Láseres de fibra óptica de alta potencia · Láseres de fibra óptica de alta potencia Por : M.C....
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Láseres de fibra óptica de alta potencia Por: M.C. Felipe Missael Maya Ordóñez Tesis sometida como requisito parcial para obtener el grado de: Doctor en Ciencias en la Especialidad de Óptica En el Instituto Nacional de Astrofísica, Óptica y Electrónica Director de Tesis: Dr. Baldemar Ibarra Escamilla. Dr. Andrés González García. Octubre 2014 Tonantzintla, Puebla, México. INAOE 2014 Derechos Reservados El autor otorga al INAOE el permiso de reproducir y distribuir copias de esta tesis en su totalidad o en partes.
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Láseres de fibra óptica de alta potencia
Por:
M.C. Felipe Missael Maya Ordóñez
Tesis sometida como requisito parcial para obtener el
grado de:
Doctor en Ciencias en la Especialidad de
Óptica
En el
Instituto Nacional de Astrofísica, Óptica y
Electrónica
Director de Tesis:
Dr. Baldemar Ibarra
Escamilla.
Dr. Andrés González
García.
Octubre 2014
Tonantzintla, Puebla,
México.
INAOE 2014
Derechos Reservados
El autor otorga al INAOE el
permiso de reproducir y distribuir
copias de esta tesis en su totalidad o en
partes.
Agradecimientos
Quiero aprovechar este espacio para agradecer de manera especial al Dr.Baldemar Ibarra Escamilla por todo el apoyo academico y personal brindadodurante mi estancia en el INAOE, de manera similar al Dr. Andres GonzalezGarcıa por compartir sus conocimientos con paciencia y claridad ası como depoder convivir y conocer su gran calidad humana.
Un agradecimiento a todo el equipo de trabajo de fibras opticas Dr. E. Kuzin,Dr. Manuel Duran Sanchez y Dr. Ariel Flores Rosas que de manera directa oindirecta me ayudaron, explicaron y ensenaron muchos aspectos relacionadoscon este trabajo.
Una factor muy importante para poder lograr este objetivo sin duda fuemi familia en particular esa persona que estuvo conmigo en todo momentoJenny Fuentes Cruz quien con su compania y lealtad fue mas facil toda estatrayectoria.
Reitero mi agradecimiento y respeto a mis asesores, a todo el personalacademico, administrativo y autoridades del INAOE que, cuando lo solicite,tuve todo el apoyo y orientacion de su parte, por ultimo al CONACYT porel apoyo brindado en el laboratorio con material, equipo y espacio para podertrabajar.
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Resumen
Hemos construido laseres de fibra dopada con Er3+/Y b3+ de doble revesti-miento que operan entre 1520 y 1570 nm y en regımenes continuos y pulsados,basandonos en la cavidad de Fabry-Perot y utilizando el interferometro de Sag-nac y rejillas de Bragg como espejos con 100 % de reflexion y elementos desintonizacion. En la cavidad laser se introduce un modulador acusto-optico conel fin de perturbar el medio de ganancia y de esta forma obtener pulsos opti-cos, esta tecnica es conocida como conmutacion en-Q (del ingles Q-Switch) yse utiliza para obtener pulsos de duracion del orden de los nanosegundos. Enestos disenos hemos obtenido tasas de repeticion en un rango de 30 kHz hasta140 kHz, y potencia promedio de 4.0 W. Ajustando las propiedades de estetipo de laseres podemos obtener caracterısticas bien definidas tales como buenapotencia promedio de salida (limitado por los dispositivos de fibras opticas y elcristal del modulador), emision laser a diferentes longitudes de onda (segun lalongitud de la fibra dopada), frecuencia de repeticion de los pulsos moderados,variacion en la duracion de los pulsos y para el caso del laser sintonizado unespectro de sintonizacion bastante amplio.
Demostramos la obtencion de eficiencias bastante buenas en la operaciondel laser, ademas de demostrar como aplicando una perturbacion mecanica,compresion y extension de la regilla de fibra de Bragg (FBG) se puede generaremision laser con caracterısticas de una y dos longitudes de onda, siendo estas fi-jas o sintonizables, estas manipulaciones recaen directamente en los parametrosy lımites posibles.
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Summary
We have constructed fiber lasers doped with Er3+/Y b3+ of double claddingoperating between 1520 and 1570 nm and emissions continuous and pulsed,based on the cavity of the Fabry-Perot interferometer Sagnac as mirror 100 %and Bragg gratings 100 % as mirrors and reflective tuning element. In the lasercavity one acousto-optical modulator is introduced in order to disrupt the gainmedium and thus obtain optical pulses, this technique is known as switching-Qand used to obtain pulses duration of the order of nanoseconds. In these designswe replicate rate obtained in a range of 30 kHz to 140 kHz and average powerof 4.0 W. By adjusting the properties of these types of lasers can obtain well-defined characteristics such as good average output power (limited by devicesoptical fiber modulator and crystal), laser emission at different wavelengths(depending on the length of the doped fiber), the repetition frequency of pulsesmoderate variation in the duration of the pulses and in the case of the lasertuned to a fairly wide tuning range.
According to the nature of each experiment, we demonstrate obtaining fairlygood efficiencies in the operation of the laser, in addition to show how applying amechanical perturbation, compression and extension of the fiber Bragg grating(FBG) can be generated with laser emission characteristics one two wavelengths,these being fixed or tunable, these manipulations fall directly on the parametersand possible limits.
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Indice general
Introduccion 7
1. Aparicion y evolucion de los amplificadores de fibra optica 91.1. Bases de los amplificadores de fibras opticas . . . . . . . . . . . 101.2. Antecedentes de la tecnica del Q-switched . . . . . . . . . . . . 141.3. Interferometro de Sagnac de fibra optica estandar ISFO . . . . . 171.4. Efecto de birrefringencia . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 20
1.4.1. Rejillas de Bragg de fibra . . . . . . . . . . . . . . . . . 211.5. Dispositivos opto-electronicos y tecnicas de generacion de pulsos 23
1.5.1. Amarre de modos activo . . . . . . . . . . . . . . . . . . 231.5.2. Amarre de modos pasivo . . . . . . . . . . . . . . . . . . 251.5.3. Q-switch activo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 261.5.4. Q-switch pasivo . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 29
2. Elementos para la construccion de laseres de fibra optica sin-tonizable 322.1. Introduccion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 32
2.1.1. Ajuste de una sola emision laser . . . . . . . . . . . . . 372.1.2. Sintonizacion de multiples emisiones laser . . . . . . . . 372.1.3. Sintonizacion de emision laser de banda estrecha . . . . 37
3. Experimentos, resultados y analisis 423.1. Introduccion . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 423.2. Experimento I, Q-switch activo en una fibra laser, alta eficiencia 43
1
3.3. Experimento II, Laser de fibra de doble revestimiento dopadacon Er3+/Y b3+ sintonizable en longitud de onda en operacioncontinua y pulsada basada en una rejilla de Bragg aplicando elmetodo de Q-switch. . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 49
3.4. Experimento III, Laser de fibra de doble revestimiento dopadacon Er3+/Y b3+ sintonizable de longitud de onda dual. . . . . . 57
4. Conclusiones 66
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Objetivos
Objetivos generales
1.-Estudio e investigacion de laseres de alta potencia considerando fibra do-pada con Er/Yb de doble revestimiento.
2.-Proponer esquemas laser construidos de fibra optica dopada Er/Yb.3.-Aplicar la tecnica del Q-Switch.4.-Desarrollar laseres de alta potencia sintonizables.
Objetivos especıficos
1.-Obtener pulsos de duracion mınima (orden de nanosegundos) y maximapotencia.
2.-Sintonizar el laser por manipulacion mecanica en un rango amplio en elintervalo de emision del erbio.
Justificacion
La emision en 1550 nm del erbio no es danina al ojo humano, se puede aplicaren sensado remoto.
La sintonizacion en laseres se requiere para generar THz, esto tiene aplicacionen medicina, comunicaciones, industria militar e investigacion.
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Índice de figuras
1.1 Secciones eficaces de absorción del Er/Yb……………..…...8
1.2 Diagrama del láser de Er3+ a tres bandas. ………………….. 9
1.3 Esquema de niveles del Er3+ y del Yb3+……………...…...... 10
1.4 Esquema para láser de fibra óptica, método Q-Switch....... 12
1.5 Interferómetro de Sagnac……………………………............. 14
1.6 Reflectancia y transmitancia de Sagnac…………….…….. 16
1.7 Red de fibra de Bragg ……………………………………...... 19
1.8 Amarre de modos activo…………………………………….... 21
1.9 Amarre de modos pasivo……………………………………... 22
1.10 Disposición de un prisma dentro de cavidad láser….......... 23
1.11 Dispositivo electro-óptico para la conmutación……………. 24
1.12 Dispositivo acusto-óptico para la conmutación………........ 25
1.13 Espejo absorbente saturable de semiconductores………... 27
2.1 Modulador para generar pulsos……………………….…...... 31
2.2 Modulador de cavidad libre………………………………...... 32
2.3 Modulador de cavidad de fibra…………………………….… 33
2.4 Esquema para mediciones y caracterización…….……...... 35
2.5 Emisión espontánea de fibra dopada de Er/Yb…………... 36
2.6 Variación de potencia de salida con longitud de fibra….... 37
2.7 Cambio de longitud de onda de emisión………………….. 38
2.8 Simulación de un amplificador……………………………...39
3.1 Esquema Laser…………………………………………….....41
3.2 Variación de la potencia promedio………………………....42
3.3 Variación de la duración de pulso………………………….42
3.4 Potencia de salida promedio………................................... 43
3.5 (a) tren de pulsos…………………………...……………...... 44
3.6 Configuración experimental……………………………..…..46
3.7 Espectro de salida para longitud de onda…………...........48
3.8 Espectro de salida para la sintonización…………………..49
3.9 Tres longitudes de emisión en (a)……………………….....50
3.10 (a) Tren de pulsos típico para una potencia…………... 51
3.11 Característica de la potencia de salida………………… 52
3.12 Características de la potencia promedio…………...…….53
3.13 Configuración de una cavidad láser……………….....…...54
3.14 Espectro de emisión de onda dual…………………..…....56
3.15 Separación entre líneas……………………...………..……57
3.16 Espectro de láser de fibra sintonizable…………..……….58
3.17 Perfil del pulso……………………………………….....……59
3.18 Retraso del pulso contra desplazamiento……………..…60
3.19 Potencia de salida como función…………………....,……61
3.20 Duración de pulso (puntos cuadrados en la curva).........62
4.1 Simulación……………………………………....................... 74
4.2 Simulación……………………………………….………....… 74
4.3 Simulación……………………………………………….…… 75
4.4 Simulación……………………………………………….…… 75
4.5 Simulación………………………………………………....…. 76
4.6 Simulación……………………………………………….….... 76
Introduccion
El fenomeno fısico utilizado para generar la amplificacion de luz, es el pro-puesto por Albert Einstein de la emision estimulada[1]. Antes de los anos 60
′s,
ya se conocıa la capacidad de amplificacion de la luz de las tierras raras, paraesta decada se habıa propuesto el maser optico y se comenzaba a demostrarel efecto laser, debido a que la emision estimulada tiene caracterısticas biendefinidas sobre un medio material, la energıa de bombeo para excitar a los ato-mos estarıa en funcion del material con el que se compone la cavidad donde serequiere generar la emision.
Ya para 1985 se obtuvo un laser de fibra dopada con neodimio, mas tarde seobservo que el ion de erbio tiene una transicion en 1550 nm que coincide con laventana de transmision con menos perdidas que la fibra de silicio. La ventajadel erbio es que permite una gran concentracion de potencia en poco espaciocuando este se pone en forma de fibra, obteniendose una buena amplificacionpara energıas bajas de bombeo.
En el periodo 1980 − 1985 se comenzo a dopar el nucleo de fibra opticaestandar, es decir, de un solo revestimiento y bombeando con laseres de diodo,al hacer experimentos, al mismo tiempo que se perfeccionaba el diodo laser,se encontro que al aumentar la potencia de bombeo, las fibras no tenıan laamplificacion esperada, se quemaban, se tenia mayor emision espontanea ya quetenia menor eficiencia de absorcion, mayor perdida, etc. por lo que al introducirfibras de doble revestimiento se logro incrementar la potencia de bombeo enhasta un 85 % con un incremento de ganancia considerable [2].
Existen varias tecnicas para generar laseres de alta potencia con pulsos cor-tos tales como amarre de modos pasivo y activo, en este trabajo nos basaremosen la tecnica del Q-switch activo utilizando fibras dopadas con erbio e iterbiotrabajando principalmente con cavidades resonantes de Fabry-Perot introdu-
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ciendo un modulador acusto-optico (AOM por sus siglas en ingles) de cavidadlibre y de fibra[3].
Utilizamos una rejilla de Bragg como espejo al 100 % de reflexion para cons-truir un laser sintonizable que trabajamos en modo continuo y pulsado haciendoexperimentos al aplicar tension y compresion sobre esta rejilla obteniendo re-sultados interesantes en las caracterısticas de los pulsos.
Por ahora no estamos interesados en posibles aplicaciones posteriores ya queesta tiene una amplia variedad tanto para los laseres pulsados, continuos ysintonizables, nos enfocamos de manera puntual a construir, mejorar y opti-mizar laseres de alta potencia y sintonizables basandonos en la tecnica antesmencionada.
La organizacion de esta tesis es la siguiente:En el capıtulo 1 se presentan los antecedentes historicos, fısicos y evolutivos
de los amplificadores de fibra optica, desde los principios teoricos hasta las simu-laciones y construccion de estos, se presentan las tecnicas para generar laserespulsados como son: amarre de modos pasivo y activo y el de nuestro interesel Q-switch y se describen los dispositivos opto-electronicos que utilizamos ennuestros disenos.
En el capıtulo 2 estudiamos de manera breve las bases de los laseres de fibraoptica sintonizables, su planeacion, diseno y construccion.
En el capıtulo 3 se presentan los experimentos, esquemas, simulaciones yresultados de la construccion de los laseres de alta potencia.
En el capıtulo 4 damos nuestras conclusiones haciendo una crıtica general enlos resultados.
Por ultimo se presenta un anexo con simulaciones que sustentan teoricamenteel trabajo realizado en el laboratorio y datos generales.
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Capıtulo 1
Aparicion y evolucion de losamplificadores de fibra optica
La revolucion de la fısica se dio a principios del siglo XX cuando experimen-tos llevados a cabo con las leyes de la fısica clasica no concordaban con los mo-delos teoricos que estas predecıa. Un gran avance y que catapulto hacia la fısicamoderna fue el concepto de radiacion de cuerpo negro lo que permitio deducir,modelar y redefinir lo que era la luz hasta ese momento. Los conceptos de foton,atomo, moleculas, solidos, nucleos, niveles de energıa entre otros, comenzaron aformar parte de la nueva fısica, lo que pudo explicar muchos fenomenos como elefecto fotoelectrico, la radiacion estimulada y espontanea, densidad de energıa,dualidad onda-partıcula, etc. Fueron estas las bases para comenzar a entenderde que manera se comporta la materia al interactuar con la radiacion, llegandoa obtener los diagramas de energıa para diferentes elementos quımicos[1].
Habiendo entendido la complicidad de la luz y la materia, era el momentode utilizar estos dos medios para transmitir informacion de alguna manera,aunque esto ya se habıa intentado en la antigua Grecia, se contaba ahora conmas herramientas y mejores materiales para esto. Se desarrolla un cable especialpara conseguir el viaje de la luz dentro de este, “la fibra optica” abriendouna brecha enorme para el comienzo de investigacion y desarrollo ası como deaplicaciones civiles y militares.
En 1961, se reporta el primer laser de fibra con trabajos de Sniter y Koester,proponiendo 1 m de fibra optica como cavidad, en cuyo nucleo, de ındice derefraccion de 1.54, se depositaron iones de Nd3+[2]. El recubrimiento tenıa unındice de 1.52; la claridad del recubrimiento permitıa el bombeo por medio de
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una lampara flash, en general se planteaba, con este trabajo, las ventajas deincorporar el medio de ganancia dentro de un dielectrico como guıa de onda,sin embargo esta manera de bombear la cavidad resulta ineficiente y en 1973Stone y Burrus proponen bombear la cavidad por uno de los extremos de lafibra aprovechando las caracterısticas de la guıa y consiguiendo el incrementode potencia que excitan a los iones del medio de ganancia.
El avance mas significativo en el desarrollo de laseres de fibra optica se pre-senta al encontrar nuevos medios para la fabricacion de fibra optica, las nuevasfuentes de bombeo y el estudio de una gran variedad de tierras raras comomedios de ganancia en las cavidades[3].
Despues de varios anos se han hecho avances en la aplicacion de fibras opticasen comunicaciones, medicina, laseres, industria civil, academica y militar, seestan desarrollando amplificadores y modelos de laseres con las fibras, con el finde fabricar repetidores para la senal atenuada, emisores en regimen de potenciacontinua y pulsada entre otros.
1.1. Bases de los amplificadores de fibras opticas
Como ya se menciono, la incorporacion de nuevos elementos quımicos en lafabricacion de fibra ha permitido mejorar la calidad y aprovechamiento en laindustria del laser y el area de investigacion. Una de las nuevas tierras rarasen estudio muy extensivo es el Er3+ causando gran interes, principalmente porsus aplicaciones en el area de las telecomunicaciones y sensado remoto, esto porque como se trabaja en la longitud de onda de 1550 nm no es danina al ojohumano y es mas facil de trabajar, en 1987 N.D. Payne y su grupo[4], reportanla construccion de un amplificador de fibra optica dopada con erbio (EDFA,por sus siglas en ingles Erbium-Doped Fiber Amplifier).
Como estamos trabajando con una fibra dopada con erbio y codopada coniterbio, el bombeo con 976 nm tambien estimulara los electrones de este ele-mento. El codopaje con iterbio ayuda a generar una amplificacion mayor ya quela seccion eficaz de absorcion σab de este es mayor que la del erbio por lo quees mas probable que un foton sea absorbido por un ion de iterbio que por unode erbio, ver Figura 1.1. Ademas, la energıa absorbida por el iterbio puede sertransferida al erbio.
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Figura 1.1: Secciones eficaces de absorcion del Er/Yb.
Al bombear la longitud de onda de 980 nm al erbio, los iones que se en-cuentran en el nivel fundamental (4I15/2) sufren una transicion hacia un nivelde energıa superior (4I11/2) donde los iones presentan un rapido decaimientono radiativo al nivel metaestable (4I13/2). En el nivel metaestable un foton desenal puede provocar una emision estimulada liberando un foton de la mismalongitud de onda, polarizacion y fase de senal del foton incidente, ver la Figura1.2. En el caso de que los fotones de la luz incidente, no llegan para producirla emision estimulada, los iones excitados sufren un decaimiento emitiendo unfoton incoherente, ocurriendo ası el fenomeno de emision espontanea. Los fo-tones que se emiten de esta manera son amplificados por emision estimuladareduciendo la ganancia de senal y decreciendo la poblacion del estado superior.Dado que es un proceso aleatoreo, la emision se lleva a cabo en cualquier fre-cuencia dentro del espectro de emision del erbio y es conocida como emisionespontanea amplificada (ASE, por sus siglas en ingles, Amplified SpontaneousEmission).
Este proceso se considera como un laser de 3 niveles llevandose a cabo latransicion de emision entre la banda (4I13/2) y (4I15/2) y con este fenomeno elsistema trabaja como un amplificador [2].
Veamos cual es el principio fısico de la amplificacion que ocurre en la fibrapara el intercambio de iones de estos dos elementos.
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Figura 1.2: Diagrama del laser de Er3+ a tres bandas. Se bombea a 980 nm entre los niveles (4I15/2)y (4I11/2). Las flechas punteadas corresponden a caıdas no radiativas (n.r.) o a upconversion (u.c.)
En la Figura 1.3 podemos ver que si un ion de iterbio se encuentra en suestado fundamental 2F7/2 y absorbe un ion procedente del bombeo, se exci-tara hasta el nivel 2F5/2, en este estado, puede interactuar con un ion de erbiono excitado transfiriendole toda su energıa lo que provoca que el iterbio vuelvaa su estado fundamental mientras que el erbio pasara al nivel excitado4I11/2,alcanzara el nivel 4I13/2 mediante transiciones no radiativas[6]. Este intercambiode energıa entre el erbio e iterbio depende de la distancia entre los iones y delas concentraciones respectivas. Esta transferencia la caracterizamos medianteel coeficiente de transferencia Tr. Tambien puede suceder que un ion de erbioceda su energıa a uno de iterbio (transferencia inversa), aunque este proceso esmucho menos probable.
El iterbio es un metal blando muy ductil, en la naturaleza se encuentra en suestado de oxidacion Y b3+, tal como otras tierras raras. El Yb tiene un numeroatomico de 70 y una de sus principales ventajas es la inusual banda de absorcionque va de los 850 a 1070 nm debido a los niveles internos de transicion.
Otras de las caracterısticas del Y b3+ es que tiene un rango de fluorecenciaconsiderablemente grande (970-1200 nm), el tiempo de vida radiativo para elsegundo nivel va de 700-1400 µs.
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Figura 1.3: Esquema de niveles del Er3+ y del Y b3+. Se incluyen los fenomenos de upconversion y detransferencia de energıa. Las flechas punteadas corresponden a caıdas no radiativas.
En este modelo, las ecuaciones que describen el resonador y la dinamica deldopante son:
N = N1 +N2, (1.1)
dΦ(t)
dt= v[N2(t)σe(λs)−N1(t)σa(λs)]Φ(t)− Φ(t)
tc, (1.2)
dN2(t)
dt= v[N1(t)σa(λs)−N2(t)σe(λs)]Φ(t)− N2
τ, (1.3)
donde N es la densidad del dopante, Φ es la densidad de fotones, v la ve-locidad de la luz, τ el tiempo de vida en el nivel superior de energıa, tc es eltiempo caracterıstico relativo a la cavidad y perdida y σa(λs) y σe(λs) son lassecciones eficaces de absorcion y emision en la longitud de onda de emision laserλs, respectivamente.
Estas ecuaciones nos describen como es la inversion de poblacion con o sinmodulador acusto-optico el cual se describe en la siguiente seccion.
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1.2. Antecedentes de la tecnica del Q-switched
Se trabaja aquı en la generacion de amplificadores o laseres pulsados me-diante la tecnica de Q-switch, este se utiliza para generar pulsos energeticos yde corta duracion, del orden de nanosegundos y de ancho espectral angosto.
La atenuacion dentro de la cavidad corresponde a una disminucion en elfactor Q o factor de calidad del resonador optico, este factor Q es el parametroque describe la forma en amortiguado, resonador u oscilacion que se genera enun fenomeno fısico (ver Figura 1.4).
Si ν0 es la frecuencia de uno de los picos, entonces Q esta dado por:
Q =ν0
∆ν1/2=
λ0
∆λ1/2, (1.4)
donde ∆ν1/2 o ∆λ1/2 es la anchura a media altura. Esto es en terminos de lafrecuencia, en el dominio del tiempo tenemos:
Q =2π
T∗ W
〈P 〉, (1.5)
con la potencia promedio 〈P 〉 (decreciente) igual a la razon de cambio en eltiempo de la energıa almacenada W .
Esto ya que la definicion teorica de Q esQ = 2π(la energıa almacenada en el sistema = W )/ energıa perdida en un
ciclo de oscilacion o
Q = ω0W
−dW/dt, (1.6)
con W = hνNp es la energıa en terminos del numero de fotones Np.Cuando tenemos un atenuador variable en el interior de un laser, se le de-
nomina Q-switch. Se genera el Q-switching por medio de alguna de las dosmaneras, pasivo y activo, las cuales tiene que ver si se utiliza un absorbedorsaturable dentro de la fibra o un dispositivo modulador acusto-optico (OAM)y/o electro-optico (EOM) por sus siglas en ıngles respectivamente[13].
La energıa y la duracion de pulso depende de la perdida de la cavidad y laenergıa almacenada.
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Figura 1.4: a) Un esquema para un laser de fibra optica en modo pulsado por el metodo Q-switch,b)perdidas de potencia dentro de la cavidad laser, que al no tener completa la cavidad de oscilacionresulta imposible la ASE, c) una vez que del nivel base N1 se ha llevado a cabo la inversion depoblacion, se obtiene una gran cantidad de potencia acumulada en el medio de la ganancia. Ahora elabsorbedor saturable en el extremo de la fibra permite el paso de estas altas potencias y por ultimoen d) la cavidad se cierra con el espejo R1 y se obtiene un pulso con un ancho temporal igual al dobledel recorrido de la senal dentro de la cavidad.
La dinamica comienza cuando el medio laser es bombeado mientras que elQ-switch se establece para evitar la retroalimentacion de la luz en el medio deganancia. Esto produce una inversion de poblacion, pero la operacion laser nopuede ocurrir ya que aun no hay retroalimentacion de los resonadores y ya quela tasa de emision estimulada depende de la cantidad de luz que entra en elmedio. La cantidad de energıa almacenada en el medio de ganancia aumenta amedida que el medio se bombea, debido a las perdidas de la emision espontaneay otros procesos, despues de cierto tiempo la energıa almacenada llega a unnivel maximo (ganancia saturada)[7]. En este punto, el dispositivo Q-switch se
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cambia rapidamente de alta a baja perdida, lo que permite la retroalimentaciony el proceso de amplificacion optica por emision estimulada. Debido a la grancantidad de energıa que ya esta almacenada en el medio de ganancia, la inten-sidad de luz en el resonador laser se acumula muy rapidamente, lo que tambienhace que la energıa almacenada en el medio se agote.
El resultado neto, es un pulso corto de salida de luz del laser, conocido comopulso gigante, que por lo general tiene un pico de intensidad muy alta[25].
Eficiente Q-switch fue reportado en un cristal y fibra de vidrio a mediados de1980[8] con el desarrollo de fibras dopadas de tierras raras, Q-switch con fibraoptica dopada de Nd y Er fue primero demostrado seguido despues por dopajescomo Yb, Pr Tm; Con el desarrollo de la rejilla de fibra de Bragg (FBG), porsus siglas en ingles, los laseres de fibra fueron mas compactos[7].
En 1986, Mears et al.[27] reportaron la operacion del Q-switched en 1550 nmcon fibra dopada de Er con pulsos de 30 ns de duracion y 120 W de potenciapico a una frecuencia de repeticion de 800 Hz. Morkel et al[54] reportaron unlaser de fibra dopado con neodimio con pulsos de potencia de salida mayores a1kW en 1053 nm con 2 ns de duracion. La longitud de la cavidad era de 0.11 m,el tiempo de switching del modulador electro-optico (EOM) era cerca de 1 ns, lapotencia de bombeo de 22 mW a 810 nm con salida de un unico pulso. Usandouna fibra dopada de Er de 0.6 m, potencia de bombeo de 250 mW a 514 nmy un AOM en una cavidad lineal, Myslinski et al[55] reportaron pulsos de 8 nscon 230 W de potencia pico a 1 kHz de repeticion y 1550 nm de operacion. Seobservo que con un ajuste cuidadoso de la posicion del espejo posterior durantesu ejecucion, el pulso del Q-switched rompe dentro de multiples picos a 1.6 kHzde frecuencia y 350 mW de potencia de bombeo absorbida.
El fenomeno de multipicos se observo en una fibra dopada de erbio bombeadaa 980 nm con una longitud de la cavidad de 1 m y 350 mW de potencia debombeo, al principio se pensaba que era el resultado de una frecuencia fijadentro de la cavidad que podrıa estimular el crecimiento de ruido dentro deltren de onda y producir una respuesta que imite a la tecnica de modo de bloqueo,sin embargo en muchos moduladores, espejos mecanicos y ruedas dentadas[22].
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1.3. Interferometro de Sagnac de fibra optica estandar ISFO
Otra herramienta de la cual haremos uso es el interferometro de Sagnac [4].Este consta de un acoplador con el que se puede dividir la intensidad de entradaen dos salidas las cuales volveran al acoplador por medio del lazo que se formade la union de las terminales E3 y E4 como se muestra en la Figura 1.5.
Figura 1.5: Interferometro de Sagnac.
En las terminales de entrada del acoplador entran dos campos E1 y E2, enlo cual se obtendran dos campos de salida del acoplador (E3 y E4) los que sepueden calcular de la siguiente manera:
E3 = α12E1 + i(1− α)
12E2, (1.7)
E4 = i(1− α)12E1 + α
12E2, (1.8)
con α el coeficiente de la division de intensidad.Por medio de estas ecuaciones se puede analizar el funcionamiento del inter-
ferometro, para una sola entrada E1, el campo en la entrada E2 = 0, se obtieneen las salidas del acoplador:
E3 = α12E1, (1.9)
E4 = i(1− α)12E1. (1.10)
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Otra de las caracterısticas de los acopladores direccionales de cuatro puertoses el cambio de fase de π
2 entre los puertos uno-cuatro y los puertos dos-tres yno hay cambio de fase entre los puertos uno-tres y dos-cuatro.
Es claro que es posible manipular el lazo del interferometro de Sagnac, pu-diendo construirlo de fibra dopada, fibra de alta birrefringencia, fibra estandaro cualquier tipo de fibra optica. Ademas de torcer, calentar, apretar, tensar ocualquier alteracion mecanica o termica.
Ya que ambas ondas han viajado a traves de todo el lazo, al momento dellegar al acoplador por segunda vez los campos estaran descritos por:
E1 = α12Eiexp[
i2απ|E|2Lλ
] (1.11)
E2 = i(1− α)12Eiexp[
i2(1− α)π|E|2Lλ
], (1.12)
al pasar a traves del acoplador, las dos ondas producen dos senales de salida,
E01 = iα12 (1− α)
12E1 + α
12E2, (1.13)
E02 = α12E1 + i(1− α)
12E2, (1.14)
Sustituyendo:
E01 = iα12 (1− α)
12Ei[exp
i2απ|Ei|2Lλ
+ expi2(1− α)π|Ei|2L
λ] (1.15)
E02 = [αexp[i2απ|Ei|2L
λ]− (1− α)exp
i2(1− α)π|Ei|2Lλ
]Ei. (1.16)
Si definimos los parametros R y T como:
R =|E01|2
|Ei|2, (1.17)
T =|E02|2
|Ei|2, (1.18)
que son la reflectancia y la transmitancia de una superficie optica y sustituimosen estas ecuaciones las intensidades tenemos que,
R = 2(1− α)α[1 + cos[2π(1− 2α)|E2
i L
λ]], (1.19)
18
T = 1−R, (1.20)
La senal transmitida y reflejada dependen de la intensidad del campo incidenteen el acoplador, el coeficiente de acoplamiento α, la longitud del lazo L y lalongitud de onda del haz incidente.
Si α es igual a 0.5, R resulta igual a 1 y por lo tanto la senal T es nula, estosignifica que toda la energıa enviada por uno de los puertos del acoplador salepor el mismo puerto, no hay senal transmitida. La senal reflejada no esta mo-dulada, tiene un valor constante de 1, es decir, la potencia de la senal E01 esigual a la potencia de la senal de entrada Ei y tiene la misma forma.
En la Figura1.6 se puede ver el comportamiento de la reflectancia y transmi-tancia a medida que varia la constante de acoplamiento α de 0 a 1. Observemosque cuando tenemos una constante de acoplamiento de α =0.5 alcanzamos unamınima transmitancia y una maxima reflectancia.
Figura 1.6: Reflectancia y transmitancia de Sagnac.
19
1.4. Efecto de birrefringencia
Existen materiales que son llamados isotropicos, esto es por que dentro de suestructura cristalina presentan una homogeneidad perfecta, es decir, sus propie-dades opticas son las mismas en todas sus direcciones dentro del material, ası,dichos materiales presentan solo un ındice de refraccion. Por otro lado, estanlos materiales que presentan dos ındices de refraccion, ya que sus propiedadesopticas cambian en cualquier direccion dentro del material, estos materiales sonllamados anisotropicos y son conocidos como birrefringentes[8].
Para las fibras opticas, la birrefringencia es el grado natural de la conser-vacion de los modos de polarizacion ortogonal, esto es solo para una fibra conun nucleo cilındrico perfecto, por tanto, si hacemos incidir un haz de luz conpolarizacion lineal, este estado de polarizacion no es modificado y se mantienehasta la salida de la fibra. Por el contrario en la practica es imposible teneruna estructura simetrica de la fibra ya que existen inhomogeneidades produci-das por dobleces, torsiones o tensiones. Al descomponer la luz que viaja dentrode una fibra monomodo en sus componentes ortogonales, pudiera considerarseque dentro de ella se propagan dos modos linealmente en forma ortogonal, detal manera que el termino monomodo se aplica a la propagacion de la luz deuna polarizacion particular. Para una fibra con simetrıa circular perfecta, esdecir en el caso ideal, los dos modos son degenerados con la misma constantede propagacion (kx = ky), de donde podemos decir que los modos se propagana la misma velocidad, en tal caso se dice que la fibra no tiene birrefringencia ypor tanto se podrıa propagar cualquier estado de polarizacion sin que sufra uncambio. En realidad el nucleo de la fibra tiene una forma elıptica y los modosviajan a diferentes velocidades de propagacion y entonces tenemos una fibracon birrefringencia modal. La birrefringencia esta dada por la diferencia de losındices de refraccion efectivos (nx, ny).
El ındice efectivo de un modo se situa entre el ındice de refraccion del nucleoy el ındice de refraccion del revestimiento, acercandose mas uno u otro depen-diendo de cual sea el porcentaje de la potencia que se propaga por ellos (sila mayor parte de la potencia esta contenida en el nucleo, el ındice efectivoestara mas cerca del ındice de refraccion del nucleo).
B = |ny − nx| (1.21)
20
Cuando la luz se propaga dentro de la fibra, ambos modos son exitados, porlo tanto uno de ellos puede tener un retardo en fase. Los modos se designansegun las direcciones que los campos electricos y magneticos de la onda elec-tromagnetica asumen respecto de la direccion de propagacion. Por consiguientecuando se tiene una diferencia de fase y esta es un multiplo entero de 2π, losdos modos pueden coincidir en este punto y el estado de polarizacion se repite,entonces la longitud a la cual se repite dicha polarizacion se define como lalongitud de repeticion de la fibra y se expresa como:
Lb =λ
B(1.22)
donde λ es la longitud de onda de la luz incidente en el medio.
1.4.1. Rejillas de Bragg de fibra
Una rejilla de Bragg es un arreglo periodico de placas o pelıculas que tienendos ındices de refraccion diferentes denominados ındice de refraccion alto (nH)e ındice de refraccion bajo (nL), esta formada en el nucleo por una fibra optica,generalmente monomodo, con concentraciones de germanio.
Este arreglo de pelıculas o placas surge cuando el ındice de refraccion delnucleo de la fibra tiene una modulacion periodica como resultado de la expo-sicion del nucleo a un patron de interferencia muy intenso, esto se representamatematicamente como:
n(z) = n0 + ∆ncos(2πz
Λ), (1.23)
Donde ∆n es la amplitud de la perturbacion inducida del ındice de refraccony z es la distancia a lo largo del eje longitudinal de la fibra.
Utilizando la teorıa del modo acoplado[6], que describe las propiedades de larefleccion de la rejilla de Bragg, se tiene que esta depende de longitud l de lafibra y la longitud de onda λ dada por:
R(l, λ) =Ω2senh2(sl)
∆k2senh2(sl) + s2cosh2(sl), (1.24)
con Ω coeficiente de acoplamiento, ∆k = k− πλ es el vector de desintonizacion,
k = 2πn0/λ es la constante de propagacion y s2 = Ω2− k2. Teniendo en cuentaque:
21
Ω =π∆n
λMp, (1.25)
donde Mp es la fraccion de la potencia del modo de la fibra contenida en elnucleo y considerando que el nucleo de la rejilla esta uniformemente repartidopor las pelıculas, entonces Mp ≈ 1−V −2, con V la frecuencia normalizada dadapor V = (2π/λ)a(n2
co − n2cl)
1/2, donde a es el radio del nucleo, nco y ncl son losındices del nucleo y el revestimiento, respectivamente.
Figura 1.7: Red de fibra de Bragg.
Las rejillas de Bragg tienen un periodo fundamental Λ relacionado con lalongitud de Bragg, (ver la Figura 1.7), λB mediante
λB = 2nΛ. (1.26)
La luz guiada a lo largo del nucleo de una fibra optica sera dispersada porcada placa o plano de la rejilla. Hablaremos de una relacion muy importanteentre los haces que interactuan con la rejilla, esto es, de la condicion de Bragg; lacual tiene que ver con la conservacion de la energıa y momento. La conservacionde la energıa requiere que la frecuencia de la radiacion incidente y la reflejadasean iguales (hωi = hωr). La conservacion del momento requiere que el vectorde onda incidente ~ki mas el vector de onda de la rejilla ~k sea igual al vector deonda de la radiacion dispersada ~kf
~ki + ~k = ~kf , (1.27)
22
donde el vector de onda de la rejilla k, tiene una direccion normal a los planosque forman a la rejilla y tiene una magnitud de k = 2π
Λ siendo Λ el periodo dela rejilla. El vector de onda difractada tiene la misma magnitud pero direccionopuesta que el vector de onda incidente, esto es kf = (−ki =
2neffλB
), por lo que:
2π
Λ= 2
2πneffλB
(1.28)
de lo cual se deduce la condicion de Bragg de primer orden:
λB = 2neffΛ, (1.29)
donde la longitud de onda de Bragg de la rejilla, λB, es la longitud de ondacentral de la luz de entrada que sera reflejada y neff es el ındice de refraccionefectivo del nucleo de la fibra a la longitud de onda central en el espacio libre.
1.5. Dispositivos opto-electronicos y tecnicas de generacion de pul-sos
Se presentan las tecnicas para generar pulsos rapidos, estos metodos tienenla finalidad de obtener la mayor energıa posible y la menor duracion. Las ca-racterısticas, dispositivos para la creacion de pulsos y diferencias, nos llevan aelegir el metodo de Q-Switch siendo este mas efectivo, economico y eficiente.
1.5.1. Amarre de modos activo
Una cavidad laser opera en una variedad de longitudes de onda o modososcilantes con un espectro de salida de senal de emision que resulta contenerun amplio rango de frecuencias. Las frecuencias de estos modos estan dadaspor νq = qc/2L (donde q es un valor entero, c la velocidad de la luz en elmedio y L la longitud de la cavidad laser, en el caso Fabry-Perot). De estarelacion se puede ver que un laser operando en un regimen libre (free-running)no podrıa generar pulsos ultracortos, ya que los modos no tienen la misma fase.Sin embargo, cuando a la cavidad se le anade un dispositivo para sincronizarlas fases permite que el laser genere pulsos ultracortos[10].
Si tenemos n cantidad de modos oscilando de manera senoidal dentro dela cavidad con la misma fase, se obtiene una sucesion periodica de pulsos con
23
duracion inversamente proporcional a n y la tasa de repeticion T = 2Lc . Bajo
estas condiciones, se dice que el laser opera en el regimen de amarre de modos.Cuando el laser se encuentra operando en modo multimodo, cada uno de losmodos compite en el proceso de amplificacion. Cuando el laser opera en elregimen free-running hay muchos modos, pero si se modulan a la frecuencia deresonancia de la cavidad donde el numero de modos es mucho mas grande yel ancho espectral tambien, para sacar de operacion en el regimen multimodo,la cavidad laser debe contener un dispositivo que promueva ciertos modos demanera periodica sobre otros, es decir, debe existir un modulador con periodoc/2L donde la fase de los modos sea amarrada con la del resto.
Este caso es el de modulacion por amplitud (AM, Amplitud Modulation), queal aplicar a un bloque una senal de radio-frecuencia en la longitud L adoptando-se a la separacion de frecuencias intermodal c/2L a la frecuencia angular Ω/2πdel dispositivo. Ver Figura 1.8, donde el espejo M1 con reflexion al 100 % y M2tıpicamente con reflexion del 95.5 % y forman la cavidad de resonancia.
Figura 1.8: Amarre de modos activo por medio de un dispositivo electro-optico o acusto-optico confrecuencias y emisiones laser que dependen de la longitud de la cavidad y material saturable.
24
1.5.2. Amarre de modos pasivo
Se genera por un absorbedor saturable (AS), el cual absorbe potencias bajasy satura para potencias altas con objeto de favorecer el modo pulsado y operaen el regimen no lineal pero su funcionamiento se da sin necesidad del controlexterno del dispositivo, haciendolo totalmente pasivo.
Figura 1.9: Cavidad resonante que incluye, el absorbedor saturable, el medio de ganancia y la genera-cion del pulso.
Este proceso es simple y tiene que ver con las caracterısticas de transmisionde AS, donde la razon de transmision T varia de acuerdo al incremento de laintensidad dentro de la cavidad. La Figura 1.9 ayuda a visualizar cual es elefecto que se tiene con respecto al absorbedor saturable y la ganancia dentrode la cavidad con respecto al incremento de la intensidad con las caracterısticasde los espejos M1 y M2 similares al caso de amarre de modos activo.
Las principales caracterısticas y datos que podemos obtener de este metodode generacion de pulsos[53] son:
Periodo temporal TF = 2Lc
Ancho del pulso τpulso = TFM
Perıodo espacial 2L
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Longitud de pulso dpulso = cτpulso
Intensidad media I = M |A|2
Intensidad pico Ip = MIsiendo A coeficiente complejo de la envolvente y M el numero de modos en
la cavidad.
1.5.3. Q-switch activo
Como ya dijimos el Q-switch es un atenuador variable de control desde elexterior. Esto puede ser un dispositivo mecanico como un obturador, rueda dehelicoptero o girar un espejo/prisma a gran velocidad, de 20 a 60 mil r.p.m.dentro de la cavidad o de manera mas comun puede ser algun tipo de modu-lador como un acusto-optico o un dispositivo electro-optico. La reduccion delas perdidas (incremento de Q) se desencadena por un evento externo, por logeneral una senal electrica. La tasa de repeticion del pulso puede ser controladaexternamente.
Este metodo de generar Q-switch por medio de rotar un espejo o prisma es elprimero que se utilizo para obtener pulsos, es mas eficiente cuando se pone unprisma y el funcionamiento se muestra en la Figura 1.10, esto porque el prismatiene la propiedad de que cualquier rayo que incide en un plano perpendicularal eje es reflejado en direccion antiparalela al rayo incidente, por lo que, laalineacion en un plano (vertical), es seguro, por lo cual es util dar una vibracionen un sistema mecanico[11].
Las desventajas de este enfoque, son que la conmutacion es mas lenta y lasincronizacion del pulso de salida tiene una alta incertidumbre por lo que ya esmuy poco usada esta tecnica.
Una tecnica mas moderna es el uso de un conmutador electro-optico, este seilustra en la Figura 1.11. El ındice de refraccion de un material electro-opticocambia cuando este es expuesto a un campo electrico externo.
En el efecto Pockels el ındice de refraccion varia linealmente con el campoelectrico aplicado, materiales como el niobato de litio para longitudes de ondacercanas al infrarrojo o el cadmio-telurio para el infrarrojo, para el efecto Kerrel cambio para el ındice de refraccion es proporcional al cuadrado del campo
26
Figura 1.10: Disposicion de un prisma dentro de una cavidad laser.
electrico. Dado que el campo electrico debe ser conmutado rapidamente paraque el Q-switch sea efectivo, es mas usual usar el efecto Pockels para un materialno-lineal para una longitud de onda de laser disponible.
Es posible tomar dispositivos electro-opticos como placas de onda con unabirrefrigencia que depende de la fuerza del campo electrico aplicado, la dis-posicion de una celda Pockels esta orientada con un eje a 450 del eje de unpolarizador. La cavidad se mantiene en un estado bajo de Q aplicando un vol-taje adecuado por lo que este se comporta como una placa de un cuarto deonda, por lo que luz polarizada verticalmente transmitida por el polarizador seconvierte en circular despues de su transmision[12].
La ventaja de la conmutacion electro-optica, es la conmutacion rapida (delorden de los 10 ns) y una alta razon de hold-off, lo cual permite que se construyauna inversion de poblacion varias veces el valor del umbral para alto Q switch.
Si una onda acustica es lanzada a traves de un cristal acusto-optico, el ındicede refraccion cambia ligeramente los picos y valles como resultado de expansiono contraccion local de un cristal. El resultado de la variacion periodica en elındice de refraccion es la difraccion de la radiacion incidente. Se puede pensareste como una reflexion de Bragg de un alto y bajo ındice que se establece enel cristal.
Con un generador de radio frecuencia (RF) se aplica al cristal una ondaacustica que se propaga a lo largo del cristal y se amortigua en el extremoopuesto, el amortiguamiento, se logra debido al corte en el extremo del cristal
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Figura 1.11: Dispositivo electro-optico para generar Q-switch.
en forma de cuna. Una fraccion de la radiacion incidente sera reflejada desde eleje de la cavidad y por tanto perdera sus modos de oscilacion. Con el generadorde RF aplicado, el cristal acusto-optico incrementa la perdida en la cavidadlaser. Apagando el generador, se remueve la perdida adicional y se estableceuna condicion de alto -Q.
Figura 1.12: Dispositivo acusto-optico para generar Q-switch.
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Las ventajas de una conmutacion por medio de un cristal acusto-optico sonque es relativamente barato y la insercion de perdidas puede ser baja orientandoel cristal al angulo Brewster, sin embargo, el hold-off es bajo y en consecuenciala tecnica se emplea en un bombeo continuo obteniendo una emision modesta.
En la Figura 1.12, vemos la condicion de Bragg para la reflexion en el cristalde radiacion incidente al angulo θB sobre una onda acustica de longitud de ondaλa. El tiempo de conmutacion se logra en tiempos cortos que corresponde altiempo que toma a la onda acustica propagarse fuera de la region del modode la cavidad. Considerando que la velocidad del sonido en el cristal es de 5km/s se puede estimar el tiempo de Q-Switch que es de 200 ns para 1 mm dediametro del rayo.
La frecuencia del modulador y en consecuencia, la razon de repeticion dellaser, puede ser variado controlando el modulador con diferentes senales. Tıpica-mente la razon de repeticion se encuentra en el rango de 1-100 kHz. La duraciondel pulso y la energıa del laser depende de la energıa almacenada dentro de lacavidad, es decir la frecuencia del modulador y la potencia de bombeo. Usual-mente la duracion del pulso decrece y su energıa se eleva con el incremento dela potencia de bombeo.
Se ha demostrado que la duracion del pulso se relaciona con la ganancia dellaser y el tiempo de ida y vuelta en la cavidad, segun la siguiente ecuacion:
tw =8,1 ∗ trtgrt
(1.30)
donde trt es el tiempo de ida y vuelta en la cavidad y grt = lnGrt es el coeficientede ganancia cuando el pulso se comienza a formar. La energıa del pulso de unlaser Q-switch puede ser incrementada disminuyendo la razon de repeticion conciertas restricciones. Los moduladores permiten una transicion mas rapida debajo a alto Q y proporcionan un mejor control, adicional a esto, la luz puedeser rechazada de la cavidad y reutilizarse[13].
1.5.4. Q-switch pasivo
En este caso, el Q-switch es un absorbente saturable, un material cuya trans-mision se incrementa cuando la luz supera un cierto umbral tal como semicon-ductores o cristales dopados con iones. El material puede ser un cristal de iones
29
dopado, un tinte blanqueador o un dispositivo semiconductor pasivo. Al inicio,la perdida de la absorcion es alta, pero aun lo suficientemente baja como parapermitir alguna emision laser, como la potencia del laser aumenta, se satura laabsorcion, es decir, reduce la perdida del resonador por lo que la potencia puedeaumentar mas rapido. Idealmente, esto pone al amortiguador en un estado debajas perdidas para permitir la extraccion eficiente de la energıa almacenadapor el pulso laser. Despues del pulso, el absorbedor se recupera de su gran perdi-da de estado antes de la ganancia, de manera que el siguiente se retrasa hastaque la energıa en el medio de ganancia se llene. La tasa de repeticion del pulsopuede ser controlada de manera indirecta, por ejemplo mediante la variacionde la potencia del laser del bombeo de alimentacion y la cantidad de absorcionsaturable en la cavidad[14].
Un ejemplo lo podemos ver en la Figura 1.13, un espejo absorbente saturablede semiconductores (SESAM por sus siglas en ingles), el cual comprime unmaterial semiconductor entre dos espejos y las propiedades de absorcion puedenser controladas y estas trabajan tıpicamente entre 900 nm y 2 µm.
Figura 1.13: Un espejo absorbente saturable de semiconductores (SESAM) para generar pulsos.
Ası podemos hacer el analisis cuantitativo del metodo que es de nuestrointeres.
Despreciando el bombeo durante el desarrollo de un pulso Q-switch e igno-rando transiciones espontaneas tenemos las siguientes razones:
dN2
dt= −N ∗(t)σ21
I
~ωL(1.31)
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dN1
dt= +N ∗(t)σ21
I
~ωL, (1.32)
Donde, I(t) y ωL son la intensidad total del modo laser oscilante y la frecuen-cia angular respectivamente, N ∗(t) es la densidad de la inversion de poblaciony σ21 es la seccion transversal de ganancia optica.
Estas ecuaciones corresponden al caso extremo del cuello de botella en elcual la tasa de decaimiento espontaneo del nivel bajo del laser es despreciable.
La ecuacion de tasa para la evolucion de la inversion de poblacion duranteel pulso de Q-switch, se puede calcular por
dN ∗
dt=dN2
dt− g2
g1
dN1
dt(1.33)
= −βN ∗(t)σ21I(t)
~ωL(1.34)
donde β = 1 + g2g1
y g1, g2 son las degeneraciones de los niveles de energıa enel atomo.
Uno de los modelos teoricos usado para calcular la energıa del pulso es repor-tado en [15], el cual provee una expresion aproximada para calcular la maximaenergıa de un laser de fibra. La maxima energıa esta expresada como una fun-cion de varias variables como:
E = (PCW τ21 + nthhνV )(1− e−1
τ21fr ), (1.35)
donde PCW es la potencia de salida en onda continua, τ21 es el tiempo de vidaen el nivel energetico del erbio, nth es la inversion de poblacion en el umbral deemision laser, h es la constatnte de Planck, ν es la frecuencia, V es el volumende ganancia, y fr es la razon de repeticion. La inversion de poblacion nth estadado por:
nth =−log(R1R2) +NErσaErL
2L(σeEr + σaEr), (1.36)
con R1 y R2 son las reflectividades de los espejos extremos de la cavidad.Con esta herramienta y adaptandola a nuestros datos obtenemos la energıa
de pulso.
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Capıtulo 2
Elementos para la construccion delaseres de fibra optica sintonizable
2.1. Introduccion
El objetivo de este capıtulo es disenar, mostrar y describir cada una delas partes que conforman un sistema laser sintonizable, identificandose cuatrocomponentes fundamentales para su funcionamiento a saber, fuente de bombeo,medio activo, resonador optico y el elemento de seleccion espectral. La elecciondel tipo del medio activo es la que se define por sus propiedades opticas, suregion de amplificacion y su region de bombeo. El interes por las fibras dopadascon erbio es porque posee, como ya se ha mencionado antes, una region deemision laser que va desde 1520 hasta 1570 nm, intervalo que contiene partesde la banda C y L de las comunicaciones opticas, pudiendo aplicarse en estasmismas como medio de amplificacion o como fuente de irradiacion en la longitudde 1550 nm[17].
Muchas aplicaciones como sensores de fibras y la calibracion de instrumentosopticos, requieren fuentes de laseres sintonizables y de multiples longitudes deonda. Muchos metodos han sido propuestos y demostrados, por ejemplo, loslaseres de multiples longitudes de onda de fibra dopada con erbio han sidodemostrados usando el efecto de filtrado periodico de una fibra birrefringenteen serie con un polarizador, insertando un filtro tipo peine en la cavidad laser,usando rejillas de Bragg o por el desplazamiento de la frecuencia dentro de lacavidad de los modos de oscilacion[36].
32
Laseres de colorante y algunos laseres de estado solido tienen anchos de ban-da grandes, lo que permite ajuste en rangos de decenas a cientos de nanometros.El laser de estado solido sintonizable mas comun en un intervalo de emision de670 nm a 1100 nm de longitud de onda. Normalmente, estos sistemas de laserincorporan un filtro Lyot en la cavidad laser, que se hace girar para sintoni-zar. Otras tecnicas de ajuste implican rejillas de difraccion, prismas, etalones, ycombinaciones de estos. Varias disposiciones de prisma de rejilla, en varias con-figuraciones, se utilizan en diodo, tinte, de gas, y otros laseres sintonizables[11].
Un amplificador hecho completamente de fibra optica, se bombea con undiodo laser (LD) de 980 nm, el cual inyecta su potencia optica a uno de lospuertos de entrada de un WDM (de sus siglas en ingles Wavelength Divisionmultiplexer), multiplexor por division de una longitud de onda de 1550/980nm, mientras que su otro puerto de entrada recibe la senal de 1550 nm, la cualse desea amplificar, a la salida de este WDM, se tiene la superposicion de loshaces de bombeo y la senal, ası este haz de salida se introduce en la terminalde un tramo de fibra dopada con erbio, de longitud L, entonces se ha creado unamplificador en cuyos extremos tienen un par de terminales de fibras (interfasefibra-aire), que se comportan como un par de espejos, (resonador optico), cuyasreflectividades son del 4 % conocidas como reflexiones de Fresnel. Todo esto seretroalimenta positivamente, para el caso de fibras amplificadoras, existen dosmaneras:
1-.Incorporando a este medio amplificador a una cavidad resonante, confor-mada por dispositivos que reflejen en los extremos del amplificador, en unamayor proporcion en aquella region espectral de amplificacion o ganancia re-querida.
2.- Retroalimentando al amplificador de fibra, es decir, mediante el empleode un aislador optico y un acoplador 90/10 ajustado a la region espectral deinteres, para observar emision laser a la salida.
Para construir un laser sintonizable de longitud de onda irradiada, a partede las componentes principales que lo conforman, como son: fuente de bombeo,medio activo y el resonador optico, hay otra componente que juega un papelcrıtico porque de este dependen las caracterısticas distintivas de este tipo delaseres, como el ancho espectral, rango de sintonizacion, rapidez de sintonizacione intensidad del haz de salida en funcion de la longitud de onda irradiada[18].
33
Estas componentes son los filtros opticos sintonizables, los cuales se clasi-fican en filtros opticos de sintonizacion discreta o continua y a su vez comomultilongitud de onda y de longitud de onda unica, estos filtros opticos sinto-nizables, se instalan dentro de la cavidad resonante del sistema laser por lo quemodifica la distribucion modal y selecciona la region espectral a amplificar enel sistema laser. Los dispositivos tradicionalmente utilizados para la sintoniza-cion son las rejillas de Bragg rotatorias, las rejillas de Bragg de fibra optica, losetalones sintonizados en angulo, filtros Fabry-Perot llenos de cristal lıquido ylos dispositivos amplificadores de semiconductor.
En la Figura 2.1, podemos ver un modulador acusto-optico de fibra el cualse inserta en la cavidad, en un punto donde ya se obtiene la ganancia del medioy se activa con un generador de frecuencias.
Figura 2.1: Modulador empleado dentro de la configuracion laser para generar pulsos.
Ahora analizaremos el modulador acusto-optico que hemos empleado ennuestros experimentos, se utilizaron dos tipos el de cavidad libre y de fibraoptica[19].
Comencemos con el de cavidad libre modelo 23080-X-1.55-LTD, este se mues-tra en la Figura 2.2 el cual esta formado de un cristal de dioxido de telurio conun transductor de niobato de litio cuya longitud de onda de operacion es a 1550nm, transmision estatica mayor al 97 %, frecuencia de operacion de 80 Mhz, efi-ciencia de difraccion mayor al 65 % con polarizacion lineal, tiempo de subidade 150 ns/mm del diametro del rayo, impedancia 50 Ω.
34
Figura 2.2: Modulador empleado dentro de la configuracion laser y de cavidad libre para generar pulsosrapidos.
Las ecuaciones con las que podemos describir el tiempo de subida son: pri-mero el ancho esta dado por:
d0 =4fλ
πd1,
donde f es la longitud focal de la lente en mm, λ =1550 nm, d1 es el diametrodel rayo optico de entrada y d0 es el diametro dentro del modulador en µm, ası
tr =1,3d0
2V
donde V es la velocidad acustica del material modulador el cual es 4260 m/s.La longitud focal de la lente es Fd1 = flen, flen debe estar entre 80 y 130 mm.El angulo de deflexion se define como la frecuencia del controlador acustico
φd = 2θbragg =faV
.
Este dispositivo funciona con luz polarizada y el rayo debe estar exactamentedirigido a una pequena placa de oro ya que si no fuera el caso, se fundirıan losdelgados hilos que sostienen la placa y el modulador quedarıa inservible.
35
El segundo modulador utilizado es el modelo 31XXX-YYDA y se muestraen la Figura 2.3, tiene un cristal que se controla con un generador de RF deun abastecimiento entre 24 y 250 MHz, el sistema puede trabajar en longitudde onda continua, la potencia de salida es el factor que establece el maximorequerido para el dispositivo acusto-optico y entrega entre 3 y 20 Watts dentrode 50 ohms de impedancia.
Este sistema consiste de un cristal oscilador controlador, un circuito de mo-dulacion digital TTL en -1 y 1 Volt de amplitud.
Figura 2.3: Modulador empleado dentro de la configuracion laser y de cavidad de fibra para generarpulsos.
En este trabajo se propone y se demuestra una configuracion lineal de multi-longitud de onda, basado en un interferometro de Sagnac de fibra optica que escapaz de sintonizar longitudes de onda dentro de la region de amplificacion de lafibra dopada con erbio, 1520-1570 nm. Este sintonizador, con las caracterısticasde diseno requeridas es capaz de sintonizar una region espectral de ∼ 39 nm.
Como ya mencionamos un laser sintonizable es un laser cuya longitud deonda de emision se puede desplazar de forma controlada. Mientras que todoslos medios de ganancia de laser producen pequenos cambios en la longitud deonda de salida, solo unos pocos tipos de laseres permiten sintonıa continua enun rango de longitud de onda significativa[20].
36
Existen varios tipos y categorıas de laseres sintonizables, estan el de gas,lıquido y estado solido, entre los tipos de laseres sintonizables son los excimer,laser CO2, laser de colorantes, cristal semiconductor y los laseres de diodo, y loslaseres de electrones libres. Los laseres sintonizables encuentran aplicaciones enespectroscopia, fotoquımica, laser en vapor atomico de separacion isotropica, ylas comunicaciones opticas.
2.1.1. Ajuste de una sola emision laser
Dado a que ningun laser real es verdaderamente monocromatico, todos loslaseres pueden emitir luz sobre una cierta gama de frecuencias, conocidas comoancho de lınea de la transicion laser. En la mayorıa de los laseres, este ancho delınea es bastante estrecho. La sintonizacion de la salida del laser a traves de esterango se puede lograr mediante la colocacion de elementos opticos selectivos delongitud de onda dentro de la cavidad optica del laser, para proporcionar laseleccion de un modo longitudinal particular de la cavidad[21].
2.1.2. Sintonizacion de multiples emisiones laser
La mayorıa de los medios de ganancia laser tienen un numero de longitudesde onda de transicion en la que se puede lograr el funcionamiento del laser.Por ejemplo, ası como la longitud de onda principal a 1064 nm en un laser deNd: YAG, tiene transiciones mas debiles en longitudes de onda de 1052 nm,1074 nm, 1112 nm, 1319 nm, y un numero de otras lıneas. Por lo general, estaslıneas no funcionan a menos que se suprima la ganancia de la transicion masfuerte, por ejemplo, mediante el uso de espejos dielectricos de longitud de ondaselectivas. Estos esquemas son comunes en los laseres de iones de argon, lo quepermite la sintonizacion de laser a un numero de lıneas desde el ultravioleta yazul a traves de longitudes de onda verdes[22].
2.1.3. Sintonizacion de emision laser de banda estrecha
En algunos tipos de laseres la longitud de la cavidad puede ser modificado, ypor lo tanto se puede ajustar continuamente en un intervalo de longitud de ondasignificativa. Los laseres de semiconductor de realimentacion distribuida y de lacavidad vertical y emision superficial utilizan estructuras de reflector de Bragg
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distribuidos periodicamente para formar los espejos de la cavidad optica. Elrango de sintonizacion de tales laseres es tıpicamente de unos pocos nanometros,hasta un maximo de aproximadamente 4 nm, cuando se cambia la temperaturadel laser sobre 50 K. Como regla general, la longitud de onda se sintoniza enrazon de 0,08 nm/0C para laseres (laseres de retroalimentacion distribuida DFBpor sus siglas en ingles) de operacion en el regimen de longitud de onda de 1550nm. Estos laseres se utilizan comunmente en aplicaciones de comunicacionesopticas, Multiplexacion por division de longitudes de onda densas, (DWDM)tales como sistemas para permitir el ajuste de la longitud de onda de la senal[23].
En nuestro caso, hacemos pruebas y mediciones previas como medir la lon-gitud de fibra dopada optima que nos de la maxima potencia, longitud de ondaen la que trabajaremos (1550nm), y poder ver el espectro tıpico de emision delerbio.
Una construccion como la de la figura 2.4 con un diodo laser que bombeaa 976 nm y comenzando en una longitud de 10 metros, nos permite medir,espectros, longitudes de onda, potencia y energıa de nuestro amplificador.
Figura 2.4: Esquema construido para medir y obtener la longitud de fibra optima ası como la emisionde ASE del Er+3.
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El perfil de la emision espontanea de nuestra fibra dopada de Er3+/Y b3+
cubre el rango de longitud de onda desde 1520 hasta 1570 nm. Este perfil de laemision de la fibra, permite a un laser operar dentro de la region que dependede la configuracion de la cavidad.
La Figura 2.5 muestra el espectro medido con el monocromador en el cualpodemos observar un pico maximo a 1535 nm de acuerdo con la hoja de datosque especifica el fabricante, la longitud de la fibra dopada es un parametrodeterminante en el laser, un laser con una fibra dopada muy larga operara enuna alta longitud de onda debido a la reabsorcion de la longitud de onda cortaen la seccion no bombeada de la fibra, medimos el valor promedio de la potenciade salida para seis longitudes de la fibra dopada con erbio e iterbio.
Figura 2.5: Emision espontanea de una fibra dopada Er3+/Y b3+ de doble revestimiento.
Podemos ver que existe una longitud de fibra optima de 3 m para la cual seobtiene una potencia promedio maxima, fuera de la longitud optima la potenciapromedio de salida cae rapidamente como lo muestra la Figura 2.6.
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Figura 2.6: Variacion de las potencias promedio de salida con respecto a la longitud de fibra dopada.
El incremento inicial de la potencia promedio de salida con fibra de doblerevestimiento dopada con erbio e iterbio es debido al incremento de magnitudde la energıa almacenada en la fibra. Mas alla de la longitud optima de la fibra,una caıda en la potencia promedio de salida ocurre debido a la reabsorcion dela senal desde la seccion no bombeada de la fibra, el incremento de la longitudde nuestro medio de ganancia causa la variacion en la operacion de la longitudde onda como lo muestra la Figura 2.7.
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Figura 2.7: Variacion de la longitud de onda de emision con la longitud de la fibra dopada con erbioe iterbio de doble revestimiento.
Un analisis para amplificadores de fibra dopada de iterbio fue previamentepublicado[27]; adoptamos el analisis para calcular la longitud de fibra dopadaoptima y la potencia de saturacion para nuestro esquema de bombeo. Usandolos resultados en la referencia podemos demostrar que la longitud optima de lafibra es alrededor de 3 metros para una senal de potencia de entrada de entre10−4W a 1 W con una potencia de bombeo constante utilizando el metodo deRunge-Kutta, (Figura 2.8).
Figura 2.8: Simulacion con datos de un amplificador de fibra dopado de iterbio.
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Capıtulo 3
Experimentos, resultados y analisis
3.1. Introduccion
En este capıtulo presentamos los esquemas y configuraciones construidos, to-das sus caracterısticas, se explican el uso de cada dispositivo optico, electronico,opto-electronico, mecanico y termico que nos ayudan a lograr obtener emisionescontinuas o pulsos de mayor energıa y menor duracion.
Se exhiben algunos de los dispositivos electronicos y sus caracterısticas masimportantes tales como el laser de bombeo, el analizador de espectros opticos,el modulador acusto-optico y la rejilla de Bragg. Todos estos elementos tanindispensables juegan un papel importante en las investigaciones y es por elloque ponemos enfasis es su demostracion.
Sin duda el principal elemento es el laser de bombeo, el cual es un laser dediodo a 976 nm y 30 W de potencia de salida mediante fibra optica multimodomodelo JOLD-30-FC-12-976.
Es necesario un conocimiento mas preciso de la frecuencia de emision delas fuentes (sobre todo de las fuentes monomodo), en estos casos se usan losmedidores de frecuencia optica o medidores de longitud de onda que, de formageneral, nos informan la frecuencia de emision de la fuente, teniendo bastantemenos precision en la medida de la potencia de la misma.
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3.2. Experimento I, Q-switch activo en una fibra laser, alta eficiencia
Nuestra primera construccion se muestra en la Figura 3.1 este es un es-quema de un Q-switch construido con fibra dopada con Er3+/Y b3+ de doblerevestimiento, la configuracion consta de dos subsistemas que operan a dife-rentes longitudes de onda, el primero es el sistema de bombeo a 976 nm y elsegundo es un sistema laser que emite a 1550 nm. El arreglo es una cavidadde Fabry-Perot incorporandole un elemento acusto-optico para la generacionde pulsos. El espejo dicroico DM2 y el lazo de Sagnac son empleados comoespejos en los extremos de la cavidad. El lazo de espejo de Sagnac es construidocon fibra optica acoplada, en nuestro caso a un acoplador de 3dB cuyo puertode salida esta acoplado a 50 cm de una fibra monomodo que forma un lazocorto, siendo un dispositivo barato y optimo ya que la razon de acoplamien-to se puede manipular para obtener la reflectivilidad (R) deseada. El mediode ganancia del laser es una fibra dopada con erbio e iterbio de 3 metros, lacual tiene un diametro de nucleo de 7µm, un revestimiento interno de 130µm yun revestimiento exterior de 245µm de diametro respectivamente, la aperturanumerica es de 0,17, el extremo de la fibra dopada es acoplada a un metro defibra monomodo estandar con el fin de atenuar la senal de bombeo residual y laemision de 1064 nm debida al iterbio. Dos lentes asfericas, L1 de 18 mm y L2 de8 mm de longitud focal fueron usadas para hacer mas eficiente la transmision yenfocar la senal de bombeo a la fibra dopada de Er3+/Y b3+, una lente L3 conuna longitud focal de 150 nm se uso dentro del sistema para hacer el diametrodel haz mas pequeno que el tamano del cristal del Q-switch y al mismo tiempoincrementar la estabilidad del sistema.
La configuracion experimental incluye dos espejos dicroicos de paso de ondacorta DM1 y DM2 con alta reflectividad (HR) (> 99,5 %) a 1550 nm y altatransmision (HT) (> 90 %) a 1064 a 450 y 00 de angulos de incidencia res-pectivamente. La fibra dopada, fue bombeada por un laser de diodo de altapotencia (JOLD-30-FC-12-976), este laser de diodo tiene acoplado una fibracon un diametro de nucleo de 200µm y una apertura numerica de 0.22, la po-tencia de bombeo se limito a un maximo de 8.1 W por seguridad de la fibra ylos dispositivos de medicion.
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Figura 3.1: Esquema laser base a 976 nm para los experimentos.
Para ejecutar el Q-switch, se coloco un modulador acusto-optico (AOM) conuna eficiencia de difraccion mayor al 60 % a primer orden, se utilizo un transistorlogico (TTL) de razon de repeticion variable y un controlador de ciclo electricopara manipular el AOM.
Para caracterizar el laser se usaron varios instrumentos de medicion, a lasalida del laser de Q-switch se hizo con un medidor de potencia en un acopladorde 3 dB, un fotodetector de InGaAs con rango espectral de 800 a 1700 nm yun ancho de banda de 1.2 Ghz, un osciloscopio analogico de 100 Mhz de anchode banda con una razon de muestreo de 1,25 GS/s se uso para medir la formadel pulso; no podıa faltar el monocromador para poder medir el espectro opticode la senal de salida. Todos estos datos se obtuvieron de manera simultanea ypudimos observar a detalle las caracterısticas de nuestro arreglo.
La distancia entre L3 y DM2 fue de 230 mm, siendo mas grande que lalongitud focal de L3 150 mm, esto debido a que ambos, el bombeo y la senaldel laser con diferentes longitudes de onda inciden en la misma lente L2.
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La variacion de la potencia de salida y la duracion de pulso fueron medidoscomo funcion de la razon de repeticion y se muestra en la Figura 3.2 y Figura3.3.
Figura 3.2: Variacion de la potencia promedio de salida con la razon de la repeticion.
Figura 3.3: Variacion de la duracion de pulso con la razon de la repeticion.
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Para la longitud de 3 metros la potencia de salida comienza a incrementarcuando la razon de repeticion rebasa los 80 kHz como se puede ver y la duracionde pulso mas pequena puede ser alcanzada con la longitud mas corta de la fibra.La operacion del laser es optima para la razon de repeticion desde 40 a 140 kHz;la duracion del pulso fue obtenida entre 34 y 80 ns. Una vez que las condicionesde operacion del laser se han determinado, el tren de pulsos exhibe pequenasfluctuaciones en el pico de potencia por largo tiempo.
La potencia del laser se incrementa para altas frecuencias de repeticion por-que el tiempo promedio del estado excitado de la poblacion se reduce, por locual se reduce la perdida de la energıa debido a la emision espontanea.
Figura 3.4: Potencia de salida promedio contra potencia de bombeo dentro de 3m de fibra de doblerevestimiento dopada de Er+3/Y b+3 a una tasa de repeticion de 120 kHz.
En la Grafica 3.4 podemos ver la potencia de salida promedio a una tasa derepeticion de 120 kHz para varias potencias de bombeo. En la figura se observaque a partir de una potencia de umbral de 3 W empieza la emision laser.
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Una potencia de salida promedio de 4.0 W a longitud de onda de 1549 nm seobtuvo para potencia de bombeo de 8.1 W, lo que corresponde a una eficienciade aproximadamente 50 %, en la Figura 3.5 podemos ver un tren de pulsosseguido de un unico pulso del laser de Q-switch usando 3 m de fibra dopada.
Figura 3.5: (a) tren de pulsos a 120 kHz, b) perfil de un pulso.
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En todo el analisis anterior pudimos construir nuestro laser pulsado con unabuena eficiencia, obtuvimos pulsos de corta duracion (35ns) con energıa de 35 µJaproximadamente y una configuracion que trabaja de manera estable durantelargos periodos de tiempo, considerando todos los parametros que pueden variardentro del laboratorio como puede ser la temperatura, pequenas perturbaciones,polvo, grasa, etc.
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3.3. Experimento II, Laser de fibra de doble revestimiento dopadacon Er3+/Y b3+ sintonizable en longitud de onda en operacioncontinua y pulsada basada en una rejilla de Bragg aplicando elmetodo de Q-switch.
Veamos otro experimento realizado con la misma configuracion basica que elanterior pero cambiando al interferometro de Sagnac por una rejilla de Braggque nos sirvio como espejo al 100 % y como selector de longitud de onda, hicimosoperar en el regimen pulsado y continuo.
El esquema de este experimento se muestra en la Figura 3.6, al igual que enel caso anterior esta formado por un laser diodo para el bombeo, fibra dopadade doble revestimiento con las caracterısticas ya mencionadas y con el arreglo deespejos dicroicos y lentes que nos dan selectividad y estabilidad respectivamente.
Figura 3.6: Configuracion experimental del laser bajo estudio.
La rejilla de Bragg (FBG, por sus siglas en ingles Fiber Bragg Grating)de fibra tiene un pico de reflexibilidad cerca del 100 % a 1537.8 nm con unancho de banda de aproximadamente 0.5 nm ajustado en una placa de 20 cm2
de dimensiones colocado en un sistema mecanico para aplicar compresion yextencion lateral a traves de un tornillo micrometrico.
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Ası nuestra cavidad laser esta formada por la rejilla de fibra de Bragg yel espejo dicroico en los extremos de la configuracion. La longitud total de lacavidad es de 8 m y la potencia de salida se midio a traves de un medidorde potencia PM100D en el acoplador de 3dB, un fotodetector de 10 Ghz enel infrarrojo y a 100 MHz de ancho de banda y un osciloscopio digital de 1.25GS/s se utilizaron para medir la forma del pulso; un analizador de espectrooptico (OSA) con una resolucion de 30 pm se utilizo para obtener el espectrooptico.
Lo que se obtuvo en estos experimentos fue lo siguiente:Removimos el modulador acusto-optico para que la radiacion de salida de la
fibra dopada a 1550 nm fuera enviada a la rejilla directamente a traves de unmetro de fibra estandar monomodo y trabajar el sistema en el modo continuo.Podemos ası aplicar la compresion y estiramiento lateral sobre la rejilla con eltornillo micrometrico, obteniendo una sintonizacion en longitud de onda en elrango de 1532 a 1542 nm con nuestro punto de referencia en 1537.8 nm (longitudde onda de Bragg) con un ancho de banda de 0.17 nm para cada longitud deonda, cuando se aplico compresion en la rejilla, la longitud de onda de Braggse movio a longitudes de onda mas cortas (de 1537.8 a 1532 nm) y cuandoaplicamos estiramiento sobre la rejilla la longitud de onda de Bragg se desplazaa una longitud de onda mas larga (1537.8 a 1542 nm) como lo podemos ver enla Figura 3.7(a).
El desplazamiento del tornillo micrometrico fue de 80 µm para compresion yextension en el modo continuo. La potencia de salida promedio en onda continuafue cerca de 0.7 W a 8.6 W de potencia de bombeo lo que nos da una eficienciadel 8 % debido al alto umbral de la emision laser, Figura 3.7(b).
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Figura 3.7: Espectro de salida para longitud de onda sintonizable (a) en el regimen continuo (b)potencia promedio a 1537.8 nm.
Para el segundo experimento se introdujo el modulador acusto-optico en lacavidad lineal para conseguir el Q-switch y obtener pulsos iniciando en 1537.8nm. Como en el caso de la primera parte del experimento, aplicamos compresiony extension lateral sobre la rejilla obteniendo un rango de sintonizacion de 1532 a1542 nm con un desplazamiento de 0.1 nm por 10 µm en el tornillo micrometrico,para un total de desplazamiento del tornillo de 80 µm para ambos, extension ycompresion en el modo pulsado, el ancho de banda en este regimen fue de 0.45nm por cada longitud de onda de sintonizacion.
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La Figura 3.8(a) ilustra la longitud de onda de sintonizacion en el modo de Q-switch activo, en ambos experimentos, estuvimos limitados para la compresiony extension ya que la rejilla de Bragg podrıa romperse. Los dos maximos o picosen longitud de onda aparecieron debido a la birrefringencia externa inducidajunto con la birrefringencia intrınseca presente en la fibra de la rejilla de Braggy pudimos observar los dos picos de reflexion a traves del OSA.
Figura 3.8: Espectro de salida para la sintonizacion en longitud de onda (a) laser pulsado, (b) potenciade salida promedio.
Incorporando una FBG en la cavidad lineal nos permitio ajustar el lasersobre la banda de ganancia del erbio, ası de nuevo la sintonizacion del laser seobtuvo para onda continua y modo pulsado.
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En cada caso el laser fue sintonizado aproximadamente 12 nm sobre la bandade ganancia del erbio.
En la Grafica 3.9, podemos ver la variacion de la deformacion de la FBG, demanera que la deformacion inducida genera tres longitudes de onda de emisionen nuestro laser de fibra, debido al sılice solo tiene comportamiento elasticohasta su punto de ruptura. Estas tres longitudes de onda (en 1573.3, 1550.8 y1552.2 nm) se presentan tanto para el modo CW y pulsado, y aparece despuesde un desplazamiento del tornillo micrometrico de 90 nm para compresion yextencion de la FBG de la longitud de onda mas corta y mayor sintonıa en elCW y el modo pulsado del laser de fibra.
Figura 3.9: Tres longitudes de emision en (a) en modo continuo y (b) modo pulsado a 120 kHz.
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La Figura 3.10(a) muestra un tren de pulsos con frecuencia de repeticion de120 kHz a 1537.8 nm y 1.03 W de potencia de salida promedio. En la Figura3.10(b) se muestra la envolvente de un pulso con duracion de 420 ns a mediaaltura comparable al laser de fibra de Q-switch. La eficiencia del laser fue cercadel 12 % en el regimen pulsado.
Figura 3.10: (a) Tren de pulsos tıpico para una potencia de salida de 1.03 W a 1537.8 nm, (b) formay duracion de un pulso 420 ns.
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En la Grafica 3.11 vemos la variacion de la potencia promedio de salida y laduracion de pulso como funcion de la potencia de bombeo, cuando incrementa-mos la potencia de bombeo a 8.6 W obtenemos una reduccion en la duracionde 420 ns, ya que al incrementar la potencia de bombeo, la ganancia opticaen la fibra dopada tambien se incrementa, este incremento reduce el tiempo deformacion del pulso y entonces la duracion del pulso decrece.
Figura 3.11: Caracterıstica de la potencia de salida promedio como funcion de la longitud de onda dellaser.
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En las Figuras 3.12 se observa que al incrementar la potencia de bombeoincrementa la potencia de salida, esto es debido a que la alta potencia de bombeocontribuye a obtener pulsos con picos de potencia altos.
Figura 3.12: Caracterısticas de la potencia promedio como funcion de la potencia de bombeo a 120kHz.
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3.4. Experimento III, Laser de fibra de doble revestimiento dopadacon Er3+/Y b3+ sintonizable de longitud de onda dual.
Otro experimento que pudimos llevar a cabo es con la misma base que los dosanteriores reemplazando solo unos dispositivos dentro de la misma configuracionpara poder obtener los mejores pulsos y emisiones laser.
Mostramos el esquema en la siguiente Figura 3.13.
Figura 3.13: Configuracion de una cavidad laser con una rejilla Bragg.
La configuracion laser es una combinacion de dos sub-sistemas opticos queoperan a diferentes longitudes de onda como lo hemos estado haciendo funcio-nar en los experimentos anteriores. Tenemos una fuente de bombeo a 976 nm yel laser que construimos que opera a 1549 nm. La potencia maxima del diodolaser de bombeo alcanza hasta 50 W, sin embargo la potencia maxima usadaen el experimento fue de 2 W para evitar algun dano en el modulador acusto-optico con una potencia promedio maxima para poder aplicarle al dispositivo 1W. Aquı tambien el espejo dicroico (DM2) y la rejilla de Bragg de fibra mante-nedora de polarizacion (PM-FBG) son usados como espejos en los extremos dela cavidad. La longitud de onda de sintonizacion del PM-FBG se usa aplicandocompresion o extension axial por medio de un tornillo micrometrico. La maxi-ma compresion aplicada es de cerca de 80 µm lo que genera un desplazamiento
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de longitud de onda de 8.12 nm, el cambio de longitud de onda correspondea aproximadamente de 1.1 nm/10 µm. El maximo estiramiento es de 40 µmcausando un cambio en la longitud de onda de 3.67 nm, la que correspondea una razon de 0.91 nm/10 µm. El cambio total de la longitud de onda parala sintonizacion fue de 11.8 nm con una razon promedio de 0.98 nm/10 µm.Un controlador de polarizacion (PC) insertado dentro de la cavidad permiteconmutar entre longitud de emision dual y una longitud de emision para losdos modos de operacion. Otra vez, nuestro medio de ganancia optima es de 3 mde fibra dopada con Er3+/Y b3+ de doble revestimiento con las caracterısticasya mencionadas en los otros experimentos y empalmada a un metro de fibramonomodo estandar esto para atenuar el bombeo residual y reducir la senal de1064 nm debido a la emision del iterbio.
Dos puertos de un acoplador de 90/10 fueron usados para medir simultanea-mente el espectro con un (OSA) y la forma del pulso a diferentes longitudesde onda con un monocromador y un fotodetector rapido. El (OSA) tiene unaresolucion de 0.01 nm; el monocromador tiene una resolucion de 0.2 nm.
La Figura 3.14 (a) muestra el espectro de salida medida por el OSA para 12valores de compresion/extension de la PM-FBG. Las lineas de emision laser a1549.14 y 1549.54 nm fueron medidas en el estado de relajacion del dispositivo,para cada compresion (lınea oscura). Para cada compresion /estiramiento dela PM-FBG se ajusto el PC para obtener emision de longitud de onda dual enoperacion, como se puede ver, la separacion entre dos lıneas varia para cadasintonizacion. Este comportamiento es atribuido al PC que se aplica para obte-ner dos lıneas laser simultaneas. En la Figura 3.14(b) el espectro para la mismasintonizacion del PM-FBG a tres diferentes ajustes del PC.
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Figura 3.14: Espectro de emision de onda dual.
En la Figura 3.15 vemos la separacion de lıneas laser para los mismos 12 va-lores de extension /compresion. Como se puede observar, la maxima y mınimaseparacion esta alrededor de 0.52 nm y 0.19 nm respectivamente. El rango desintonizacion es de aproximadamente 11.8 nm para un rango de estiramiento/compresion de 120 µm lo cual corresponde a una razon promedio de aproxi-madamente 0.95 nm/ 10 µm.
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Figura 3.15: Separacion entre lineas de las ondas dual de emision y Q-switched.
Ası podemos tambien observar en la Figura 3.16 la emision en longitud deonda, para ambas emisiones
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Figura 3.16: Espectro de laser de fibra sintonizable con longitud de onda dual y Q-switched.
La Figura 3.17 muestra los pulsos filtrados por el monocromador con reso-lucion de 0.2 nm a 1549.17 nm (lınea negra) y 1549.54 nm (lınea gris), la cualcorresponde a dos longitudes de onda como lo mostramos en la Figura 3.14(a)(lınea solida negra). La frecuencia de repeticion es de 100 kHz, el escaneo delmonocromador se aplica para verificar la presencia de pulsos para cada lınealaser que corresponde a una generacion de longitud de onda dual, vemos enla Figura 3.17 que los pulsos para ambas lıneas de emision tienen potencias yformas similares salvo una pequena diferencia en intensidad .
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Figura 3.17: Perfil del pulso a λ1= 1549.17 nm y λ2= 1549.54 nm.
El tiempo de cambio entre el borde del pulso electrico en el modulador y elborde del pulso laser es de 2.2 µs. Este cambio depende de la longitud de ondade sintonizacion.
La Figura 3.18(a) muestra pulsos para diferentes longitudes de ondas deemision para la sintonizacion junto con la sincronizacion del pulso aplicado almodulador, podemos ver que el desplazamiento depende de la extension /com-presion. La dependencia del desplazamiento temporal debido al estiramiento/compresion lo podemos ver en la Figura 3.18(b), al parecer para longitud deonda corta la duracion de desplazamiento es mas pequeno para longitud deonda mas pequena. Fuera de ∆λ = 6 nm, la posicion temporal comienza aestabilizarse alrededor de un valor de 1.6 µs.
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Figura 3.18: retraso del pulso contra desplazamiento de longitud de onda, etiquetas en las figuras serefieren a valores extension / compresion.
La potencia promedio de salida para la emision laser en longitud de ondadual (1549.17 y 1549.54 nm) como funcion de la tasa de repeticion medidasobre un rango desde 20 a 120 kHz con una potencia de bombeo de 1.5 W, verla Figura 3.19 (a). Como se puede ver, la potencia promedio se incrementa conla frecuencia de repeticion. Una excepcion ocurre por debajo de los 30 kHz. Eneste caso, durante largo tiempo entre modulacion de pulsos, la amplificacion dela fibra dopada incrementa a un nivel suficiente para producir emision falsa yla podemos ver en la Figura 3.19 (b) cuando el laser opera a 20 kHz.
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Figura 3.19: Potencia de salida como funcion de la razon de repeticion (a) trazo tıpico en el osciloscopiode pulsos opticos a una razon de repeticion de 20 kHz (b).
La Figura 3.20 muestra la duracion y energıa del pulso como funcion de larazon de repeticion para una longitud de onda fija correspondiente a la gene-racion de lıneas de emision laser a 1549.14 y 1549.54 nm. Para estas medidas,la potencia de bombeo se incremento a 2 W, como se muestra, la energıa delpulso decrece con el incremento de la frecuencia debido a la perdida de energıaalmacenada en la fibra dopada. Por otro lado, se observa que la duracion depulso incrementa con la razon de repeticion, a una razon de 100 kHz, el laserde Q-switch genera pulsos con una duracion de 0.55 µs y energıa de 0.22 µJcon una potencia de salida promedio de 20 mW medida en el acoplador 90/10en salida del 10 %.
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Figura 3.20: Duracion de pulso (puntos cuadrados en la curva) y energıa de pulso (puntos triangularesen la curva) como funcion de la razon de repeticion del laser sintonizable de q-switch activo.
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Capıtulo 4
Conclusiones
Usamos una fibra dopada de Er3+/Y b3+ de doble revestimiento como mediode ganancia empalmada con una fibra estandar monomodo, un AOM como unelemento Q-switch para configurar la base de los laseres construidos en estasinvestigaciones.
Antes de hacer la construccion completa de cada configuracion, se hizo unconjunto de pruebas teoricas y de laboratorio para encontrar la longitud optimade la fibra dopada con lo que obtuvimos que, para 3 m de esta, se obtiene lalongitud de onda, potencia y energıa adecuada para nuestro laser.
En nuestro primer experimento la potencia de salida maxima del laser fue de4.0 W a una potencia maxima de bombeo de 8.1 W obteniendo una eficienciade salida total de 50 %. Para un pulso de duracion de 34 ns y una tasa derepeticion de 120 kHz.
En nuestro segundo experimento hicimos la demostracion de un laser sin-tonizable en continuo y pulsado, la sintonizacion fue la misma para ambasoperaciones con duracion de 472 ns a 100 kHz y 1 W de potencia promedio latasa de repeticion para el laser estuvo en un rango de entre 30 y 100 kHz.
Teniendo una sintonizacion para ambos regımenes de 12 nm al compri-mir/estirar la rejilla de Bragg de fibra optica y cuidando la aplicacion de es-fuerzos mecanicos y potencias opticas para no danar la fibra.
Tambien se genero un laser dual utilizando un PM-FBG para filtrar el espec-tro de emision que estamos sintonizando, la emision laser en longitud de ondadual y emision laser para una sola longitud de onda se determino por medio delajuste de un controlador de polarizacion, el cual nos permite tambien contro-
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lar la separacion entre lıneas de laseo, este opera en tasas de repeticion de 30a 110 kHz obteniendo pulsos con duracion de 280 ns y energıa de cada pulsoaproximadamente de 0.5 µJ.
Estos laseres construidos, estan basados en antecedentes experimentales, co-mo se puede observar, nuestros resultados concuerdan con resultados en lasreferencias, ahı, en general se tienen pulsos de corta duracion (ns) y energıasdel orden de los mW, a razones de repeticion de entre 30 y 150 kHz, dependiendode las condiciones, caracterısticas y resultados a los que se quiera llegar.
Otros resultados que sustentan nuestro trabajo, son los datos de las simula-ciones, las curvas que obtuvimos en las graficas de los resultados teoricos sonsimilares a los obtenidos en el laboratorio, ası al comparar se concluye que elcomportamiento, la forma, duracion, ancho y caracterısticas de nuestros pulsodel modulador son los esperados.
La mejora en la calidad, intensidad, compacidad, transportacion y economıade los laseres sintonizables y de alta potencia abrira caminos para el estudiode aplicaciones en muchas ramas, en este momento se estan haciendo grandesesfuerzos por mejorar estos esquemas y la intension de este trabajo es la contri-bucion de resultados que pudieran ayudar o generar experimentos posteriores.
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73
Anexo A
Simulaciones Numericas
Se hizo una simulacion para observar como trabaja el modulador acusto-optico, se elaboro en la paqueterıa de MATLAB a 1550 nm de longitud de onday con tiempo de subida y bajada especificados en el programa, en cada graficadamos el valor de los parametros y variables que intervienen.
Tenemos los siguientes parametros:ka: Coeficiente de acople medio activo (1/sec)kg: coeficiente para el material activo para el modulador TeO2 (1/sec)ga: Tasa de decaimiento del primer nivel del cristal moduladorgc: Tasa decaimiento de la cavidadgg: Tasa de decaimiento del nivel superiorrt: Tiempo de relajacion del primer nivel excitadorp: Tasa de bombeolambda: longitud de onda del Laser (nm)clight: Velocidad de la luz (cm/sec)gama: Factor de reduccion del nivel de poblacion, es 1 para un laser de
cuatro-niveles, y 2 para un laser de tres-niveles.imax: Posicion del numero maximo de fotonesno: numero de fotones inicialesph: Maximo numero de fotonescalstep: Numero de pasos calculadosnstep: numero de pasostio: tiempo inicial (ns)tfo: tiempo final (ns)tt: tiempo de tio a tfo (ns)dt: intervalo de tiempo (ns)
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pr: Periodo del pulso del Q-Switchedtt(lleft): Posicion izquierdatt(lmax): Posicion centraltt(right): Posicion derecharise: tiempo de subida (ns)fall: tiempo de caida (ns)e: Energıa del pulso (J)power: La potencia del pulso de Q-Switched (Watt)imax =posicion del numero maximo de fotonesnao: Numero inicial de iones del ErR: salida del acoplador reflectivonp: numero inicial de fotonesnth: Umbral del nivel de poblacionph: numero de fotones en funcion del tiempong: Inversion de poblacion en funcion del tiempoloss: Perdidas de fotonesloabs: Tasa de absorcion de iones de Er.pr: Periodo temporal de vida (ns)rise: Tiempo de subida del pulso (ns)fall: Tiempo de caıda del pulso (ns)phmax: Numero maximo de fotoneshphmax: Media alturaclear all;clc;tfo = 600000;tio = 0; dt = 5; nstep = (tfo− tio)/dt;kg = 7,22e− 10;ka = 3,46e− 8;ga = 6667;gc = 3,42e8;gg = 333;b = 0,75;rp = 1,7e21;lambda = 1550;
75
lambda = lambda ∗ 1e− 9;nao = 5,18e15;gama = 2;clight = 3e8;kg = kg ∗ 1e− 9;ka = ka ∗ 1e− 9;ga = ga ∗ 1e− 9;gc = gc ∗ 1e− 9;gg = gg ∗ 1e− 9;rp = rp ∗ 1e− 9;rt = 1/ga;tc = 1/gc;nth = (b ∗ ka ∗ nao+ gc)/kg;ngo = (ka ∗ nao+ gc)/kg;npeak = 1/gama ∗ (ngo− nth− nth ∗ log(ngo/nth));R = 0,95;ph(1) = 3e6;ng(1) = 0;loss(1) = (ka ∗ na(1) + b ∗ ka ∗ (nao− na(1)) + gc)/kg;loabs(1) = ka ∗ na(1);upabs(1) = b ∗ ka ∗ (nao− na(1));totabs(1) = loabs(1) + upabs(1);tt(1) = tio;Las variables anteriores son las que intervienen en la simulacion de nuestro
modulador, y a continuacion vemos los siguientes comportamientos:
76
Figura 4.1: Perfil del pulso a λ1= 1550 nm (lınea punteada), perdidas en la cavidad (lınea azul),comportamiento del modulador (lınea roja).
Figura 4.2: Perfil de un pulso.
77
Figura 4.3: Perfil del pulso a λ1= 1550 nm (lınea a punteada), perdidas de la cavidad (lınea azul)comportamiento del modulador (lınea roja).
Figura 4.4: Perfil del pulso a λ1= 1550 nm (lınea a punteada), perdidas de la cavidad (lınea azul)comportamiento del modulador (lınea roja).
78
Figura 4.5: Perfil del pulso a λ1= 1550 nm (lınea a punteada), Perdidas de la cavidad (lınea azul)comportamiento del modulador (lınea roja).
Figura 4.6: Perfil del pulso a λ1= 1550 nm (lınea a punteada), perdidas en la cavidad (lınea azul)comportamiento del modulador (lınea roja).
79
Anexo B
Publicaciones
A. Gonzalez-Garcıa, B. Ibarra-Escamilla, O. Pottiez, E. Kuzin, F. Maya-Ordonez.High efficiency, actively Q-switched Er/Yb fiber laser. Optics and lasertechnology. 48 (2013) 182-186.
M. Duran-Sanchez, E.A. Kuzin, B. Ibarra-Escamilla, A. Gonzalez-Garcıa, F.Maya-Ordonez.Tunable dual-wavelength actively Q-switched Er/Yb doble cladfiber laser. Laser Physics letter. 11 (2014) 5pp.
F. M. Maya-Ordonez, Gonzalez-Garcıa, B. Ibarra-Escamilla, O. Pottiez, E.A. Kuzin, M. Duran Sanchez, wavelength-tunable actively Q-switched fiber laserin cw and pulsed operation based on a fiber Bragg grating, OSA 2013 Frontiersin optics/laser Sience, Orlando, FL, USA, (2013) LTh4F.5.
Gonzalez-Garcıa, B. Ibarra-Escamilla, O. Pottiez, E. A. Kuzin, F. M. Maya-Ordonez, M. Duran Sanchez, Tunable actively Q-switch fiber laser based onfiber Bragg grating, Fiber Lasers X: technology, Systems and Applicatinos.Proc. Of SPIE Vol. 8601, (2013) 86012C-1.
Gonzalez-Garcıa, B. Ibarra-Escamilla, O. Pottiez, E. A. Kuzin, F. M. Maya-Ordonez, M. Duran Sanchez, C. Deng, J. W. Haus, Q-switched Er/Yb DoubleClad Single Mode Fiber Laser, OSA Frontiers in Optics/ Laser Science, Ro-chester, NY, USA, (2012) FTu1D.2.
80
![Trabajo [Fibra Óptica]](https://static.fdocumento.com/doc/165x107/5571fb0e497959916993d424/trabajo-fibra-optica-55979a1e41cbc.jpg)
