente a un armónico de la

frecuencia fundamental de la cavidad.


3. 27

Por último, la técnica de Absorción Saturable Ópticamente Modulada (OMSA)

combina aspectos de la modulación AM, bombeo síncrono y mode-locking pasivo por

absorción saturable. En esta técnica se modulan las pérdidas de un láser pasivo usando

un absorbente saturable (SA). La diferencia entre esta modulación de las pérdidas y el

AM mode-locking convencional es que la modulación se consigue mediante el uso de

una señal óptica variable con el tiempo que bombea el SA. Esta variación con el tiempo

del bombeo de los SAs hace que sus pérdidas no sean únicamente dependientes de la

intensidad, sino que también son dependientes del tiempo. Esto permite alinear los

pulsos en la cavidad así como incrementar la tasa de repetición del láser.

3.4.2 TEORIA DE MODE-LOCKING ACTIVO

3.4.2.1 MODE-LOCKING ACTIVO POR MODULACIÓN DE LAS PÉRDIDAS

El mode-locking activo fue investigado por primera vez en 1970 por Kuizenga y Siegman, haciendo uso para ello de un análisis gausiano del pulso. Continuando con la teoría de Haus empleada en el apartado 3.3.2, la ecuación fundamental del régimen mode-locked también nos servirá para explicar este tipo de láseres mode-locked. En primer lugar, introducimos un modulador con pérdidas en la cavidad, por ejemplo, un modulador acusto-óptico que varía periódicamente las pérdidas en la cavidad conforme a la siguiente ecuación:

La frecuencia de modulación debe sintonizarse de forma muy precisa con el round-trip

time de la cavidad, de forma que

.

Figura 3.11: Representación esquemática del mode-locking

activo por modulación de las pérdidas. [15]


3. 28

El proceso de mode-locking viene descrito, como ya sabemos, por la ecuación fundamental del mode-locking:

* (

) ( )+

donde hemos despreciado la dispersión por retardo de grupo y la auto-modulación de fase. La ecuación puede ser interpretada como el conformado del pulso debido a las pérdidas, la ganancia y el modulador.

Por otra parte, se espera que los pulsos tengan una anchura mucho menor al round-trip time de la cavidad ( o RTT). Además, estarán localizados en el mínimo de las pérdidas del modulador, donde la función coseno se puede aproximar por una parábola, con lo que se obtiene:

(

) [ (

)

]

es la amplitud de la modulación, que se corresponde con la curvatura de las pérdidas del modulador en el dominio temporal en el punto de pérdidas mínimas, y se define:

Y es la curvatura de la ganancia en función de la frecuencia en el máximo de la

función Lorentziana o cualquier función parabólica de la ganancia, como se explicó en el apartado 3.2. El operador diferencial en la parte derecha de la ecuación (3.88) se corresponde con el operador de Schrödinger del problema del oscilador armónico, y las autofunciones de dicho operador son los polinomios de Hermite-Gauss:

√

√

(

)

Donde τa define el ancho de la gausiana. Este ancho viene dado por la raíz cuarta del cociente entre la dispersión de ganancia y la amplitud de la modulación:


3. 29

√(

)

Además, de la ecuación (3.91) se puede concluir que la ganancia por round-trip de cada autovalor viene dada por la parte real de , esto es:

(

)

Por otra parte, la ganancia de saturación correspondiente para cada autofunción viene dada por:

Donde es la energía de la solución correspondiente, y

es la potencia

correspondiente a la saturación de ganancia.

La ecuación (3.94) muestra que para una dada la solución de la autofunción con (modo fundamental) tiene la mayor ganancia por round-trip. Así que, si inicialmente tenemos una distribución de campo que viene dada por la superposición de todas las soluciones de las autofunciones, el modo fundamental crecerá más rápido y saturará la ganancia a un valor dado por:

tal que , y consecuentemente el resto de modos decaerán desde (para n ≥ 1). Esto también prueba la estabilidad de la solución del modo fundamental (véase referencia [23]). Por tanto, un mode-locking activo sin desintonía entre el round-trip time de la cavidad y el periodo del modulador, nos conduce a pulsos gausianos de estado estacionario con un ancho del pulso FWHM (Full Width at Half Maximum, ancho total a mitad del máximo) de:

Por otra parte, el espectro del pulso gausiano viene dado por:

∫

√ √

Y su FWHM es:


3. 30

Por lo tanto, el producto del pulso gausiano es:

Por otro lado, la forma estacionaria del pulso en un láser mode-locked se debe a la modulación parabólica de las pérdidas (estrechamiento de los pulsos) en el dominio temporal y al filtrado parabólico (ensanchamiento de los pulsos) debido a la ganancia en el dominio frecuencial. El pulso estacionario se alcanza cuando ambos efectos se equilibran. Dado que la modulación externa está limitada al tiempo de respuesta de la electrónica del modulador y el ancho del pulso únicamente se escala por la inversa de la raíz cuadrada del ancho de banda de ganancia, el mode-locking activo tiene unos anchos de pulso típicos en el rango de 10 ps - 100 ps.

Figura 3.12: La modulación de las pérdidas produce el estrechamiento temporal del pulso en cada round-trip. [15]


3. 31

Figura 3.13: El ancho de banda finito de ganancia provoca el ensanchamiento temporal del pulso en cada round-trip. Para determinada

anchura de pulso se establece un equilibrio entre los dos procesos. [15]

Con el ancho del pulso visto en la ecuación (3.93), la ecuación (3.96) puede reescribirse de la siguiente forma:

lo que significa que en el estado estacionario, la ganancia de saturación tiene un valor superior al nivel de las pérdidas ( ), por lo tanto, muchos modos en el láser se mantienen por encima del umbral de pérdidas.

Dado que los pulsos son mucho más cortos que el RTT de la cavidad, se cumple la siguiente relación para la ganancia de saturación y las pérdidas:

Luego, la ganancia de saturación podrá calcularse de la siguiente forma:

Como se puede observar el valor de la ganancia de saturación coincide con el de las pérdidas si aplicamos la aproximación dada por la ecuación (3.102).

El nombre mode-locking tiene su origen en el estudio de este proceso de formación de

pulsos en el dominio frecuencial. El término (contribución del modulador que aparece en la ecuación (3.87)) genera bandas laterales para cada modo presente en la cavidad de acuerdo con:


3. 32

[

]

[

]

Las bandas laterales generadas a partir de cada uno de los modos se inyectan dentro de los modos vecinos, lo que conduce a la sincronización y lockeo de dichos modos.

Figura 3.14: Proceso de mode-locking en el dominio frecuencial. El modulador transfiere energía de cada modo a su vecino redistribuyendo la energía

del centro a las bandas laterales del espectro. [15]

3.4.2.2 MODE-LOCKING ACTIVO POR MODULACIÓN DE LA FASE

Estas bandas laterales también pueden generarse mediante un modulador de fase, en lugar de utilizar un modulador de amplitud. Sin embargo, las bandas laterales generadas no estarán en fase con la portadora, con lo que aparecerá un chirp en los pulsos. Podemos utilizar de nuevo la ecuación fundamental para estudiar este tipo de mode-locking.

Lo único que cambiará respecto de la ecuación (3.87) es que los términos de la modulación pasan a ser imaginarios, es decir, sustituiremos por :

*

+


3. 33

Resolviendo la ecuación anterior, obtenemos las autofunciones correspondientes y llegamos a las mismas soluciones de Hermite-Gauss del apartado anterior, sin embargo, el parámetro pasará a llamarse

, es complejo, y ya no será exactamente el ancho del pulso:

√ √

El modo fundamental o solución estacionaria viene dada por:

√

√

√

Donde √

, como teníamos en el mode-locking activo por modulación de las

pérdidas. Y por último, una breve discusión sobre el chirp de los pulsos: como ya se ha explicado anteriormente, el modulador añade un chirp a los pulsos, para saber si el chirp está ensanchando o acortando temporalmente los pulsos tenemos que analizar el parámetro de chirp .

Un pulso gausiano con un parámetro de chirp β, viene dado por:

√

Si el chirp , el filtrado subsiguiente estrechará el pulso.

CAPÍTULO 4:

OBJETIVOS

DEL

PROYECTO

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO CAPÍTULO 4: OBJETIVOS DEL PROYECTO

4. 1

4. OBJETIVOS DEL PROYECTO

4.1. ESPECIFICACIONES OBJETIVO

Como se ha explicado en el apartado de introducción (véase apartado 1.1), el objetivo del proyecto consiste en el desarrollo de una fuente óptica pulsada que facilite la implementación de técnicas de conversión analógico-digital asistida ópticamente. La fuente láser en régimen mode-locked diseñada y desarrollada en el proyecto se empleará como reloj óptico en un conversor analógico-digital asistido ópticamente. Dicho conversor analógico-digital se integrará en un sistema de monitorización espectral que permitirá digitalizar la banda completa del espectro electromagnético ocupado por las nuevas generaciones de redes inalámbricas, conocidas como redes cognitivas. Para optimizar el uso del espectro radioeléctrico es necesario que cada una de las redes inalámbricas que operan en un entorno cercano, realicen un control centralizado, con la finalidad de que las transmisiones se sitúen en bandas libres en cada momento y no causen interferencias. Para ello se requiere de la división del tiempo en slots de transmisión para cada frecuencia, permitiendo así organizar de manera eficiente las transmisiones, y aprovechando al máximo el ancho de banda.

El sistema de control de la red debe conocer en todo momento qué ocurre en su entorno radioeléctrico, para poder tomar las decisiones más acertadas ante un cambio en la red. Por tanto, queda justificada la necesidad de una monitorización constante del espectro radioeléctrico, que se conseguirá mediante el sub-muestreo del mismo y su posterior digitalización con el conversor analógico-digital mejorado con tecnología fotónica. La fuente láser diseñada e implementada en este proyecto se ha desarrollado con fibra óptica, debido a que los láseres fabricados con esta tecnología presentan un conjunto de cualidades que los hacen muy adecuados para la generación de pulsos ultracortos empleando técnicas de mode-locking. Entre estas cualidades, mencionadas también en el apartado 3.4.1, cabe destacar las siguientes: alta eficiencia de ganancia, que permite obtener altas potencias de pulso con potencias de bombeo relativamente bajas; gran ancho de banda de ganancia, lo que permite la generación de pulsos de anchuras temporales de femtosegundos; pueden ser fabricados con bajo coste y son muy robustos y compactos, debido a que se evita el uso de elementos de espacio libre en la cavidad láser. Se pretende explotar todas estas propiedades para obtener una fuente pulsada con las características necesarias para la conversión analógico-digital de señales eléctricas de gran ancho de banda. Las especificaciones objetivo son: frecuencia de repetición de 1.3 GHz, potencia promedia de la señal láser de 0 dBm y anchura temporal de los pulsos de menos de 1 ps. Para conseguir dichas especificaciones se han estudiado diferentes configuraciones y se ha trabajado tanto en régimen de conmutación pasivo como activo.


4. 2

Parámetros del Laser

Valor Esperado Control

Frecuencia de repeticion fundamental de los pulsos (FSR)

1.3 GHz • Mode-locking pasivo: Longitud de la

cavidad

• Mode-locking activo: Longitud de la cavidad + frecuencia de modulación

Duración temporal de los pulsos

< 1 ps • Longitud de la fibra en la cavidad

• No-linealidades de la fibra

• Dispersión

• Ancho de banda de ganancia

Tabla 4.1: Parámetros de control de las especificaciones del láser.

Como se puede observar en la tabla anterior, cada uno de los parámetros definidos en las especificaciones objetivo se va a controlar de diferente manera. En lo que respecta a la frecuencia de repetición fundamental de los pulsos (Free Spectral Range, FSR), el control se realizará de distinta forma dependiendo del tipo de mode-locking que estemos implementando. En la técnica de mode-locking pasivo, el FSR se controla ajustando la longitud de la cavidad, mientras que en el mode-locking activo, es necesario controlar tanto la longitud de la cavidad como la frecuencia de la modulación. Por último, la duración temporal de los pulsos generados dependerá de la longitud de la fibra, la dispersión, las no-linealidades y el ancho de banda de ganancia de la fibra.

4.2. METODOLOGÍA DE TRABAJO

La metodología de trabajo empleada en este proyecto se puede resumir en las siguientes fases:

Identificación de las necesidades: Identificación de las especificaciones que debe aportar la fuente óptica para el desarrollo del conversor analógico-digital asistido ópticamente del sistema de monitorización espectral definido en el apartado anterior.

Parámetros de control de las especificaciones: Identificación del principio de operación y parámetros de la estructura de los láseres que van a permitir determinar y controlar las especificaciones establecidas en la fase anterior.

Diseño de los elementos del sistema de la fuente: Diseñar los elementos y estructura de la fuente a desarrollar.


4. 3

Caracterización de los componentes: Mediante el analizador de espectros ópticos y medidores de potencia óptica.

Integración de la fuente: Al final de esta fase se dispone de la versión experimental (prototipo) de la fuente pulsada.

Caracterización del láser: Medidas experimentales mediante el analizador de espectros ópticos, medidores de potencia, analizador de espectros eléctricos y sistema autocorrelador de pulsos ópticos.

CAPÍTULO 5:

COMPONENTES

Y

EQUIPOS

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO CAPÍTULO 5: COMPONENTES, EQUIPOS Y SISTEMAS DE FIBRA ÓPTICA

5. 1

5. COMPONENTES, EQUIPOS Y SISTEMAS DE FIBRA OPTICA

CONTROLADOR DE POLARIZACIÓN (POLARIZATION CONTROLLER, PC) El controlador de polarización empleado en los montajes de laboratorio es el modelo FPC031 de Thorlabs. Presenta tres paletas sintonizables de forma manual con un diámetro de bucle de 27 mm cada una de ellas. La rotación de las paletas varía de -117.5° a +117.5°, y las pérdidas de torsión son inferiores a los 0.1 dB. Este modelo de controlador de polarización viene con conectores FC/PC en cada uno de sus extremos.

Figura 5.1: Fotografía del controlador de polarización FPC031 de Thorlabs empleado en los montajes de laboratorio.

LÍNEA DE RETARDO ÓPTICA (OPTICAL DELAY LINE, ODL) Para las medidas realizadas en el apartado 6.2.1 se ha utilizado una línea de retardo óptica sintonizable manualmente (Manual Variable Optical Delay Line) de General Photonics. Esta línea de retardo óptica se caracteriza porque permite una gran variación del camino óptico de hasta 18 cm (600 ps). Otras de sus propiedades más importantes son sus bajas pérdidas de inserción (1 ± 0.5 dB) y sus elevadas pérdidas en el camino de retorno (50 dB).

Figura 5.2: Fotografía de la línea de retardo óptica sintonizable manualmente de General Photonics.


5. 2

FIBRA DOPADA CON ERBIO Se ha empleado la fibra dopada con erbio DHB 1500 de Fibercore, como medio activo en el EDFA integrado en la cavidad láser. Esta fibra está diseñada para un bombeo de 980 nm y ofrece un buenos ratios de extinción en el rango de -25 dB a -30 dB. Además, estos ratios de extinción se alcanzan con tan sólo unos metros de fibra, lo que permite que esta fibra sea muy adecuada para implementaciones de EDFAs y láseres mode-locked, que requieren regiones activas cortas.

Figura 5.3: Absorción y emisión típicas de la señal en la fibra DHB-1500 de Fibercore.

Presenta una longitud de onda de corte en el rango de 860 nm a 960 nm, una apertura numérica de 0.22 a 0.26, una longitud de batido (medida a 633 nm) de menos de 4 mm, y un diámetro de unos 125 µm. Por otra parte, la absorción del bombeo a 980 nm es de 10 dB/m, mientras que la absorción de señal en el pico de 1530 nm varía en el rango de 12 dB/m a 27 dB/m. La atenuación a 1200 nm es inferior a 20 dB/km.

Figura 5.4: Absorción del bombeo típica en la fibra DHB-1500 de Fibercore.


5. 3

Figura 5.5: Fotografía de laboratorio de la fibra DHB-1500 de Fibercore.

MEDIDOR DE POTENCIA ÓPTICA La caracterización de los componentes ópticos empleados en el desarrollo experimental del proyecto (diodo de bombeo, amplificador de fibra dopada con erbio, fuente pulsada comercial, fuente pulsada diseñada, etc.) se ha realizado mediante el medidor de potencia óptica de EXFO, modelo FPM-302. Este medidor de potencia óptica permite seleccionar cualquiera de las tres longitudes de onda recomendadas por el ITU-T (G.983.3): 1310 nm, 1490 nm y 1550 nm. Además, también permite realizar medidas de potencia óptica a 830 nm, 850 nm, 1300 nm, 1450 nm, 1590 nm y 1625 nm. Permite medir un rango de potencias de -60 dBm a 10 dBm con una resolución de 0.01 dB. Las unidades de medida empleadas son dB, dBm y W.


5. 4

Figura 5.6: Medidor de potencia óptica FPM serie 300 de EXFO.

ANALIZADOR DE ESPECTROS ÓPTICOS (OPTICAL SPECTRUM ANALYZER, OSA)

Para las mediciones del espectro óptico se ha utilizado el analizador de espectros ópticos AQ6317B de Ando. Se trata de un avanzado analizador de espectros ópticos empleado en una amplio rango de aplicaciones, entre ellas: caracterización de fuentes ópticas, medidas de las pérdidas de dispositivos ópticos a determinadas longitudes de onda, análisis de la forma de onda de los sistemas WDM (Wavelength División Multiplexing, multiplexación por longitud de onda), etc.

Figura 5.7: Fotografía del analizador de espectro ópticos AQ6317B de Ando utilizado en las medidas del laboratorio.


5. 5

Este analizador de espectros ópticos ofrece alta precisión y linealidad, especialmente en las bandas C y L. Además, presenta un gran rango dinámico para señales WDM a 50 GHz, lo que permite realizar medidas con alta resolución para este tipo de sistemas WDM. Otras de sus características más significativas son: alta resolución de longitud de onda de hasta 0.015 nm; alta sensibilidad, que permite realizar medidas por debajo de los -90 dBm y en un rango de 1200 a 1650 nm; una baja dependencia con la polarización, característica que lo hace muy adecuado para medidas de ganancia en un amplificador óptico; permite medir señales de entrada de alta potencia hasta los 20 dBm, lo que permite prescindir en muchos casos de atenuadores de salida en las medidas de potencia de amplificadores ópticos.

GENERADOR DE SEÑAL DE ONDA CONTÍNUA En los experimentos de mode-locking activo (véase apartado 6.2.5) es necesario emplear un generador de señal de onda continua sintonizable en frecuencia. Para ello se ha utilizado el generador de señal SMR 50 de Rohde&Schwarz. Este generador de onda continua se caracteriza porque ofrece una alta potencia de salida (superior a 0 dBm) y un rango para la sintonización de frecuencias de 1 GHz a 50 GHz, con una resolución de 1 kHz.

Figura 5.8: Fotografía de laboratorio del generador de señal de onda continua SMR 50 de Rohde&Schwarz.

ANALIZADOR DE ESPECTROS ELÉCTRICOS (SIGNAL ANALYZER) Siempre que ha sido necesario observar el espectro eléctrico de salida del láser pulsado, se ha empleado el analizador de espectros eléctricos FSQ40 de Rohde&Schwarz. Este analizador de espectros eléctricos permite un análisis de la señal en un ancho de banda de demodulación de hasta 120 MHz con un rango dinámico propio de un analizador de espectros de altas prestaciones. Algunas de sus características más destacables son: rango de frecuencias de 20 Hz hasta 40 GHz; 28 MHz ó 120 MHz de ancho de banda de demodulación.


5. 6

Figura 5.9: Fotografía del analizador de espectros eléctricos FSQ40 de Rohde&Schwarz.

SISTEMA AUTOCORRELADOR DE PULSOS ÓPTICOS Para las medidas temporales del ancho del pulso se ha empleado el autocorrelador PulseCheck-15 de Ape. El autocorrelador PulseCheck es un instrumento que permite medir el ancho temporal de los pulsos ópticos de diferentes sistemas láser de picosegundos y femtosegundos. Este autocorrelador se ha diseñado para escoger el rango de escaneo en función de la duración del pulso. Los rangos de escaneo disponibles en la versión 15 varían de los 150 fs a los 15 ps, con una resolución inferior a 1 femtosegundo. Es decir, permite medir anchos de pulso de entre 50 fs y 3.5 ps. El esquema óptico del autocorrelador PulseCheck de Ape se puede observar en la Figura 5.9. La señal de entrada se divide en dos caminos ópticos en un divisor de haz (beam splitter). Cada uno de los dos caminos ópticos cuenta con un auto-reflector al final del mismo, con lo cual cuando el pulso óptico llegue al final del camino volverá de nuevo hacia el beam splitter. Uno de los caminos ópticos es fijo, es decir, no podremos variar su retardo, mientras que en el otro camino óptico el retardo se puede sintonizar mediante un controlador externo del autocorrelador. También se podrá controlar externamente la distancia de batido, que regula el margen temporal que se observará en la ventana de salida. Con un camino óptico fijo y el otro variable, cuando se sintonice el retardo adecuado ambos pulsos coincidirán en el beam splitter, generando por tanto, el pulso temporal de salida.


5. 7

Figura 5.10: Esquema óptico del autocorrelador PulseCheck de Ape.

Figura 5.11: Fotografía de laboratorio del autocorrelador PulseCheck-15 de Ape.


5. 8

FUENTE DE ALIMENTACIÓN Para la alimentación del diodo de bombeo y el modulador (véase apartado 6.2.5) se ha empleado la fuente de alimentación E3647A de 60W y potencia de salida dual de Agilent. Esta fuente de alimentación se caracteriza porque ofrece dos rangos de operación con distintos voltajes e intensidades de salida: un primer rango de 0 a 35 V y hasta 0.8 A; y un segundo rango de funcionamiento de 0 a 60 V y hasta 0.5 A de salida.

Figura 5.12: Fotografía de laboratorio de la fuente de alimentación E3647A de salida dual de Agilent.

FUSIONADORA DE FIBRA La fusionadora de fibra empleada para conectar todos los componentes ópticos en la cavidad láser es la FSU 975 de Ericsson. Esta máquina fusionadora de fibra está diseñada para realizar desde los más sencillos procedimientos de fusionado de fibra hasta otros más complejos como el afilado de fibras y fusionado de fibras de erbio. La etapa fundamental del proceso de fusionado es el alineamiento de los núcleos de la fibra, ya que considerando el tipo de fibra y las condiciones ambientales, permite realizar el fusionado con mínimas pérdidas. A continuación, una vez realizado el empalme, la FSU 975 realiza una estimación muy precisa de las pérdidas del mismo, con una técnica basada en el procesamiento de las imágenes. Podemos considerar dos formas diferentes de catalogar las operaciones que realiza el FSU 975. Por una parte, los programas de fusionado, que pueden dividirse en dos grupos: programas del 1 al 10, que son los diez programas predefinidos; programas de 11 al 50, se trata de cuarenta programas que se pueden editar para diseñar tus propios programas de fusionado en función de las necesidades.


5. 9

Por otra parte, los programas de la FSU 975 se pueden organizar en función de cinco procesos de fusionado: fusionado normal, alineamiento de los núcleos, modo alineamiento de campo, modo atenuador, y por último el modo de afilado de fibras.

Figura 5.13: Fotografía de laboratorio de la fusionadora de fibra FSU 975 de Ericsson.


5. 10

Figura 5.14: Descripción de la fusionadora de fibra FSU 975 de Ericsson.

DIODO DE BOMBEO El diodo de bombeo empleado en los experimentos del laboratorio es el modelo FPL4916 de Agilent. Se trata de un diodo de bombeo a 980 nm, que ofrece hasta 200 mW de potencia de salida. Presenta una fibra de salida de 900 µm sin conector, y en el caso de los montajes efectuados en el laboratorio, se ha conectado a una placa para la adecuada alimentación de los pines.

Figura 5.15: Fotografía de laboratorio del diodo FPL4916 de Agilent.


5. 11

Figura 5.16: Montura y placa para la alimentación de los pines del diodo de bombeo FPL4916 de Agilent.

Figura 5.17: Esquema de los pines del diodo de bombeo FPL4916 de Agilent: pin nº 3 es el ánodo del fotodiodo; pin nº 4 es el cátodo del fotodiodo; pin nº 11 es el cátodo del diodo láser; pin nº 12

es el ánodo del diodo láser.


5. 12

LÁSER DE RETROALIMENTACIÓN DISTRIBUIDA (DISTRIBUTED FEEDBACK LASER, DFB LASER) En el diseño y la caracterización del amplificador de fibra dopada con erbio (véase apartado 6.1.2) es necesario utilizar una fuente láser como señal de entrada al amplificador. Para ello se ha empleado un módulo láser de retroalimentación distribuida de Photonetics OSICS. Los láseres de retroalimentación distribuida (distributed feedback laser, DFB) se caracterizan porque presentan una red de difracción que se distribuye a lo largo de todo el medio activo. La longitud de onda de la red determina la longitud de onda emitida por el láser, en una línea muy fina del espectro.

Figura 5.18: Esquema simplificado de un láser de retroalimentación distribuida.

En el laboratorio se dispone de cuatro módulos láser DFB de Photonetics OSICS de altas prestaciones funcionando en las siguientes longitudes de onda: 1548.915 nm, 1549.315 nm, 1549.715nm y 1550.517 nm. Estos módulos láser están montados en un chasis de 8 slots de Photonetics OSICS como el que se muestra en la figura siguiente:

Figura 5.19: Fotografía del chasis de 8 slots de Photonetics OSICS.


5. 13

Figura 5.20: Fotografía de un módulo láser DFB de Photonetics OSICS

CAPÍTULO 6:

DESARROLLO

EXPERIMENTAL

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTEO ÓPTICO CAPÍTULO 6: DESARROLLO EXPERIMENTAL

6. 1

6. DESARROLLO EXPERIMENTAL

6.1 LÁSER PULSADO DE FIBRA OPTICA EN RÉGIMEN MODE-LOCKED

6.1.1 CARACTERIZACIÓN DEL DIODO DE BOMBEO UTILIZADO

La caracterización del diodo de bombeo utilizado en los montajes de laboratorio es un

paso previo necesario para conocer la potencia que se va a poder obtener con este

diodo y la linealidad de su respuesta. La caracterización consiste en incrementar la

corriente de alimentación del diodo progresivamente desde un mínimo de 0 mA hasta

un máximo de 500 mA y medir la potencia óptica emitida en mW y en dBm con un

medidor de potencia. Se obtiene la siguiente respuesta:

Figura 6.1: Medida experimental de la potencia emitida por el diodo de bombeo en función de

la corriente de alimentación.

Como puede observarse en la figura 6.1, se tiene una potencia óptica máxima de salida

de unos 250 mW para una corriente de alimentación de 500 mA y su respuesta es

lineal.


6. 2

Figura 6.2: Fotografía del diodo de bombeo empleado en los montajes experimentales del

proyecto.

6.1.2 DISEÑO Y CARACTERIZACIÓN DE UN AMPLIFICADOR DE FIBRA DOPADA CON ERBIO

El siguiente paso del proyecto consiste en el diseño de un amplificador de fibra dopada

con erbio (erbium doped fiber amplifier, EDFA) de longitud óptima utilizando el diodo

de bombeo caracterizado previamente. Se utiliza un bombeo de tipo unidirectional

backward pumping (véase figura 6.3), y la salida del amplificador se caracteriza con el

analizador de espectros ópticos (Optical Spectrum Analyzer, OSA) AQ6317B de Ando y

el medidor de potencia óptica FPM-302 de EXFO.

Figura 6.3: Esquema del EDFA montado en el laboratorio (WDM: Wavelength Division

Multiplexer, multiplexor de longitud de onda, CW: láser DFB a 1550 nm, Pump: diodo de

bombeo de 980 nm).

El diseño óptimo del amplificador ha consistido en realizar diferentes pruebas

modificando en cada una de ellas la longitud de la fibra dopada con erbio DHB 1500

empleada en el montaje. Así, para distintas longitudes de fibra, se ha medido la


6. 3

potencia óptica de salida de la señal de 1550 nm amplificada, para corrientes de

bombeo desde los 0 a los 500 mA, y para distintas potencias de señal (láser DFB,

distributed feedback laser). Es decir, se ha caracterizado el amplificador para distintas

longitudes de la fibra dopada con erbio (medio activo) obteniéndose los resultados

que se muestran a continuación.

Figura 6.4: Trozo de fibra activa DHB 1500 utilizada en el montaje del Amplificador

de Fibra Dopada con Erbio (EDFA, Erbium Doped Fiber Amplifier).

CARACTERIZACIÓN PARA FIBRA DOPADA CON ERBIO DHB 1500 DE 1 METRO

Figura 6.5: Caracterización experimental del EDFA con un metro de fibra activa DHB 1500

para diferentes valores de la potencia de señal de entrada.


6. 4

CARACTERIZACIÓN PARA FIBRA DOPADA CON ERBIO DHB 1500 DE 2 METROS

Figura 6.6: Caracterización experimental del EDFA con dos metros de fibra activa DHB 1500



Figura 6.7: Caracterización experimental del EDFA con tres metros de fibra activa DHB 1500



6. 5


Figura 6.8: Caracterización experimental del EDFA con cuatro metros de fibra activa DHB 1500


A continuación, para cada una de las potencias de señal y cada una de las longitudes

de fibra se han tomado medidas con el analizador de espectros ópticos para una

corriente de bombeo máxima (500 mA). Estas gráficas de salida del amplificador se

han comparado con las entradas correspondientes. Obteniendo por ejemplo, para la

menor potencia de señal (-5 dBm) las siguientes gráficas:


6. 6

L = 1 METRO

Figura 6.9: Comparación entre la potencia de señal de entrada (-5 dBm) al EDFA con un metro

de fibra activa, y la potencia de salida para una corriente de bombeo máxima.

L = 2 METROS

Figura 6.10: Comparación entre la potencia de señal de entrada (-5 dBm) al EDFA con dos

metros de fibra activa, y la potencia de salida para una corriente de bombeo máxima.


6. 7

L = 3 METROS

Figura 6.11: Comparación entre la potencia de señal de entrada (-5 dBm) al EDFA con tres

metros de fibra activa, y la potencia de salida para una corriente de bombeo máxima.

L = 4 METROS

Figura 6.12: Comparación entre la potencia óptica de señal de entrada (-5 dBm) al EDFA con

cuatro metros de fibra activa, y la potencia de salida para una corriente de bombeo máxima.


6. 8

La finalidad de estas últimas medidas es calcular la potencia máxima que se tiene en

cada uno de los casos para una longitud de onda aproximada de 1549 nm. De esta

forma, conociendo las potencias máximas de entrada y salida para cada una de las

medidas, podemos obtener la ganancia para la longitud de onda central del láser.

Mediante una gráfica de la ganancia en función de la longitud de la fibra para cada una

de las potencias de señal, obtenemos una aproximación más visual al problema

planteado:

Figura 6.13: Gráfica de la ganancia máxima a 1549 nm para cada una de las longitudes

de fibra activa estudiadas en el EDFA.

Se observa que para una longitud de la fibra de 3 metros obtenemos la mayor

ganancia para todas las potencias de señal evaluadas. Para esta longitud existe

claramente un máximo a partir del cual aunque añadamos más metros de fibra dopada

no conseguiremos amplificar más, ya que empieza a ser más significativa la absorción

en la fibra. Otro de los aspectos que interesa verificar es si se mantiene la forma del

espectro del láser DFB al pasar por el EDFA. Respecto a este último punto, ha quedado

demostrado experimentalmente que de hecho es así para todas las potencias de señal

y corriente de bombeo que se han utilizado en la prueba.


6. 9

6.1.3 CARACTERIZACIÓN DE FUENTE PULSADA COMERCIAL

La fuente pulsada comercial que se ha caracterizado es una Calmar FPL-M3CFF. Se trata de un láser de fibra dopada con erbio con una estructura lineal de emisión pulsada basada en la modulación pasiva generada por un espejo absorbente saturable de semiconductor. La estructura de esta fuente láser es la siguiente:

Figura 6.14: Esquema de la fuente FPL-M3CFF de Calmar.

El medio de ganancia del láser es la fibra dopada con erbio bombeada por un diodo láser de 980 nm. La corriente de bombeo determina la potencia de salida del láser pulsado. Además, la corriente de bombeo tiene una importante influencia en la iniciación de la operación de mode-locking, así como en el número de pulsos en la cavidad y el ancho temporal del pulso de salida (véase referencia [32]). El absorbente saturable de semiconductor es el que proporciona el mecanismo de conformación de pulsos de esta fuente láser. Es decir, el absorbente saturable estrechará los pulsos de la cavidad hasta conseguir pulsos ultracortos del orden de 0.1 ps. Como ya sabemos, el estado estable que alcanza el láser es el estado de mode-locked, y generalmente a mayor corriente de bombeo, es más sencillo iniciar este estado. El compensador de dispersión que aparece en el esquema anterior actúa tanto para compensar la dispersión negativa de primer orden típica de una fibra óptica en tercera ventana, como para funcionar como espejo. Los pulsos generados tienen una frecuencia de repetición fundamental (FSR, free spectral range) de 50 MHz, una potencia de pico de 10 kW, y un jitter inferior a 100 fs. Además, el láser proporciona una potencia óptica media de salida de unos 50 mW y el espectro óptico tiene un ancho típico superior a 20 nm centrado en 1560 nm.


6. 10

Los pines que presenta el dispositivo nos permiten controlar tanto la corriente de bombeo del láser como la corriente de bombeo del EDFA interno cuando este está activo. El interés en caracterizar la fuente pulsada de Calmar Optcom se debe básicamente a

que vamos a poder obtener una aproximación en términos de espectro óptico de

aquello que estamos diseñando en el proyecto, es decir, de una fuente láser de pulsos

ultracortos en régimen mode-locked. Por lo tanto, nos va a servir para comparar con el

espectro que obtengamos de nuestro láser pulsado en apartados posteriores del

proyecto.

El primer paso dado ha consistido en identificar las potencias de salida de la fuente

pulsada mínima y máxima, variando para ello la tensión aplicada en la fuente entre los

valores mínimo (1.62 V) y máximo (2.5 V). Las potencias de salida de la fuente pulsada

para estos valores son de -11.62 dBm y -4.25 dBm respectivamente. Para obtener

medidas de espectro óptico hemos tomado también un valor intermedio de -5.02

dBm, que se corresponde con una tensión en el láser de 2.31 V.

Además, se ha variado la tensión de alimentación del EDFA interno de la fuente

pulsada para conseguir en cada uno de los casos una ganancia aproximada de 10 dB.

Las tensiones necesarias para conseguir dicha ganancia son respectivamente 0.15 V,

0.24 V y 0.28 V, para cada una de las potencias de salida mínima, intermedia y máxima.


6. 11

POTENCIA EN LA FUENTE PULSADA DE -11.62 dBm

Figura 6.15: Potencias ópticas de salida de la fuente Calmar FPL-M3CFF para una tensión

aplicada de 1.62 V y una tensión en el EDFA interno de la fuente de 0V y 0.15V

respectivamente. Se consigue una ganancia de 10 dB.



aplicada de 2.31 V y una tensión en el EDFA interno de la fuente de 0V y 0.24V

respectivamente. Se consigue una ganancia de 10 dB.


6. 12



aplicada de 2.5 V y una tensión en el EDFA interno de la fuente de 0V y 0.28V respectivamente.

Se consigue una ganancia de 10 dB.

El siguiente paso ha consistido en tomar medidas que permitan observar cómo cambia

el espectro de la fuente pulsada incrementando progresivamente la tensión de

alimentación en el EDFA interno. Para cada una de las potencias mínima, intermedia y

máxima hemos obtenido estas gráficas que nos dan información acerca del

comportamiento de una fuente pulsada y que nos va a servir con posterioridad para

comparar con nuestra fuente.


6. 13

TENSIÓN EN LA FUENTE LÁSER DE 1.62 V

Figura 6.18: Potencias ópticas de salida de la fuente Calmar FPL-M3CFF para distintas tensiones

aplicadas en el EDFA interno de la fuente variando de 0 V hasta 2.5 V.





6. 14




Observando las figuras anteriores se puede concluir que para todas las tensiones

aplicadas a la fuente pulsada mínima, intermedia y máxima, a medida que

incrementamos la tensión en el EDFA interno de la fuente láser, es decir, a medida que

vamos amplificando, el espectro de salida se ensancha, partiendo de un ancho de línea

a -3 dB de unos 10 nm.


6. 15

6.1.4 CARACTERIZACIÓN DEL EDFA DISEÑADO UTILIZANDO LA FUENTE

PULSADA COMERCIAL

En este apartado del proyecto se ha conectado la fuente pulsada de Calmar FPL-M3CFF como señal de entrada del EDFA diseñado en el apartado 6.1.2.

Figura 6.21: Esquema del montaje de laboratorio empleado para caracterizar el EDFA utilizando como señal óptica de entrada la salida de la fuente pulsada de Calmar FPL-M3CFF (WDM:

multiplexor de longitud de onda, Fuente MLL: fuente pulsada Calmar FPL-M2CFF).

Los objetivos de esta fase del proyecto son comprobar cómo amplifica los pulsos de la fuente MLL (mode-locked laser) el EDFA diseñado, cómo se modifica el espectro óptico de salida a medida que incrementamos la corriente de bombeo en el EDFA, comparar este espectro con el que obteníamos directamente de la salida de la fuente pulsada y observar las posibles degradaciones o ruido ASE que aparecerán. Resumiendo, lo que se pretende comprobar es si el EDFA diseñado en las fases iniciales del proyecto se comporta de forma adecuada para amplificar los pulsos ultracortos de una fuente MLL sin introducir degradaciones ni ensanchar los pulsos.

Variando las corrientes de bombeo en el EDFA de 0 a 500 mA, se obtienen los siguientes espectros ópticos:


6. 16

POTENCIA EN LA FUENTE MLL MÍNIMA (-11.62 dBm)

Figura 6.22: Potencias ópticas de salida del EDFA para diferentes corrientes de bombeo aplicadas, variando de 0 mA a 500 mA. La potencia de la señal óptica de entrada proporcionada por la fuente

MLL es la mínima posible.


6. 17

POTENCIA EN LA FUENTE MLL MEDIA (-5.02 dBm)


MLL es de -5.02 dBm.


6. 18

POTENCIA EN LA FUENTE MLL MÁXIMA (-4.25 dBm)


MLL es la máxima posible.


6. 19

De las figuras anteriores se desprende que la forma del espectro se mantiene respecto de los resultados obtenidos en el apartado 6.1.3. Sin embargo, se puede observar que el EDFA introduce ruido ASE a 1535 nm.

Por otra parte, el ancho de línea a -3 dB para el espectro de salida de la fuente MLL en el caso de máxima potencia óptica de salida y máxima amplificación es de unos 19.63 nm, mientras que el ancho de línea a -3 dB del espectro de salida del EDFA diseñado en el apartado 6.1.2 es de 17.63 nm también para máxima potencia óptica de salida y máxima amplificación. Por lo tanto, el ancho espectral disminuye, con lo que los pulsos temporales serán en principio más anchos que los proporcionados por la fuente comercial. En la fase siguiente del proyecto se comprobará si a pesar de ello se obtienen pulsos por debajo del límite de 0.5 picosegundos especificados como objetivo del proyecto.

6.1.5 DESARROLLO DE UN LÁSER MODE-LOCKED PASIVO DE FIBRA ÓPTICA CON ABSORBENTE SATURABLE DE SEMICONDUCTOR

Llegados a este punto nos centramos en la fase más importante del proyecto. El objetivo principal es obtener un láser pulsado que genere y amplifique pulsos que podamos medir a la salida con un autocorrelador y tengan una anchura temporal del orden de 0.5 picosegundos. Para ello nos centramos en el diseño de un láser mode-locked pasivo que incluye un absorbente saturable de semiconductor actuando en transmisión como mecanismo de conformación de pulsos.

Figura 6.25: Fotografía del montaje de laboratorio. Se trata de un láser mode-locked pasivo con absorbente saturable de semiconductor actuando en transmisión.


6. 20

Figura 6.26: Esquema del montaje de laboratorio. Se trata de un láser mode-locked pasivo en estructura de anillo en el que el mecanismo de conformación de pulsos se fundamenta en un absorbente saturable de semiconductor actuando en transmisión (WDM: multiplexor de longitud de onda, P.C: controlador de

polarización, SESAM: absorbente saturable de semiconductor).

Las propiedades de absorción del SESAM son dependientes de la polarización, por lo que es necesario controlar el estado de polarización de la luz en el interior de la cavidad del láser utilizando un controlador de polarización (PC). La salida del láser es recibida con un fotodetector rápido (frecuencia de corte de 50 GHz). La correspondiente señal eléctrica se ha estudiado mediante un analizador de espectros eléctricos (véanse figuras 6.27-6.28). Se obtiene el espectro típico de una fuente pulsada, con una frecuencia de repetición fundamental (FSR) de 26.55 MHz, que corresponde a una cavidad de 7.8 metros:

( ) (

)

( )

( ) ( ) ( )


6. 21

SALIDA DEL LÁSER / Ibombeo = 72 mA / SPAN = 1 GHz

Figura 6.27: Espectro eléctrico de la señal fotodetectada de salida del láser mode-locked pasivo correspondiente a una corriente de bombeo de 72 mA y un span de 1 GHz.

SALIDA DEL LÁSER / Ibombeo = 72 mA / SPAN = 1.5 GHz

Figura 6.28: Espectro eléctrico de la señal fotodetectada de salida del láser mode-locked pasivo correspondiente a una corriente de bombeo de 72 mA y un span de 1.5 GHz. Se ha marcado con un

puntero el FSR especificada para el láser en el proyecto (1.3 GHz).

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

Center 500 MHz Span 1 GHz100 MHz/

* RBW 10 kHz

VBW 30 kHz

SWT 10 s

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-90.91 dBm

26.558818241 MHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 11:45:25

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

150 MHz/Start 0 Hz Stop 1.5 GHz

*

UNCAL

RBW 100 kHz

VBW 300 kHz

SWT 85 ms*

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-48.78 dBm

1.302101202 GHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 13:09:41


6. 22

PRIMER MODO / Fcentral = 26.55 MHz / Ibombeo = 72 mA / SPAN = 300 KHz

Figura 6.29: Primer modo de la señal fotodetectada del láser mode-locked pasivo observado en el analizador de espectros eléctricos con un span de 300 kHz.

SALIDA DEL LÁSER / Fcentral = 1.301 GHz / Ibombeo = 72 mA / SPAN = 50 KHz

Figura 6.30: Modo correspondiente a una frecuencia de 1.3 GHz, FSR especificada en los objetivos del proyecto. La gráfica se ha obtenido con un span de 50 kHz en el analizador de espectros eléctricos.

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

Center 26.55881824 MHz Span 300 kHz30 kHz/

* RBW 10 kHz

VBW 30 kHz

SWT 15 ms

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-33.37 dBm

26.558818241 MHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 11:43:55

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

5 kHz/Center 1.301365385 GHz Span 50 kHz

* RBW 2 kHz

VBW 5 kHz

SWT 85 ms*

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-47.71 dBm

1.301365385 GHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 13:13:31


6. 23

Por último se ha utilizado el autocorrelador para medir la anchura temporal de la autocorrelación de los pulsos, obteniéndose un valor 0.93 ps (Autocorrelador PulseCheck-15 de Ape). Por lo tanto, de acuerdo con la relación que existe entre el

ancho de la correlación y el ancho de un pulso gaussiano (

√ , donde es el

ancho del pulso y es el ancho de la correlación) la anchura temporal de los pulsos tendrá un valor de:

√ s (6.2)

Figura 6.31: Medida de autocorrelación de la señal del láser mode-locked pasivo.


6. 24

6.2 CONVERSIÓN DE FRECUENCIA

Hasta este punto del proyecto se ha conseguido obtener un láser pulsado estable mediante la técnica de mode-locking pasivo en el que se incluye un absorbente saturable dentro de la cavidad como elemento de conformación de pulsos.

Se ha conseguido una frecuencia de repetición fundamental de la cavidad de 26.55 MHz. Sin embargo las especificaciones del proyecto exigen un FSR de 1.3 GHz. Por este motivo es necesario incrementar esta frecuencia fundamental, por lo que se deben introducir mecanismos de conversión de frecuencia.

A lo largo de las fases del proyecto se han propuesto e implementado los siguientes métodos de conversión de frecuencia: introducción de una línea de retardo óptica en la cavidad, supresión de modos por Efecto Vernier, efecto de filtrado acoplando anillos de fibra de distintas longitudes a la cavidad principal, y por último se ha utilizado la técnica de rotación no lineal de la polarización. Estos mecanismos de conversión de frecuencia se presentan en los siguientes apartados del desarrollo experimental del proyecto.

6.2.1 INTRODUCCIÓN DE UNA LÍNEA DE RETARDO ÓPTICA EN LA CAVIDAD

Una línea de retardo óptica (Optical Delay Line en inglés, ODL) es un elemento óptico que permite desfasar la señal óptica que pasa por la fibra, modificando el tiempo de propagación en la cavidad (RTT, round trip time) y por tanto también la frecuencia de repetición fundamental. El ODL utilizado, de General Photonics, es sintonizable manualmente y permite una variación del camino óptico de unos 18 cm (600 ps).

Figura 6.32: Esquema del montaje de laboratorio. Se ha incluido el ODL dentro de la cavidad láser (WDM: multiplexor de longitud de onda, P.C: controlador de polarización,

SESAM: absorbente saturable de semiconductor, ODL: línea de retardo óptica).


6. 25

La finalidad de este experimento es ajustar la cavidad a un FSR que presente un múltiplo correspondiente a 1.3 GHz, de esta forma se podrá seleccionar una emisión a 1.3 GHz.

Al introducir el ODL en la cavidad, tenemos una longitud total de 10.56 metros y una frecuencia fundamental de 19.61 MHz. Pero lo que se quiere calcular no es cuánto varía con el ODL la frecuencia del primer modo de la cavidad, sino cuánto varía la frecuencia del último modo. Un incremento en el FSR del primer modo de se traduce en un incremento de en el último modo, siendo el número de modos entre el primero y el último. En este caso el último modo será el que más se aproxime a 1.3 GHz, que es la frecuencia fundamental de la cavidad especificada en el proyecto.

Este último modo tiene una frecuencia central de 1.3021 GHz con el ODL al mínimo de su longitud, mientras que esta frecuencia disminuye hasta unos 1.2945 GHz con el ODL al máximo. Esto supone una variación de 7.52 MHz. Ahora ya es posible saber de forma cuantitativa cuánto se va a poder ajustar la frecuencia del último modo para que se aproxime lo más posible a 1.3 GHz.

Figura 6.33: Fotografía del montaje de laboratorio en el que se ha incluido el ODL en la cavidad láser.


6. 26

Figura 6.34: Optical Delay Line de General Photonics utilizado en los montajes de laboratorio.

ODL AL MINIMO / SALIDA LASER / Ibombeo = 142 mA / SPAN = 1.5 GHz

Figura 6.35: Espectro eléctrico de la señal fotodetectada de salida del láser mode-locked pasivo con el ODL al mínimo de su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del

analizador de espectros eléctricos es de 1.5 GHz.

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

Center 750 MHz Span 1.5 GHz150 MHz/

* RBW 20 kHz

VBW 50 kHz

SWT 3.8 s

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-51.00 dBm

1.295673077 GHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:13:02


6. 27

ODL AL MINIMO / SALIDA LASER / PRIMER MODO / Ibombeo = 142 mA / SPAN = 50 KHz

Figura 6.36: Primer modo del espectro eléctrico del láser mode-locked pasivo con el ODL al mínimo de

su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del analizador de espectros

eléctricos es de 50 KHz.

ODL AL MINIMO / SALIDA LASER / ULTIMO MODO / Ibombeo = 142 mA / SPAN = 50 KHz

Figura 6.37: Modo de 1.3 GHz del espectro eléctrico del láser mode-locked pasivo con el ODL al mínimo de su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del analizador de espectros

eléctricos es de 50 kHz.

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

Center 19.61478689 MHz Span 50 kHz5 kHz/

* RBW 1 kHz

VBW 3 kHz

SWT 50 ms

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-32.56 dBm

19.614786894 MHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:07:00

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

Center 1.294573157 GHz Span 50 kHz5 kHz/

* RBW 1 kHz

VBW 3 kHz

SWT 50 ms

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-51.04 dBm

1.294573157 GHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:19:57


6. 28

ODL AL MAXIMO / SALIDA LASER / Ibombeo = 142 mA / SPAN = 1.5 GHz

Figura 6.38: Salida del láser mode-locked pasivo con el ODL al máximo de su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del analizador de espectros eléctricos es de 1.5 GHz.

ODL AL MAXIMO / SALIDA LASER / PRIMER MODO / Ibombeo = 142 mA / SPAN = 50 KHz

Figura 6.39: Primer modo del láser mode-locked pasivo con el ODL al máximo de su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del analizador de espectros eléctricos es de

50 KHz.

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB

150 MHz/Center 897.2865786 MHz Span 1.5 GHz

* RBW 50 kHz

VBW 200 kHz

SWT 600 ms

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-51.63 dBm

796.175721231 MHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:25:50

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

5 kHz/Center 19.43443047 MHz Span 50 kHz

*

*

RBW 1 kHz

VBW 3 kHz

SWT 50 ms*

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-33.01 dBm

19.434430473 MHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:32:46


6. 29

ODL AL MAXIMO / SALIDA LASER / ULTIMO MODO / Ibombeo = 142 mA / SPAN =50 KHz

Figura 6.40: Modo de 1.3 GHz del espectro eléctrico del láser mode-locked pasivo con el ODL al máximo de su longitud. La corriente de bombeo aplicada es de 142 mA y el span del analizador de

espectros eléctricos es de 50 KHz.

Como se puede observar en la figura anterior, la frecuencia correspondiente al último modo de la cavidad láser es de 1.3021 GHz, mientras que en la figura 6.37 se puede observar que la frecuencia central del último modo con la línea de retardo óptica al mínimo de su longitud era de 1.2945 GHz. El ODL permite una sintonización de 7.52 MHz en el último modo de la cavidad láser, y por lo tanto, servirá para seleccionar la emisión que más se aproxime a los 1.3 GHz estipulados en las especificaciones del proyecto. En los sucesivos apartados del proyecto se estudiará cómo filtrar los modos intermedios de la cavidad para obtener únicamente una emisión de 1.3 GHz.

6.2.2 EFECTO VERNIER

6.2.2.1 INTRODUCCIÓN El efecto Vernier en múltiples anillos de fibra (multiple-ring resonator, MRR) es un método que permite incrementar el FSR de la cavidad láser añadiendo otro anillo de fibra, sin necesidad de reducir las dimensiones del anillo principal. El MRR ofrece la posibilidad de expandir el FSR de la cavidad láser al mínimo común múltiplo de las FSR individuales de los anillos resonantes. Esto se consigue escogiendo longitudes diferentes en los anillos del MRR, consiguiendo lo que se llama efecto Vernier (véase referencia [14]).

Ref 0 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

5 kHz/Center 1.302101202 GHz Span 50 kHz

* RBW 1 kHz

VBW 3 kHz

SWT 85 ms*

SGL

-140

-120

-100

-80

-60

-40

-20

0

1

Marker 1 [T1 ]

-50.43 dBm

1.302101202 GHz

BBS

Date: 14.DEC.2009 12:44:54


6. 30

En el caso que nos ocupa, el anillo resonante doble (double-ring resonator, DRR), el FSR total de la cavidad láser viene dada por:

( ) Donde N y M son números naturales primos relativos (primos entre sí, su máximo común divisor es 1) y M es mayor que N. La arquitectura de un anillo resonante doble (DRR) se muestra en la figura siguiente:

Figura 6.41: Arquitectura de un filtro DRR Vernier: (a) Diseño de los anillos de fibra; (b) Transformada Z del diagrama [14]

Llamamos ( ) al nodo de entrada y ( ) al nodo de salida. Por tanto, la función de transferencia es:

( )

( ) ( )

Como se puede observar en la figura 6.41 (b), para la función de transferencia se tienen tres bucles de ganancia que se expresan de la siguiente forma:

( )

( )


6. 31

( )

( )(

) (

) ( )(

)

( ) ( )

Donde

, con i = 1,2 son las pérdidas de los anillos uno y dos

respectivamente. Además, se tiene que considerar el producto de las transmitancias de los bucles uno y dos, que viene dado por:

( ) ( )

Por otra parte, la regla de Mason para circuitos ópticos, establece que la función de transferencia desde un nodo ( ) hasta otro nodo ( ) viene dada por:

∑

( )

donde es la ganancia del i-ésimo camino óptico desde el puerto de entrada al puerto de salida, y es el número total de caminos. El símbolo , representa el determinante del diagrama de flujo del circuito óptico, y viene dado por:

∑

∑ ∑

( )

donde es la ganancia del i-ésimo bucle. Particularizando para el caso del DRR, existe un único camino óptico desde el puerto 1 al puerto 12 para el puerto de salida, cuya ganancia es:

( )( )

( )(

) ( ) (

( )) ( )

Y el determinante para este camino óptico es:

( )

Mientras que, de la ecuación (determinante) y usando la relación

, el determinante del diagrama de flujo del circuito óptico viene dado por:

( )

( ) ( )

Y por último, sustituyendo las ecuaciones (6.12) y (6.13) en la ecuación (6.9), se obtiene la siguiente función de transferencia para el filtro DRR Vernier:


6. 32

( ) ( ( ))

( )

( )

Figura 6.42: Efecto Vernier en un resonador doble

Un resonador Vernier compuesto por dos anillos de distintas longitudes de fibra y FSR, se comportará como una cavidad láser a la frecuencia dada por el mínimo común múltiplo de las FSR de los anillos individuales. Como se puede ver en la figura anterior todas las frecuencias intermedias se filtrarán sintonizándose únicamente la frecuencia correspondiente al mínimo común múltiplo de las FSR de los anillos.

6.2.2.2 CARACTERIZACIÓN DE LA ESTRUCTURA DE ANILLOS

SEGUNDO ANILLO DE FIBRA DE DIMENSIÓN SIMILAR AL PRINCIPAL

Como se ha explicado en el apartado 6.2.2.1 del proyecto, para filtrar los modos

intermedios de la cavidad, y obtener una frecuencia del orden de 1.3 GHz, hay que

conseguir frecuencias múltiplo en uno y otro anillo para filtrar los modos intermedios.

Nuestro objetivo es conseguir un SMSR (Side Mode Supression Ratio) alto, y por tanto

una buena fineza espectral. El efecto Vernier determina que el FSR total va a ser el

mínimo común múltiplo de las FSR de cada uno de los dos anillos.

Aunque existen infinitas posibilidades para obtener un FSR determinada, en este caso

de 1.3 GHz, eliminamos un grado de libertad dado que, en un principio, la longitud del

primer anillo no la vamos a modificar. Partimos de una longitud de unos 7.8 metros en

el primer anillo (anillo principal o activo de la cavidad láser) y el ODL lo pondremos en

el segundo anillo (anillo secundario).

La primera opción que se ha considerado, es que el segundo anillo sea de una longitud

similar al primero, y variando el ODL esperamos obtener un FSR próxima a la

especificada. Es decir, la sintonización con el ODL nos permitirá seleccionar la emisión

que más se acerque a la frecuencia de 1.3 GHz, filtrando los modos intermedios de la

cavidad, como se puede observar en la figura 6.42.


6. 33

Figura 6.43: Esquema de un láser mode-locked pasivo en anillo con un segundo anillo acoplado para generación de efecto Vernier de dimensión similar al principal. Entra el 50% de potencia en el segundo

anillo (WDM: multiplexor de longitud de onda, P.C: controlador de polarización, SESAM: absorbente saturable de semiconductor, ODL: línea de retardo óptica).

Observando la salida del segundo anillo en un analizador de espectros eléctricos

vemos que conseguimos nulos próximos a 1 GHz, pero sin embargo se obtiene una

pobre fineza espectral, con gran número de armónicos espurios:

Figura 6.44: Espectro eléctrico de la señal fotodetectada a la salida del láser con estructura de anillo

doble para generación de efecto Vernier. Se obtienen nulos en múltiplos de 1 GHz.

* Att 0 dB

A

*1 PK

CLRWR

Ref -30 dBm

1 GHz/Start 0 Hz Stop 10 GHz

* RBW 30 kHz

VBW 100 kHz

SWT 11.5 s

SGL

-130

-120

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

2

Marker 2 [T1 ]

-95.84 dBm

9.500000000 GHz

BBS

Date: 11.JAN.2010 14:40:38


6. 34

SEGUNDO ANILLO DE FIBRA CORTO

El siguiente paso ha sido probar otra de las opciones posibles para obtener un FSR muy

grande, es decir, hacer el segundo anillo muy corto manteniendo la longitud del

primero. Dado que el ODL presenta fibras de entrada y salida con longitudes del orden

de 1 metro, es necesario incluirlo en el anillo activo de la cavidad láser ya que

queremos que la longitud del segundo anillo sea muy corta.

En este caso, el FSR del primer anillo va a ser mucho menor que la del segundo y

submúltiplo de esta. Lo que se pretende conseguir es que todos los modos intermedios

se anulen, ya que para esas frecuencias el anillo secundario no resuena. Dado que el

FSR del anillo activo es submúltiplo del FSR del anillo secundario, existirá un modo que

sea común para ambos anillos. Este modo nos dará el FSR total.

Figura 6.45: Esquema de un láser mode-locked pasivo en anillo con un segundo anillo acoplado para generación de Vernier de dimensiones muy inferiores a la cavidad principal. Entra el 50% de

potencia al segundo anillo (WDM: multiplexor de longitud de onda, P.C: controlador de polarización, SESAM: absorbente saturable de semiconductor, ODL: línea de retardo óptica).

Con este diseño se consigue un FSR total de 200 MHz y un SMSR (Side Mode

Supression Ratio) de unos 10 dB:


6. 35

Figura 6.46: Salida del láser mode-locked pasivo en anillo con un anillo acoplado por efecto Vernier de

dimensiones muy inferiores a la cavidad principal. Entra el 50% de potencia al segundo anillo.

Figura 6.47: Fotografía del montaje de laboratorio de un láser pasivo mode-locked con una cavidad acoplada por efecto Vernier de dimensiones muy inferiores a la principal.

Ref -20 dBm

1 AP

CLRWR

A

Att 5 dB *

Center 1 GHz Span 2 GHz200 MHz/

* RBW 300 kHz

VBW 1 MHz

SWT 100 ms*

SGL

-120

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

BBS

Date: 15.JAN.2010 13:04:02


6. 36

Para incrementar el SMSR y fineza espectral, planteamos la posibilidad de cambiar el

acoplador de entrada al segundo anillo y sustituirlo por un 90:10.

Figura 6.48: Esquema de un láser mode-locked pasivo en anillo con una cavidad secundaria de dimensiones muy inferiores a la principal acoplada mediante una acoplador 90:10. Entra el 90% de

potencia al segundo anillo.

Lo que se pretende es que el segundo anillo tenga más potencia y por tanto sus

modos, que son los que nos van a dar la mayor FSR (la que nos interesa), tengan más

energía que los del primer anillo, que al fin y al cabo son modos que queremos anular.


6. 37

Figura 6.49: Salida del láser mode-locked pasivo en anillo acoplado a una cavidad secundaria de dimensiones muy inferiores a la principal mediante un acoplador 90:10, observada en el analizador

de espectros eléctricos. Entra el 90% de potencia en el segundo anillo.

Sin embargo, lo que está sucediendo es que no obtenemos una salida estable, además

la potencia de salida es muy inferior a la del caso anterior y el SMSR es menor. Los

modos correspondientes al FSR total presentan menos potencia y no es posible

alcanzar el régimen mode-locked.

Esto es una consecuencia del hecho de que no se está alcanzando el régimen mode-

locked en el anillo principal de la cavidad láser porque no se está inyectando suficiente

potencia. Dada la inestabilidad de los modos de la cavidad activa del láser, no se puede

alcanzar un régimen estable para los modos del filtro DDR Vernier.

La situación era más favorable con el acoplador de 50:50. En este caso, estábamos

inyectando mucha más potencia en la cavidad activa del láser, con ello, los modos del

anillo activo alcanzaban fácilmente el régimen mode-locked.

6.2.3 FILTRADO INTRA-CAVIDAD CON ESTRUCTURAS EN PEINE

6.2.3.1 INTRODUCCIÓN

Un resonador de fibra óptica se puede formar sencillamente con un trozo de fibra monomodo y un acoplador direccional para cerrar la fibra en un anillo. Comparando con un filtro Fabry-Perot, el resonador de fibra presenta bastantes ventajas: proporciona gran intensidad de salida, permite que la cavidad sea larga y además proporciona una gran fineza espectral (véase referencia [34]).

Ref -4 dBm

1 AP

CLRWR

A

Att 25 dB *

200 MHz/Start 0 Hz Stop 2 GHz

*

*

UNCAL

RBW 100 kHz

VBW 10 MHz

SWT 100 ms*

SGL

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

-10

1

Marker 1 [T1 ]

-56.87 dBm

1.162435897 GHz

BBS

Date: 21.JAN.2010 13:32:28


6. 38

Si consideramos que 1 es un puerto de entrada al acoplador direccional, 4 es el puerto por donde estamos obteniendo la señal de salida, y 2 y 3 son los puertos que se cerrarán formando el anillo resonante, entonces, la salida de un resonador de fibra en anillo puede expresarse de la siguiente forma:

( )

* (( )

)+

*( ) (( )

)+

( )

( ) ( )

donde es la constante de acoplo, son las pérdidas de inserción del acoplador direccional, es la longitud de la fibra y el coeficiente de atenuación de la fibra.

La fineza del resonador puede obtenerse a partir de la ecuación (6.16) como:

( √ )

( ) ( )

Como se puede observar, la fineza del resonador es altamente dependiente con la constante de acoplo . Para un resonador, las pérdidas de la fibra ( ) son constantes, por tanto, la única forma de obtener un anillo resonador de alta fineza es disminuir las pérdidas de inserción del acoplador direccional ( ), y por tanto, incrementar la constante de acoplo (véase ecuación (6.16)).

6.2.3.2 CARACTERIZACIÓN DE LAS ESTRUCTURAS DE FILTRADO INTRA-

CAVIDAD

En este apartado del proyecto se va emplear un filtro corto en anillo con unas dimensiones de 22.47 cm, para demostrar que esta estructura resonante incluida dentro de la cavidad activa del láser actúa como un filtro a la frecuencia dada por el FSR del anillo resonante. Es decir, los modos que tendrán más potencia serán aquellos modos comunes al anillo activo y al secundario, mientras que sobre el resto de modos se observará un efecto de filtrado. Por lo tanto, el anillo resonante obligará a que los modos que resuenen en la cavidad principal sean los modos del filtro, por encima del resto. La fineza del FSR total dependerá del coeficiente de acoplamiento que se vaya a utilizar en el anillo secundario, es decir, de la cantidad de energía que pase de la cavidad principal al filtro.


6. 39

Figura 6.50: Fotografía de laboratorio de un anillo de fibra de 22.47 cm.

Figura 6.51: Fotografía del montaje del láser pasivo en anillo mode-locked con una cavidad de 22.47 cm acoplada a la principal mediante un acoplador 90:10.


6. 40

Empleando un acoplador 90:10 en el anillo resonante, fusionado de forma que el 10% de la energía de la cavidad principal pasa al filtro, se observa una emisión del láser con un FSR de 921.76 MHz:

Figura 6.52: Salida del láser mode-locked pasivo en anillo con una cavidad de 22.47 cm acoplada a la principal mediante un acoplador 90:10. Span de 1.5 GHz.

Figura 6.53: Salida del láser mode-locked pasivo en anillo con una cavidad de 22.47 cm acoplada a la principal mediante un acoplador 90:10. Span de 3 GHz.

Ref 5 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

150 MHz/Center 921.474359 MHz Span 1.5 GHz

* RBW 200 kHz

VBW 500 kHz

SWT 250 ms*

SGL

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

-10

0

1

Marker 1 [T1 ]

-41.12 dBm

921.474358974 MHz

2

Delta 2 [T1 ]

-36.48 dB

-377.628205128 MHz

BBS

Date: 17.FEB.2010 11:35:21

Ref 5 dBm *

1 AP

CLRWR

A

Att 0 dB *

500 MHz/Center 2.5 GHz Span 5 GHz

*

UNCAL

RBW 30 kHz

VBW 100 kHz

SWT 250 ms*

SGL

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

-10

0

1

Marker 1 [T1 ]

-55.13 dBm

1.842948718 GHz

2

Delta 2 [T1 ]

5.55 dB

-1.795775805 GHz

BBS

Date: 17.FEB.2010 11:46:24


6. 41

Como se puede observar en el espectro eléctrico, sí que hemos conseguido

incrementar mucho el FSR. El segundo anillo está actuando como filtro a una

frecuencia central de 921.76 MHz y múltiplos de ésta, pero sin embargo la fineza

espectral aún no es demasiado buena. Aunque hemos probado con el acoplador 90:10,

la fineza que conseguimos es:

√

( )

Con lo que el ancho de línea a -3 dB del espectro de salida del filtro debería ser:

( )

Esto se corresponde con los espectros de salida de la cavidad que tenemos, se tiene

poca fineza espectral y un ancho de línea a -3 dB demasiado grande.

A continuación, se va a explicar un segundo experimento en el que se ha empleado un anillo resonante más corto (20 cm) para caracterizar el filtro en función de las constantes de acoplamiento. Se ha experimentado con distintos acopladores y configuraciones: un acoplador 90:10 en el que entra el 90% de la potencia de la cavidad principal al filtro, el mismo acoplador pero con otra configuración en la que entra el 10% de potencia de la cavidad principal filtro, y lo mismo con una acoplador 99:1. Los resultados obtenidos son los siguientes:

Figura 6.54: Esquema de un láser mode-locked pasivo en anillo con un filtro en anillo acoplado mediante un 90:10 (WDM: multiplexor de longitud de onda, P.C: controlador de polarización, SESAM: absorbente

saturable de semiconductor).


6. 42

Figura 6.55: Salida del láser filtrado. Entra el 90% de potencia al filtro. Span de 2 GHz.

Figura 6.56: Salida del láser filtrado. Entra el 10% de potencia al filtro. Span de 2 GHz

Ref -13 dBm

*1 RM

CLRWR

A

Att 15 dB


*

*

RBW 100 kHz

VBW 10 MHz

SWT 200 ms

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-82.91 dBm

10.000000000 MHz

BBS

Date: 5.MAY.2010 18:35:56

Ref -13 dBm

*1 RM

CLRWR

A

Att 15 dB


*

*

RBW 500 kHz

VBW 10 MHz

SWT 20 ms

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

BBS

Date: 4.MAY.2010 16:12:09


6. 43

Como cabía esperar, cuanta más potencia de la cavidad principal entra al filtro, más

eficaz es el efecto de filtrado. Mientras que con la configuración en la cual, en el filtro

entra menos potencia los resultados en cuanto a filtrado son peores.

Sin embargo, el problema que presenta el filtrado es que tiene un límite de estabilidad,

es decir, al probar con acopladores de mayor constante de acoplo (en este caso un

99:1), se observa que ya hemos superado ese límite para esta cavidad: aunque filtra

más que con el acoplador 90:10, la salida del láser es muy inestable y no se alcanza el

estado de mode-locked por mucho que incrementemos la potencia de bombeo al

máximo. Con la otra configuración para el 99:1, en la cual únicamente el 1% de la

potencia de la cavidad principal entra en el filtro en anillo, no filtra prácticamente

nada. Por tanto, el acoplador óptimo para esta cavidad y filtro es el 90:10.

SINTONIZACIÓN DE EL FSR DE LA CAVIDAD SECUNDARIA UTILIZANDO UN ACTUADOR PIEZOELÉCTRICO

La piezoelectricidad es un fenómeno que presentan determinados cristales que al ser sometidos a tensiones mecánicas adquieren una polarización eléctrica, apareciendo una diferencia de potencial y cargas eléctricas en su superficie. Este fenómeno también se produce a la inversa, es decir, los materiales piezoeléctricos se deforman por la acción de fuerzas internas cuando son sometidos a un campo eléctrico. Proceso que es además, reversible, ya que al dejar de someter los cristales al campo eléctrico aplicado, éstos recuperan su forma. Los materiales piezoeléctricos son cristales naturales o sintéticos que no poseen centro de simetría, se produce en ellos un efecto de compresión que consiste en disociar los centros de gravedad de las cargas positivas y negativas, apareciendo de esta forma dipolos elementales, y por lo tanto, cargas de signo opuesto en las superficies enfrentadas. Los actuadores que se han utilizado en los experimentos de esta sección están fabricados con plomo-zirconato-titanato (PZT), material que presenta uno de los mayores índices de piezoelectricidad que se conocen.


6. 44

Figura 6.57: Elemento piezoeléctrico pegado en un tramo de un anillo de fibra de 22.47 cm.

Figura 6.58: Vista lateral del piezoeléctrico pegado en un tramo de un anillo de fibra de 22.47 cm.


6. 45

Incluimos el material PZT en el segundo anillo del láser, y aplicamos una tensión, por lo que el material cambiará sus dimensiones, tensando la fibra que está pegada en su superficie y provocando con ello un cambio de longitud de la cavidad. El efecto final será la modificación del FSR de la cavidad. La tensión aplicable al PZT varía entre un mínimo de 0 V y un máximo de 100 V. Cuando no aplicamos tensión, el FSR de la cavidad es de 921.76 MHz, es decir, no sufre ninguna variación. Mientras que al aplicar la máxima tensión sobre el PZT, el FSR aumenta hasta llegar a los 921.9 MHz. Es decir, el FSR ha experimentado un incremento de 140 KHz. Sin embargo, las medidas experimentales realizadas con el material PZT incluido en el anillo resonante, no han sido concluyentes. Los espectros eléctricos observados apenas presentaban variación en el FSR, mientras que su efecto sobre la fineza espectral es nulo. Es decir, no se ha observado ninguna mejora derivada del empleo del PZT en este tipo de láser ya que la variación de frecuencia no es suficiente para seleccionar los modos próximos a 1.3 GHz, y por ello no se va a incluir ningún resultado experimental en este apartado.

6.2.4 TÉCNICA DE ROTACIÓN DE POLARIZACIÓN NO LINEAL

En esta etapa del proyecto se han añadido 10 cm de fibra polarizadora (polarizing fiber, PZ fiber) en el interior de la cavidad.

Mediante la técnica de rotación de polarización no lineal (NLPR, non linear polarization rotation) se consigue que cuando la energía almacenada en la cavidad supera la del soliton fundamental, los pulsos a la frecuencia fundamental de la cavidad se rompen en un patrón no estacionario y aleatorio de pulsos.

Sin embargo, las fuerzas repulsivas que aparecen entre los solitones generan una distribución equidistante de los pulsos de la cavidad, haciendo que el láser alcance el estado de mode-locked a una tasa de repetición múltiplo de la frecuencia fundamental de la cavidad. Las fuerzas repulsivas antes mencionadas se atribuyen a las ondas acústicas emitidas por los pulsos de solitones. En cualquier caso, la ruptura de los pulsos de solitones establece el límite de potencia de pico que se puede lograr en este tipo de láseres mode-locked (véase referencia [17]).

Utilizando la técnica de rotación de polarización no lineal se obtienen resultados de conversión de frecuencia muy prometedores, con una emisión láser pulsada a una frecuencia de repetición fundamental muy alta, de aproximadamente 2.1 GHz.


6. 46

Figura 6.59: Salida láser utilizando la técnica de NLPR. Span de 10 GHz.

Figura 6.60: Salida láser técnica NLPR. Modo fundamental (2.1 GHz).

*1 RM

CLRWR

A

Att 15 dB *Ref -13 dBm

1 GHz/Center 5 GHz Span 10 GHz

*

*

RBW 1 MHz

VBW 30 kHz

SWT 470 ms*

SGL

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-77.74 dBm

2.000000000 GHz

BBS

Date: 17.MAY.2010 18:21:26

*1 RM

CLRWR

A


100 kHz/Center 2.131730769 GHz Span 1 MHz

*

*

RBW 1 kHz

VBW 30 kHz

SWT 470 ms*

UNCAL

SGL

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-108.54 dBm

2.131730769 GHz

BBS

Date: 17.MAY.2010 18:31:16


6. 47

Figura 6.61: Salida láser técnica NLPR + filtrado con un 90:10. Span de 5 GHz.

Figura 6.62: Foto del montaje del laboratorio.

Ref -13 dBm

*

*

A

Att 15 dB *

RBW 1 MHz

VBW 30 kHz

SWT 470 ms*

Center 2.5 GHz Span 5 GHz500 MHz/

SGL

*1 RM

VIEW

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-76.67 dBm

5.000000000 GHz

BBS

Date: 21.MAY.2010 11:48:21


6. 48

Como se puede observar en la figura 6.59, mediante la técnica de NLPR se obtiene un FSR superior a 2 GHz y un SNR (del inglés, signal to noise ratio) superior a 20 dB para los cuatro primeros modos. Por otra parte, combinando la técnica de NLPR con la técnica de filtrado con un anillo corto y acoplador 90:10, se obtiene ya el FSR especificada en los objetivos del proyecto, muy próxima a 1GHz. Sin embargo, el nivel de potencia de los modos obtenidos mediante esta técnica combinada es muy inferior a la que se obtiene empleando únicamente la técnica de NLPR. Como se puede observar en la figura 6.61, apenas se alcanza un SNR de 10 dB. También es importante destacar que en ambos casos, tanto en la técnica de NLPR, como en la técnica combinada NLPR y filtrado, los modos observados no son frecuencias puras, sino que presentan un pedestal más o menos acusado. Este pedestal de los modos en frecuencia, se debe a la desviación o desplazamiento de los pulsos en tiempo, también llamado jitter o ruido temporal. El nivel del pedestal en frecuencia determina el rango de fluctuación de los pulsos temporales.

6.2.5 MODE-LOCKING ACTIVO Por último, y para finalizar con los mecanismos de conversión de frecuencia, se ha propuesto la técnica de mode-locking activo. Como se explicó en la sección 3.4.1 los mecanismos de mode-locking activo son el resultado de la variación en tiempo óptica o electrónica de la respuesta de un cristal. En este apartado del proyecto se va a implementar un caso particular de mode-locking activo por modulación de las pérdidas o modulación AM basado en el uso de un modulador Mach-Zehnder, dispositivo formado por dos acopladores de - 3 dB (también llamados beam splitter). El mode-locking activo por modulación de las pérdidas se fundamenta en el efecto acusto-óptico o electro-óptico en un cristal. El caso que nos ocupa es el modulador electro-óptico que se basa en la variación del índice de refracción del cristal con el campo eléctrico aplicado. El funcionamiento del interferómetro Mach-Zehnder es el siguiente: los pulsos ópticos que viajan a través del dispositivo pasan por el primero de los dos acopladores, de modo que sus dos mitades viajan a través de los diferentes brazos hasta llegar al acoplador de salida donde se recombinarán, la interferencia será constructiva o destructiva dependiendo de la diferencia de caminos entre los brazos del dispositivo. Además, se emplea una tensión de bias que es la que permite variar el índice de refracción del cristal situado en uno de los brazos del interferómetro, y con ello el camino óptico del pulso. Esto permitirá cambiar el tipo de interferencia a la salida, resultando en un dispositivo con pérdidas controlables.


6. 49

Figura 6.63: Esquema simplificado de un interferómetro Mach-Zehnder con cristal de LiNbO3.

En el montaje del laboratorio se ha empleado el modulador de fibra electro-óptico OC-192 de JDS Uniphase. Además de las fibras de entrada y salida, este dispositivo óptico cuenta con dos puertos de entrada: uno para la señal de radiofrecuencia y un segundo puerto de entrada con el que se controlará la tensión de bias (ver figura 99). El modulador electro-óptico de fibra OC-192 incluye un cristal de LiNbO3 y permite tasas de transmisión de hasta 10 Gb/s en un rango de 1530 nm a 1565 nm. La tensión de bias se puede variar hasta los 8V, mientras que la potencia máxima en el puerto de RF (del inglés, Radio Frequency) es de 24 dBm. El modulador se ha incluido dentro de la cavidad laser, en un típico esquema de láser mode-locked activo en anillo:

Figura 6.64: Esquema de un láser mode-locked activo con un modulador MZM (del inglés, Mach-Zehnder Modulator) en el interior de la cavidad.


6. 50

Figura 6.65: Fotografía de laboratorio del modulador electro-óptico de JDS Uniphase modelo OC-192.

La señal de bias se ha ajustado a 3.38 V para obtener máxima potencia a la salida, empleando para ello uno de los puertos de la fuente de alimentación E3647A de Agilent. Mientras que para generar la señal de RF se ha utilizado el generador de señal de onda continua SMR 50 de Rohde&Schwarz.

Figura 6.66: Fotografía de laboratorio del generador de señal de onda continua SMR 50 de Rohde&Schwarz sintonizado a 1.31 GHz.

Se han realizado dos tipos de experimentos. En el primero de los experimentos se ha seleccionado una frecuencia de 1.31 GHz y una potencia de 20 dBm en el generador de señal, y una corriente en el diodo de bombeo de 540 mA. Mientras que el segundo experimento se ha probado con una frecuencia de 9.8 GHz y potencia de 15 dBm en el generador de señal y una corriente de bombeo de 460 mA.


6. 51

En las gráficas siguientes se va a poder observar los resultados obtenidos con cada uno de estos experimentos.

CAVIDAD ACTIVA CON MZM (VBIAS = 3.38 V, PRF = 20 dBm, fRF = 1.3 Ghz) Ibombeo = 540 mA

Figura 6.67: Salida del láser mode-locked activo con MZM sintonizado a 1.3 GHz, con una tensión de bias de 3.38 V y una potencia de RF de 20 dBm. El span del analizador de espectros

eléctricos es de 5 GHz y la frecuencia central 2.5 GHz. El puntero está situado en el primer modo del láser, a una frecuencia aproximada de 1.282 GHz.

Ref -20 dBm

1 AP

CLRWR

A

Att 5 dB *

Center 2.5 GHz Span 5 GHz500 MHz/

*

*

RBW 1 MHz

VBW 30 kHz

SWT 250 ms*

SGL

-120

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-86.56 dBm

1.282051282 GHz

BBS

Date: 8.JUL.2010 12:36:30


6. 52

Figura 6.68: Primer modo del láser mode-locked activo con MZM sintonizado a 1.3 GHz, con una tensión de bias de 3.38 V y una potencia de RF de 20 dBm. La frecuencia central es 1.299

GHz y el span del analizador de espectros eléctricos 1 KHz.

Figura 6.69: Salida del láser mode-locked activo con MZM sintonizado a 1.3 GHz, con una tensión de bias de 3.38 V y una potencia de RF de 20 dBm. El span del analizador de espectros

eléctricos es de 20 GHz y la frecuencia central 10 GHz.

1 AP

CLRWR

A


Center 1.299999679 GHz Span 1 kHz100 Hz/

*

*

RBW 100 Hz

VBW 30 kHz

SWT 250 ms*

SGL

-150

-140

-130

-120

-110

-100

-90

-80

-70

-60

1

Marker 1 [T1 ]

-60.71 dBm

1.299999679 GHz

BBS

Date: 8.JUL.2010 12:41:49

1 AP

CLRWR

A

Ref -19 dBm Att 10 dB *

2 GHz/Center 10 GHz Span 20 GHz

* RBW 1 MHz

SWT 250 ms

*

UNCAL

VBW 30 kHz

*

SGL

-110

-100

-90

-80

-70

-60

-50

-40

-30

-20

1

Marker 1 [T1 ]

-80.12 dBm

7.500000000 GHz

BBS

Date: 8.JUL.2010 13:24:29


6. 53

Como se desprende de la figura 6.69, se pueden observar 11 modos limpios más la continua en un rango de 20 GHz. Además, la mayoría de estos armónicos, ocho para ser exactos, presentan una SNR igual o superior a 15 dB. El primero de los modos está centrado en 1.299 GHz (véase figura 6.68) y es muy estable.

Figura 6.70: Espectro eléctrico del primer armónico de la señal fotodetectada del láser mode-locked activo funcionando a 1.3103 GHz. Span de 100 Hz y ancho de banda de

resolución de 1 Hz. [40]

Por otra parte, como se observa en la figura 6.70, se ha obtenido emisión a la frecuencia objetivo del proyecto, 1.3 GHz, así como en toda la banda de funcionamiento del modulador (0-20GHz), con armónicos que presentan una anchura de línea del orden de 1 Hz.

Figura 6.71: Espectro óptico del láser mode-locked activo funcionando a 1.3 GHz, corriente de bombeo de 460 mA y potencia de RF de 20 dBm. [40]


6. 54

CAVIDAD ACTIVA CON MZM (VBIAS = 3.38 V, PRF = 15 dBm, fRF = 9.8 Ghz) Ibombeo = 460 mA

Figura 6.72: Fotografía de laboratorio del generador de señal de onda continua SMR 50 de Rohde&Schwarz sintonizado a 9.8 GHz.

Figura 6.73: Espectro óptico de salida del láser mode-locked activo con MZM sintonizado a 9.8 GHz, con una tensión de bias de 3.38 V y una potencia de RF de 15 dBm. Span de 10 nm en el

analizador de espectros ópticos.


6. 55


analizador de espectros ópticos.


analizador de espectros ópticos. Potencia en unidades lineales.


6. 56

Como se puede observar en el espectro óptico de la figura 6.74, se obtienen canales separados 0.08 nm, longitud de onda de referencia para los sistemas DWDM (Dense Wavelength Division Multiplexing), según la norma ITU-T G.692. Por último, se propone el empleo de OFDM (del inglés, Orthogonal Frequency Division Multiplex) para la modulación de los canales. Esta técnica de modulación divide un canal de frecuencia en un determinado número de bandas de frecuencia equiespaciadas, y en cada banda transmite una subportadora que transporta una porción de información del usuario. Cada subportadora es ortogonal al resto, permitiendo que los espectros estén solapados sin existir interferencia, evitando de esta forma el uso de bandas de guarda y proporcionando un uso eficiente del espectro.

Figura 6.76: El empleo de portadoras ortogonales en OFDM permite el solape de los espectros sin interferencias.

Cabe destacar que a partir de 60 GHz el efecto Doppler empieza a ser significativo, y con ello se producen problemas de interferencia entre las subportadoras. Sin embargo, si se emplea OFDM para modular el espectro obtenido con el sistema de monitorización espectral propuesto en este proyecto, no se observarán problemas de interferencia, dado que el espectro radioeléctrico digitalizado es de 40 GHz.

CONCLUSIONES

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO CONCLUSIONES

7. 1

7. CONCLUSIONES

Para terminar, y a modo de conclusión del proyecto, se van a resumir los diferentes resultados

a los que se ha llegado a lo largo de las fases experimentales del proyecto, así como las

diferentes técnicas de mode-locking que se han empleado para ello. Cabe destacar, que todas

las fases del proyecto han sido determinantes para la obtención de los últimos resultados.

Todas las etapas, y muy especialmente las caracterizaciones previas al diseño del láser mode-

locked, han tenido su importancia y motivación, y así debe considerarse.

En primer lugar, se ha diseñado un amplificador de fibra dopada con erbio (EDFA) que permite

conseguir la máxima amplificación con una longitud del medio activo de ganancia (fibra

dopada con erbio) óptima. Esta fase previa del proyecto es muy importante dado que realizar

tanto un buen diseño del EDFA como una apropiada caracterización del mismo es fundamental

para obtener un diseño adecuado del láser pulsado de fibra óptica en régimen mode-locked. El

EDFA diseñado se integrará en el láser como amplificador de los pulsos ópticos generados, de

ahí la importancia de realizar un diseño óptimo y una buena caracterización.

En segundo lugar, se ha caracterizado una fuente pulsada comercial. Esta fase del proyecto ha

servido para evaluar el espectro típico de una fuente de pulsos ópticos mode-locked, así como

sus propiedades en el dominio del tiempo, con el fin de disponer de una referencia para las

prestaciones que debía ofrecer el láser pulsado de fibra que se ha diseñado en etapas

posteriores.

En tercer lugar, se ha caracterizado el EDFA diseñado en la primera etapa del proyecto

empleando para ello la fuente pulsada comercial. Con ello se ha comprobado cómo amplifica

el EDFA diseñado los pulsos ópticos generados por una fuente MLL, y cómo se modifica el

espectro óptico de salida a medida que se incrementa la corriente de bombeo en el EDFA.

Después de las medidas experimentales se ha llegado a la conclusión de que la forma del

espectro se mantiene respecto de la obtenida en la etapa anterior (espectro de salida de la

fuente MLL comercial), salvo por el ruido ASE introducido a 1535 nm.

La fase más crítica e importante del proyecto ha sido el desarrollo de la fuente láser mode-

locked en tecnología de fibra óptica. Con el objetivo de obtener los mejores resultados en

cuanto a FSR, amplificación y anchura temporal de los pulsos, se ha realizado un estudio previo

de diseño del prototipo que se iba a implementar. Se decidió que primero se trabajaría con

una estructura pasiva, dado que resulta muy práctica y atractiva en términos comerciales ya

que no necesita de ningún modulador ni generador de señal continua externo para funcionar.

Se determinó que el elemento clave para la conformación de los pulsos en la cavidad láser

sería un absorbente saturable de semiconductor y que la fuente óptica tendría una

arquitectura en anillo, con una salida intrínsecamente de fibra óptica. Los distintos elementos

ópticos necesarios se fusionarían en la cavidad láser permitiendo obtener un diseño muy

robusto. Además, dado que las propiedades de absorción del SESAM son dependientes de la


7. 2

polarización, se dispuso la necesidad controlar el estado de polarización de la luz en el interior

de la cavidad láser, incluyendo para ello un controlador de polarización en la misma.

Teniendo en cuenta las consideraciones anteriores, se ha implementado la fuente láser mode-

locked pasiva en anillo con absorbente saturable de semiconductor, obteniendo un FSR de

26.55 MHz y una anchura temporal de los pulsos de 0.657 ps.

Con el propósito de alcanzar el FSR establecido en las especificaciones objetivo del proyecto,

se han planteado diferentes técnicas de conversión de frecuencia, y se ha decidido cuáles de

ellas eran las adecuadas para incrementar el FSR en una fuente pulsada pasiva en régimen

mode-locked con absorbente saturable de semiconductor con las características obtenidas en

la etapa anterior del proyecto.

En primer lugar, se ha caracterizado una línea de retardo óptica de altas prestaciones en la

cavidad, determinando que la máxima sintonización que permite del FSR de la cavidad láser es

de 7.52 MHz.

Tras esta caracterización, se han estudiado diferentes métodos que permiten filtrar los modos

intermedios de la cavidad para obtener únicamente una emisión láser de 1.3 GHz.

El primero de estos métodos estudiados ha sido el Efecto Vernier en múltiples anillos de fibra,

particularizando para el caso del anillo resonante doble (DRR, double ring resonator). Para ello

se ha analizado dos configuraciones diferentes de la estructura de anillos, que además de

multiplicar el FSR, dieran lugar a altas relaciones señal-ruido (SNR) y finezas espectrales.

En la primera de las configuraciones se han empleado anillos resonantes secundarios de

dimensiones similares al principal acoplados a la cavidad principal mediante un acoplador

50:50, incluyendo un ODL para sintonizar la emisión más cercana a la frecuencia de 1.3 GHz,

con la intención de filtrar los modos intermedios de la cavidad. Con la citada configuración se

obtienen nulos próximos a 1 GHz, pero con pobre fineza espectral.

A continuación se ha empleado un segundo método de conversión de frecuencia, basado en

filtrado intra-cavidad con estructuras peine. Empleando un filtro corto en anillo de reducidas

dimensiones, se ha demostrado que esta estructura resonante incluida dentro de la cavidad

activa del láser actúa como un filtro a la frecuencia dada por el FSR del anillo resonante. Los

modos de mayor potencia son aquellos modos comunes al anillo activo y al secundario,

mientras que sobre el resto de modos se observa un efecto de filtrado, obteniéndose un FSR

total cuya fineza depende del coeficiente de acoplamiento del anillo secundario. Utilizando un

acoplador 90:10 se ha observado una emisión láser en la que se ha conseguido incrementar

mucho el FSR, hasta 921.76 MHz.

Después de probar con estos métodos de conversión de frecuencia y habiendo conseguido

multiplicar el FSR hasta conseguir valores próximos a 1 GHz, se ha experimentado con la

técnica de rotación no lineal de la polarización. Incluyendo pocos centímetros de fibra

polarizadora en el interior de la cavidad se han obtenido resultados de conversión de

frecuencia muy prometedores, con una emisión láser pulsada a un FSR muy alto, próxima a 2.1


7. 3

GHz. Además, se han estudiado dos configuraciones diferentes, experimentando tanto con la

técnica de rotación de la polarización no lineal, como combinando esta técnica con el filtrado

intra-cavidad con estructuras peine. En este último caso, se ha conseguido un FSR próxima a 1

GHz.

Para terminar, una vez explotadas al máximo las capacidades de este tipo de láseres pasivos,

se ha propuesto la técnica de mode-locking activo. Implementando para ello un caso particular

del mode-locking activo por modulación de las pérdidas o modulación AM basado en el uso de

un modulador Mach-Zehnder, incluyendo el modulador en el interior de la cavidad láser en

una estructura de láser mode-locked activo en anillo. Se ha obtenido emisión de muy bajo

ruido de amplitud y fase cuando la frecuencia del sintetizador se ajusta a un múltiplo de la

frecuencia fundamental de resonancia de la cavidad. En particular, se ha obtenido emisión a la

frecuencia objetivo del proyecto, 1.3 GHz, así como en toda la banda de funcionamiento del

modulador (0-20 GHz), con armónicos que presentan una SNR de hasta 80 dB y anchura de

línea del orden de 1 Hz. De especial interés es la obtención de emisión con una frecuencia de

repetición de 9.8 GHz, dada su utilización potencial como fuente óptica de sistemas DWDM

bajo estándar ITU-T G.962, así como fuente en sistemas de modulación OFDM.

Por tanto, se han obtenido las especificaciones objetivo en cuanto a FSR y a anchura temporal

de los pulsos, experimentando con estructuras tanto pasivas como activas. Se propone para el

futuro, el empleo de fibras de doble cladding para incrementar la potencia que se puede

obtener con este tipo de láseres, que permitirá obtener el prototipo de un láser de potencia.

ANEXOS

LÁSER MODE-LOCKED DE FIBRA ÓPTICA PARA APLICACIONES DE MUESTREO ÓPTICO ANEXOS

8. 1

8.1 CONTRIBUCIÓN EN EL EUROPEAN CONFERENCE ON LASERS AND

ELECTRO-OPTICS AND THE XIIth EUROPEAN QUANTUM ELECTRONICS

CONFERENCE 2011

Control of the operation regimes of a passively modelocked fiber laser based on an intracavity polarizing fiber

G. E. Villanueva, M. Ferri, P. Pérez-Millán

Nanophotonics Technology Center, Universidad Politécnica de Valencia. Camino de Vera s/n. 46022 Valencia, Spain

Interest on ultra-short optical pulse sources is rapidly growing due to the wide range of emerging areas where sup-picosecond pulses are providing new advances, from ultra-high-bit-rate optical communications (such as OFDM systems) to ultrafast spectroscopy and biomedical applications. Mode-locked fiber lasers are reliable, compact and cost-effective sources of stable sub-picosecond pulses [1]. Particularly, passive modelocking with fast saturable absorbers (SA), not limited by the speed of electronic signal generators, allows the generation of ultra-short pulses in the regimes of self-started passively modelocking (fast SA ML) and soliton modelocking [2]. On the other hand, Lyot filters based on the combination of in-line polarizers and birefringent fibers have been exploited for the generation of a multiwavelength emission regime [3]. Recently, polarizing (PZ) fibers with very low losses and ready to be spliced to standard fibers are commercially available. In this work we demonstrate that introducing a PZ fiber in the cavitiy of a SA modelocked laser (fig. 1.a) all the aforementioned regimes can be obtained by controlling the state of polarization at the input and output of the PZ fiber.

The laser cavity, pumped by a 400 mW diode laser at 976 nm, is illustrated in fig. 1.a), with 3 m of erbiumdoped fiber Fibercore DHB 1500 (peak absorption of 15 dB/m at 1530 nm), 3 m of Verrillon highly birefringent polarizing fiber (∆n=10-3, 30 dB ext. ratio) and a Batop fiber pigtailed fast saturable absorber (relax. time ~ 2 ps).

The PZ fiber works as an integrated Lyot filter, simultaneously polarizing and delaying

the transversal components of the optical field. The operating regimes of the laser depend on the relative orientation of the state of polarization of the light with regard to the polarization axis of the PZ fiber and the saturable absorber (optical spectra of these regimes are plotted in fig. 1.b): An orientation resulting in a low extinction ratio wavelength filtering [4] results in a non-effective suppression of stimulation of the filtered wavelengths, hence the laser operates in a fast SA ML regime with a repetition rate corresponding to the original FSR of the ring cavity (15 MHz) and with a pulsewidth of 25 ps. Depending on the effective amount of polarization mode dispersion induced in the PZ fiber by the orientation of the PCs, a net negative dispersion can be obtained and the laser works under soliton regime, with pulsewidths of 0.6 ps (obtained from autocorrelation trace of fig. 1.c-down). An orientation


8. 2

resulting in a high extinction ratio wavelength filtering yields a multiwavelength emission with a FSR of 106 GHz (in accordance with the length and birefringence of the PZ fiber).

Fig.1 (a) Scheme of the passively mode-locked fiber laser setup. DFB: Distributed feedback pump diode laser; WDM: 980/1550 Wavelength Division Multiplexer; Er3+: erbium-doped fiber (3 m), PC: Polarization controller; SA: Semiconductor saturable absorber (b) Optical output spectra of the 3 operation regimes of the laser. (c) Pulsed temporal wavefunction of the laser output in fast saturable absorber modelocking regime (up) and in soliton regime (down). Osciloscope resolution: 7 ps. Inset: autocorrelation trace with a resolution of 100 fs.

References [1] M. E. Fermann, I. Hartl, “Ultrafast Fiber Laser Technology,” IEEE Journal of Sel. Topics in Quantum Electronics 15, 191-206 (2009). *2+ F. X. Kärtner, J. Aus der Au, U, Keller, “Mode-Locking with Slow and Fast Saturable Absorbers-What’s the Difference?,” IEEE Journal of Selected Topics in Quantum Electronics 4, 159-168 (1998). *3+ Z. Zhang, L. Zhan, K. Xu, J. Wu, Y. Xia, J. Lin, “Multiwavelength Fiber Laser with Fine Adjustment, Based on Nonlinear Polarization Rotation and Birefringence Fiber Filter” Optics Letters 33, 324-326 (2008). *4+ P. S. Liang, Z. X. Zhang, Q.Q. Kuang, M. H. Sang, “All-Fiber Birefringent Filter with Fine Tunability and Changeable Spacing”, Laser Physics 19, 2124-2128 (2009).


8. 3

8.2 CONTRIBUCIÓN EN LA 7ª REUNIÓN ESPAÑOLA DE

OPTOELECTRÓNICA (OPTOEL’11)

Fabrication of Actively and Passively Modelocked Fiber Lasers for High-Speed High-Resolution Photonic Analog to

Digital Conversion

Guillermo E. VILLANUEVA, María FERRI, and Pere PÉREZ-MILLÁN

Nanophotonics Technology Center, Universidad Politécnica de Valencia, Camino de Vera s/n, 46022 Valencia, Spain.

1.- Introduction

Interest in ultra-short optical pulse sources is rapidly growing due to the wide range of emerging areas where sub-picosecond pulses are providing new advances, from ultra-high-bit-rate optical communications (such as OFDM systems) to ultrafast spectroscopy and biomedical applications. Mode-locked fiber lasers are reliable, compact and cost-effective sources of stable sub-picosecond pulses [1]. Fiber lasers offer a set of properties suitable for the generation of ultrashort pulses through modelocking techniques, either active or passive: On the one hand, the bandwidth of the gain provided by fibers doped with rare earths is of the order of tens of nanometers, allowing the generation of pulses with timewidths of hundreds of femtoseconds. On the other hand, the high gain provided by rare earth- doped fibers yields high peak powers using relatively low pump power. Also, the fabrication of fiber lasers is of lower cost than other modelocked laser technologies, since they are based mostly on telecom standard components and free space optics is avoided. In this work we present a study of different laser cavities and modelocking techniques intended to obtain a pulsed optical source with the optimum properties required to be implemented in a photonics-assisted analog to digital converter (PADC), where the source will act as optical clock of the sampling process [2]. High-speed high-resolution PADCs require pulsed signals of repetition rates of tens of GHz, timewidths of hundreds of fs and time jitters of tens of fs [3], which have been the aimed properties of the lasers developed in this work. This objective has been approached by designing, fabricating and characterizing active and passive modelocking fiber sources with different cavity structures. Pulsed repetion rates up to 20 GHz, pulsewidths down to 500 fs and time jitters below 30 fs have been obtained.


8. 4

2.- Experiment In this section the 3 types of lasers developed are presented, focusing on the description of the working principle and cavity structure of the sources and in the characterization of the pulsed emission in the optical, electrical and time domains. 2.1.- Actively mode-locked lasers based on electrooptic modulators The pulsed regime of this type of laser is based on the active modulation of the cavity losses using a Mach-Zender electrooptic amplitude modulator [4]. The laser emits pulses at the operating frequency of the synthesizer that modulates the Mach-Zender (see figure 1).

Fig. 1: Actively modelocked erbium-doped fiber laser with a ring structure cavity. DFB: distributed feedback diode laser PC: Polarization controller MZM: Lithium niobate (LiNbO3) Mach-Zender modulator. WDM: 980 / 1550 wavelength division multiplexer.

Stable emission of very low amplitude and phase noise is observed when the frequency of the synthesizer is adjusted to a multiple of the fundamental resonant frequency of the ring cavity. Tunable repetition rate of the pulsed emission is obtained in the whole synthesizer band: 0 - 20 GHz. Optical spectra of the laser working at repetition frequencies of 1.3 and 9.8 GHz are depicted in figure 2. The signals have been detected also with a 50 GHz photodetector and their corresponding electric spectra have been analyzed, yielding spurious-free harmonics with SNR over 80 dB and linewidths below the resolution of the electrical spectrum analyzer, 1Hz (see fig. 3).


8. 5

2.2.- Passively mode-locked lasers based on semiconductor saturable absorbers. The pulsed regime of these lasers is based on the passive modulation of the losses of the cavity using semiconductor saturable absorbers of ultrashort relaxation time. This type of source has resulted simple and robust. Very few components are needed for its manufacture and, consequently, it is of an appreciably lower cost of fabrication than the other modelocking methods under study.

Fig. 2. Up) Optical spectrum of the actively modelocked emission at a pulsed repetition rate of 1.3 GHz, a pump current of 460 mA and a MZM modulation RF power of 20 dBm.

Down) Optical spectrum at a repetition rate of 9.8 GHz, pump current of 460 mA and modulation RF power of 15 dBm (linear scale).


8. 6

Fig. 3. Electric spectrum of the first harmonic of the photodetected signal of the actively modelocked fiber laser working at a repetition rate of 1.3103 GHz (corresponding to

the optical spectrum of figure 2.up). Span of 100 Hz and resolution bandwidth of 1 Hz.

However, the pulsed emission is generated at the fundamental resonant frequency of the cavity, typically of the order of tens of MHz. Hence, frequency conversion methods are needed to obtain pulses at the repetition frequencies of several GHz required by fast photonic ADCs. We have tested frequency conversion methods based on 1. Vernier effect and 2. Intracavity filtering with ring resonators with high coupling constant. Both methods have resulted in insufficient suppression of spurious harmonics, with a resulting 1.3 GHz pulsed signal with SNR below 15 dB.

Fig. 4: Passively modelocked erbium-doped fiber laser with a ring structure cavity. DFB: distributed feedback diode laser. PC: polarization controller. SA: Semiconductor saturable

absorber working in transmission. WDM: 980 / 1550 wavelength division multiplexer. The structure includes a secondary ring with an optical delay line (ODL) for frequency conversion

through tunable Vernier effect.


8. 7

Several combinations between nonlinear coefficient and dispersion of the fibers inte- grating the cavities have been studied to generate “self-starting” ultrafast modelocked regime and soliton regime [5]. Both regimes have been characterized. The soliton regime has produced pulses of 500 fs timewidth with a stability of several hours in a laboratory environment. Pedestal measurements of the electric spectra [6] gave time jitter values below 30 fs.

2.3.- Passively mode-locked lasers based on intracavity polarizing fibers As explained in the previous section, passive modelocking with fast saturable absorbers (SA), not limited by the speed of electronic signal generators, allows the generation of ultra-short pulses in the regimes of self-started passively modelocking (fast SA ML) and soliton modelocking. On the other hand, Lyot filters based on the combination of in-line polarizers and birefringent fibers have been exploited for the generation of a multiwavelength emission regime [7]. Recently, polarizing (PZ) fibers with very low losses and ready to be spliced to standard fibers are commercially available.

Fig. 5: Up) Optical spectrum of the laser emission at a pulsed repetition rate of 27 MHz, in a “self-starting” passively modelocked regime, with a gaussian-shaped bandwidth Δ = 10 nm, corresponding to pulses with timewidths of 0.51 ps.

Down) Electrical spectrum of the photodetected signal. Span of 5 GHz and resolution of 100 kHz.


8. 8

Fig. 6: Scheme of a fiber laser of modelocked pulsed emission based on a semiconductor saturable absorber and an intracavity polarizing fiber. DFB: distributed feedback diode laser; WDM: 980/1550

wavelength division multiplexer; Er3+: Fibercore DHB 1500 erbium-doped fiber (3 m), PC: polarization controller; SA: Semiconductor saturable absorber.

Fig. 7: Up) Optical output spectra of the 3 operation regimes of the PZ-fiber based modelocked laser. Middle) Pulsed temporal wavefunction of the laser output in fast saturable absorber

modelocking regime and in soliton regime with an osciloscope resolution of 7 ps. Down) Autocorrelation trace of the soliton-regime pulses with a resolution of 10 fs.


8. 9

In this section we demonstrate that introducing a PZ fiber in the cavitiy of a SA modelocked laser (fig. 6) all the aforementioned regimes can be obtained by controlling the state of polarization at the input and output of the PZ fiber. The PZ fiber works as an integrated Lyot filter, simultaneously polarizing and delaying the transversal components of the optical field. The operating regimes of the laser depend on the relative orientation of the state of polarization of the light with regard to the polarization axis of the PZ fiber and the saturable absorber (optical spectra of these regimes are plotted in figure 7-up): An orientation resulting in a low extinction ratio wavelength filtering [8] results in a non- effective suppression of stimulation of the filtered wavelengths, hence the laser operates in a fast SA ML regime with a repetition rate corresponding to the original FSR of the ring cavity (15 MHz) and with a pulsewidth of 25 ps. Depending on the effective amount of polarization mode dispersion induced in the PZ fiber by the orientation of the PCs, a net negative dispersion can be obtained and the laser works under soliton regime, with pulsewidths of 0.6 ps (obtained from autocorrelation trace of figure 7-down). An orientation resulting in a high extinction ratio wavelength filtering yields a multiwavelength emission with a FSR of 106 GHz (in accordance with the length and birefringence of the PZ fiber). 3.- Conclusion A study of different laser cavities and modelocking techniques intended to obtain a pulsed optical source with the optimum properties required by a high-speed high- resolution photonics-assisted analog to digital converter (PADC) has been presented. Signals of repetition rates of tens of GHz, timewidths of hundreds of fs and time jitters of tens of fs have been obtained through 1. Ultrafast actively modelocking, 2. “self- starting” ultrafast passively modelocking and 3. soliton regimes. Acknowledgements: This work was financially supported by the European Commission under the FP7 EURO-FOS NoE (ICT-2007-2-224402) and the Ministerio de Industria, Turismo y Comercio under the AVANZA project FIRMA(TSI-020302-2009-38). The work of G. E. Villanueva was supported by the MEC-FPU programs. The work of P. Pérez-Millán was supported by the Juan de la Cierva program, JCI-2009-05805. References [1] M. E. FERMANN, I. HARTL, “Ultrafast Fiber Laser Technology”, IEEE Journal of Sel. Topics in Quantum Electronics 15, 191-206 (2009). [2] G. C. VALLEY, “Photonic analog-to- digital converters”, Optics Express 15, 1955-1982 (2007). [3] E. W. JACOBS, J. B. SOBTI, V. F. VELLA, R. NGUYEN, D. J. ALBARES, R. B. OLSEN, C. T. CHANG, C. K. SUN, M. J. CHOE, S. BECCUE, R. YU, J. P. A. VAN DER WAGT, “Optically clocked track-and- hold for high-speed high-resolution analog- to-digital conversion”, in 2004 IEEE International Topical Meeting on Microwave Photonics MWP’04, Boston (MA), USA, Oct. 2004, pp. 190-192.


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Documents

Mode-locked fiber optics laser for optical sampling amplications. Láser Mode-Locked de fibra óptica para aplicaciones de muestreo óptico