Embed Size (px)
Citation preview
Universidade Presbiteriana Mackenzie
Programa de Pós-Graduação em Engenharia Elétrica e Computação
DOUTORADO EM ENGENHARIA ELÉTRICA
Cláudia Barros dos Santos Demori
Laser de fibra dopada com Érbio Multifuncional
São Paulo
2015
1
CLÁUDIA BARROS DOS SANTOS DEMORI
Laser de fibra dopada com Érbio Multifuncional
Orientador: Prof. Dr. Eunézio Antônio de Souza
São Paulo
2015
Trabalho de Tese apresentado ao curso de
doutorado em Engenharia Elétrica do
Programa de Pós-Graduação em
Engenharia Elétrica da Universidade
Presbiteriana Mackenzie, como requisito
para obtenção do título de Doutor em
Engenharia Elétrica.
D386l Demori, Cláudia Barros dos Santos Laser de fibra dopada com érbio multifuncional / Cláudia
Barros dos Santos Demori - 2015. 79f.: il., 30 cm
Tese (Doutorado em Engenharia Elétrica) – Universidade Presbiteriana Mackenzie, São Paulo, 2015.
Orientação: Prof. Dr. Eunézio Antônio de Souza Bibliografia: f. 73-78
1. Laser de fibra dopada com Érbio. 2. AWGs. 3.
Laser com múltiplos comprimentos de onda. 4. Laser multifuncional. I. Título.
CDD 621.366
3
Dedicatória
A todos os cientistas e pesquisadores em potencial, estudantes de doutorado e
pós-doutorado.
4
AGRADECIMENTOS
Agradeço a Deus por ter trazido a Física à luz de toda a Ciência, e mediante a
persistência humana nos revelar tamanha inteligência e sabedoria.
Ao meu orientador Eunézio Antônio de Souza, o Thoroh, grande mestre
motivador e sábio, sempre Alegre, com paciência fez-me buscar o melhor caminho. De
forma simples, objetiva e eficaz conduziu este trabalho. Tem mais palavras para ele:
Guerreiro, Visionário e Empreendedor. Escancarou um belo e grande exemplo ao lançar
sua mão no Arado chamado MackGraphe: Graphene and Nanomaterials Research
Center.
Aos meus pais José e Zenaide, que nos últimos anos não me deixaram fraquejar
de todo: Esteio surpreendente e motivador. Ao meu querido irmão Rafael, guerreiro que
sempre consegue me mostrar revoluções na simplicidade, humildade e beleza. À minha
sobrinha Lelê, por existir, e sempre, mesmo que eu esteja um caco, me faz carregá-la
nas costas e dar muitas risadas. Ao meu sobrinho Gabriel, por ser um garoto incrível.
Ao meu avô Adalto, cuja vida me é semelhante à vida de uma estrela. Que prazer vê-lo
ter tanta dignidade em dias tão difíceis. À minha avó Socorro, uma das minhas Almas
gêmeas.
Um parágrafo Especial para uma pessoa Especial. Agradeço à pessoa mais
incrível e diferente que conheci e por isso me encantei. Fui conquistada e o sou todos os
dias e agradeço por isso. Agradeço A você Adriano. O Adriano me trouxe a Ana. A Ana
me trouxe imensa novidade de Vida. Obrigada.
Aos meus amigos, pela paciência, por insistirem para eu sair de casa, mesmo eu
dizendo não, quase sempre. Poucos e verdadeiros amigos.
5
Aos queridos estudantes do Laboratório de Fotônica cujas ações diárias me
fazem observar o crescimento e a evolução do ser humano e do cientista. Estes mesmos
colegas se mostram determinados nos seus objetivos, ensinando com graça um bom
caminho para o aprendizado do outro. Agradeço pela paciência, pelos bons momentos
compartilhados e pelo carinho.
Aos alunos da escola estadual que me deixam não somente ensinar, mas também
aprender. Aos colegas professores nas Escolas Estaduais. Eles são Grandes e Nobres.
A todos os Professores Pesquisadores com quem aprendi a aprender. Entre eles,
seria impossível não citar: Farshad Yazdani, obrigada pois em tão pouco tempo
mostrou-se um grande mestre. Lúcia Saito, obrigada pelo exemplo, determinação,
candura, esforço e sabedoria. Christiano J. Mattos, obrigada pelo exemplo ao longo de
tantos anos.
6
A sabedoria já edificou a sua casa, já lavrou as suas sete colunas.
Já sacrificou as suas vítimas, misturou o seu vinho: e já preparou a sua mesa.
Provérbios de Salomão. 9:1
7
Resumo
Esta tese trata de demonstrar um Laser de fibra dopada com Érbio com múltiplas
frequências e múltiplos regimes de operação simultâneos baseados na integração de
duas grades de difração pareadas (Arrayed Waveguide Gratings, AWGs) dentro de uma
cavidade de laser de fibra. As AWGs são apontadas, desde o ano 2000, como tecnologia
fundamental em lasers de múltiplas frequencias para as comunicações ópticas, para
espectroscopia, imageamento, astronomia, e outras aplicações. Fundamentalmente, as
grades funcionam como divisores do sinal óptico e quando inseridas dentro da cavidade
de um laser de fibra permitem a operação simultânea de dezenas de comprimentos de
onda. Neste trabalho, exploramos cada comprimento de onda, dentro da região de ganho
do Érbio, com um regime de operação diferente. Esse regime pode ser pulsado ou
contínuo. A vantagem do laser apresentado é que cada comprimento de onda é um canal
que pode ser modulado de forma independente. Pôde-se demonstrar operação
simultânea com regimes a altas taxas de repetição como 10 GHz e 40 GHz, assim como
CW. O laser é estável, versátil e multifuncional. É possível que mais regimes de
operação, como o regime de acoplamento de modos passivo sejam explorados.
Mostramos ao longo deste trabalho maneiras eficientes de acoplar modos passivamente,
utilizando nanotubos de carbono como absorvedores saturáveis, logo a técnica de
acoplamento de modos passivo é um dos regimes em potencial para este laser. Assim
como, o uso de novos materiais bidimensionais, que se mostram eficientes para o
acoplamento de modos passivo e futuramente híbrido, como o grafeno e o fósforo
negro.
Palavras-Chave: Laser de fibra dopada com Érbio, AWGs, Laser com múltiplos
comprimentos de onda, Laser multifuncional.
8
Abstract
This work shows an Erbium doped-fiber Laser with many frequencies and many
operation regimes based on integration of two paired arrayed waveguide gratings
(AWGs) into a ring cavity. The AWGs are highlighted, since 2000, as key technology
for multifrequencies lasers for optical communications, spectroscopy, image, astronomy
and others applications. Fundamentally, gratings work splitting waveguide signal and
since insertion in the cavity they allow simultaneous operating of tens of wavelength.
We explore each one of these wavelength withing Erbium gain region, doing channels
in different regimes of operation. These regimes may be continuous or pulsed. The
advantage is that each channel may be modulated independently. Simultaneous
operation with high repetition rates at 10 and 40 GHz were demonstrated, as continuous
wave. The laser is stable, versatile and multifunctional. It is possible that more
operating regimes, as passive mode-locking, be explored. We showed by this work
efficient way to passive mode-locking by carbon nanotubes as saturable absorbers.
Soon, the passive mode-locking is a potential regime for the demonstrated laser. As the
new bi-dimensional materials, that look efficient for passive mode-locking and in the
future, hybrid mode-locking, as graphene and black phosphor.
Key-words: Erbium doped-fiber Laser, Arrayed Waveguide Gratings, Multiples
Wavelength Laser, Multifunctional Laser.
9
Índice de Figuras
Figura 1 Cavidade laser de fibra dopada com Érbio em anel. ............................................................. 19
Figura 2 Processo de absorção saturável dentro da cavidade laser [29] . .......................................... 22
Figura 3 A transmitância não linear em função da potência média é utilizada para medir a
profundidade de modulação da amostra de SWCNT produzida com um composto de Na-CMC (Na-
carboximetilcelulose). Do lado direito da figura, vê-se a configuração da cavidade em anel utilizada,
composta pela amostra de SWCNT, um controle de polarização, PC, o WDM para entrada do laser de
bombeio, uma fibra de Érbio, EDF utilizada como meio de ganho, um isolador, ISO e finalmente o
acoplador de saída [25]. ...................................................................................................................... 23
Figura 4 Espectro óptico e Autocorrelação do pulso produzido numa cavidade com filme de SWCNT
e com trechos de fibra com dispersões alternadas[25]. ....................................................................... 24
Figura 5 Medida de absorção linear de amostras de SWCNT em polímero[35] ................................ 24
Figura 6 Espessura dos filmes de SWCNT influenciam a profundidade de modulação e a perda não-
saturável do mode-locking. ................................................................................................................. 25
Figura 7 A diferença entre os regimes CW e mode-locking é mais facilmente obtida para espessuras
.................................................................................................................. 25
Figura 8 Mapa detalhado da dispersão dos componentes da cavidade [19] ........................................ 25
Figura 9 Transferência de uma micro gota, com uma micropipeta, para a ponta do conector da fibra
optica. .................................................................................................................................................. 27
Figura 10 Perfil temporal e espectral de pulso gerado com método da gota. ...................................... 27
Figura 11 Esquema simples de cavidade com um modulador ativo [29] ............................................ 28
Figura 12 Mode-locking ativo em função da frequência [29]. ............................................................ 28
Figura 13 Formação do pulso no domínio do tempo com mode-locking ativo [29]. .......................... 30
Figura 14 Esquema de laser comgrade de difração roteadora integrada a um laser com 24 saídas
possíveis [47] ...................................................................................................................................... 32
Figura 15 Laser com dois comprimentos de onda e duas taxas de repetição diferentes. .................... 34
Figura 16 Espectro Óptico do laser com dois comprimentos de onda simultâneos e duas taxas de
repetição diferentes, na ordem de GHz [55]. ...................................................................................... 34
Figura 17 Saída de dois comprimentos de onda simultâneos com filtro [55] ..................................... 35
Figura 18 Saída de dois comprimentos de onda simultâneos sem filtro [55]...................................... 35
Figura 19 Esquema geral de uma AWG. ............................................................................................ 36
Figura 20 Distribuição do sinal que entra (em vermelho) e que sai da grade (canais coloridos). ....... 37
Figura 21 O FSR mostrado como a distância entre cada ordem da grade........................................... 38
Figura 22 A potência não acoplada nos canais principais, são dissipadas em ordens adjacentes. ...... 39
Figura 23 Configuração da cavidade para um laser multifuncional. ................................................... 41
Figura 24 Espectro e autocorrelação do pulso de Popa et al [25] com comportamento de stretched
pulso. ................................................................................................................................................... 44
10
Figura 25 Autocorrelação e espectro no trabalho de Shohda et al [19] com comportamento de pulso
solitônico. ............................................................................................................................................ 44
Figura 26 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com dispersão normal. ................................ 44
Figura 27 Espectro de pulso gerado na cavidade com dispersão normal. ........................................... 45
Figura 28 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com dispersão anômala ............................... 45
Figura 29 Espectro do pulso gerado na cavidade com dispersão anômala. ........................................ 45
Figura 30 Laser I com acoplamento de saída de 24% ......................................................................... 46
Figura 31 Laser II com acoplamento de saída de 30% ....................................................................... 46
Figura 32 Laser III com acoplamento de saída de 27% ...................................................................... 47
Figura 33 Curvas características de lasers comparando os meios de ganho. ...................................... 48
Figura 34 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota................................................ 49
Figura 35 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota, otimizado pelo controle da
polarização na cavidade. ..................................................................................................................... 49
Figura 36 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota, otimizado pelo controle da
polarização na cavidade. ..................................................................................................................... 50
Figura 37 Otimização da dispersão fora da cavidade laser, caminho óptico entre o acoplador de saída
e o detector. ......................................................................................................................................... 51
Figura 38 Configuração da cavidade para geração do sóliton “estreito”, ou seja, que caiba em canais
limitados pelas AWGs. ....................................................................................................................... 54
Figura 39 Configuração da cavidade laser de fibra dopada com Érbio com as AWGs pareadas e
amostra de nanotubos de carbono intracanais. .................................................................................... 57
Figura 40 Espectro do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6 km de fibra SMF ..................... 58
Figura 41 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6 km de fibra SMF ........... 58
Figura 42 Medida temporal com detector de diodo do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6
km de fibra SMF ................................................................................................................................. 59
Figura 43 Exemplo de Transmissão e profundidade de modulação para grafeno. ............................. 60
Figura 44 Transmitância do fósforo negro ao longo de uma banda larga de comprimentos de onda. 60
Figura 45 Configuração da cavidade com AWGs e modulador ativo intracanais. ............................. 61
Figura 46 Duração do pulso x Frequência de modulação na cavidade com grades e sem grades de 1 a
10 GHz. ............................................................................................................................................... 62
Figura 47 Saída da cavidade. .............................................................................................................. 62
Figura 48 Canal com mode-locking ativo em 10 GHz, espectro e perfil temporal. ............................ 63
Figura 49 Canal com mode-locking ativo em 20 GHz, espectro e perfil temporal. ............................ 63
Figura 50 Canal com mode-locking ativo em 30 GHz, espectro e perfil temporal ............................. 64
Figura 51 Canal com mode-locking ativo em 35 GHz, espectro e perfil temporal ............................. 64
Figura 52 Autocorrelação do pulso gerado no canal com mode-locking ativo em 35 GHz. ............... 65
Figura 53 Canal com mode-locking ativo em 40 GHz, espectro e perfil temporal. ............................ 65
11
Figura 54 Duração do pulso x Frequencia de modulação na cavidade com grades e sem grades de 1 a
40 GHz. ............................................................................................................................................... 66
Figura 55 Laser com WDMs para geração de dois comprimentos de onda em mode-locking ativo
[55]. ..................................................................................................................................................... 67
Figura 56 Configuração do laser de fibra dopada com Érbio multifuncional: múltiplos comprimentos
de onda e múltiplos regimes de operação. .......................................................................................... 67
Figura 57 Espectro e domínio temporal do laser multifuncional com dois regimes de operação
funcionando simultaneamente [56]. .................................................................................................... 69
Figura 58 Canais funcionando simultaneamente, a curva preta mostra o canal CW fixo enquanto a
curva vermelha mostra o canal em mode-locking ativo em 10 GHz varrendo toda a banda disponível.
............................................................................................................................................................ 70
Figura 59 Canais funcionando simultaneamente, a curva preta mostra o canal CW varrendo toda a
banda disponível, enquanto a curva vermelha mostra o canal em mode-locking ativo em 10 GHz
fixo. ..................................................................................................................................................... 70
Figura 60 Dois pulsos ultrarrápidos gerados em canais diferentes, canal 36 em 1 GHz e canal 40 em
30 GHz simultâneos na cavidade. ....................................................................................................... 71
Figura 61 Dois pulsos ultrarrápidos gerados em canais diferentes, canal 36 em 10 GHz e canal 40
em 30 GHz simultâneos na cavidade. ................................................................................................. 71
Figura 62 Três canais funcionando simultaneamente, canal 36 em1GHz, canal 38 em regime CW e
canal 40 em 30 GHz. ........................................................................................................................... 72
Figura 63 Três canais funcionando simultaneamente, canal 36 em10GHz, canal 38 em regime CW e
canal 40 em 40 GHz. ........................................................................................................................... 72
Figura 64 Canais com regimes de operações diferentes funcionando simultaneamente sintonizados
ao longo de 1532 a 1563,5 nm. ........................................................................................................... 73
12
Índice de Tabelas
Tabela 1 Comparação entre os parâmetros da literatura e do laser desenvolvido para avaliação dos
filmes finos desenvolvidos. ................................................................................................................. 43
Tabela 2 Características do laser otimizado. ....................................................................................... 50
Tabela 3 Dados do laser com parâmetro de sóliton. ........................................................................... 52
Tabela 4 Condições da cavidade para geração do efeito sóliton no pulso. ......................................... 52
Tabela 5 Parâmetros para que haja apenas modulação de fase. .......................................................... 52
Tabela 6 Parâmetros utilizados para manipular a duração e a largura de banda do pulso.. ................ 54
Tabela 7 Geração de pulsos solitônicos cada vez mais estreitos dentro da cavidade.......................... 56
Tabela 8 Espectros solitônicos. ........................................................................................................... 57
13
Lista de abreviaturas
AM Amplitude modulation
APM Aditive pulse mode-locking
ASE Amplification Spontaneous Emission
AWG Arrayed Waveguide Grating
CW Continuous wave
DSF Dispersion Shift Fiber
EDF Erbium Doped Fiber
EDFL Erbium Doped Fiber Laser
FM Frequency modulation
FPR Free Propagation Region
FSR Free Spectral Range
He-Ne Hélio-Neônio
ITU-T International Telecomunications Union
NALM Nonlinear amplifying loop mirror
NOLM Nonlinear optical loop mirror
OSA Optical Spectrum Analyzer
PC Polarizar Controler
PM Phase modulation
PMF Polarization manteining fiber
PVA Poli vinil álcool
SMF Single Mode Fiber
SWCNT Single Walled Carbon Nanotube
WDM Wavelength division multiplex
14
Sumário
1 Introdução ................................................................................................................................... 15
2 Regimes de operação de lasers.................................................................................................... 19
2.1 Regime de onda continua (CW) ............................................................................................ 19
2.2 Regime de Acoplamento de modos ou mode-locking .......................................................... 20
2.2.1 Acoplamento de modos passivo em lasers de fibra óptica ............................................. 21
2.2.2 Nanotubos de carbono como absorvedores saturáveis em lasers de fibra dopada com
Érbio 22
2.2.3 Acoplamento de modos ativos e altas taxas de repetição ............................................... 27
3 Lasers com múltiplos regimes de operação e simultaneidade ..................................................... 31
4 AWGs: Princípios de Operação .................................................................................................. 36
4.1 FSR (free spectral range) ...................................................................................................... 36
4.2 Transmissão .......................................................................................................................... 37
5 Laser de fibra dopada com Érbio Multifuncional ....................................................................... 40
5.1 Montagem e Caracterização do laser em regime CW com AWGs ....................................... 41
5.2 Geração de pulsos por acoplamento de modos passivo sem AWGs ..................................... 42
5.3 Geração de pulsos por acoplamento de modos passivo com AWGs .................................... 57
5.4 Geração de pulsos por acoplamento de modos ativo com as AWGs .................................... 61
5.5 Caracterização do laser com múltiplos regimes de operação simultâneos: CW e mode-
locking ativo ................................................................................................................................... 66
6 Conclusão .................................................................................................................................... 74
7 Lista de Publicações .................................................................................................................... 75
8 Referência Bibliográfica ............................................................................................................. 76
15
1 Introdução A primeira demonstração de emissão de luz estimulada via o processo de
bombeamento óptico de um meio ativo, foi feita por T. H. Maiman [1] em 1960. Ele
ilustrou por meio de um diagrama de energia de 3 níveis, que os íons de Cromo num
cristal de rubi quando excitados, partem de um nível de energia estável A e vão para um
nível de energia maior F, e lentamente decaem para um nível intermediário de energia
E, num processo não radiativo. Então, decaem de E até A emitindo alguma radiação, a
chamada emissão espontânea. Sob mais alto nível de excitação, Maiman demonstrou
que a população de íons excitados no estado intermediário E, poderia ser bem maior que
a população com energia em A, e esta era a condição ideal para emissão estimulada e
amplificação, já que o rubi estava envolto em dois espelhos, formando uma cavidade
Fabry-Perot [2]. A partir dessa publicação iniciou-se uma década rica para a ciência de
lasers e seu princípio foi demonstrado utilizando outros meios ativos, como gás em
1961, materiais semicondutores em 1962 e líquido em 1966 [3].
O estudo dos lasers de fibra óptica com meio de ganho dopado de elementos
terras-rara também iniciou-se na década de 60 [4]. As fibras ópticas permitem o alto
confinamento da luz e as propriedades dos elementos terras-raras que dopam as fibras
fazem os lasers altamente eficientes [5]. Bombeados com lasers de diodo, eles oferecem
a vantagem de serem compactos, de baixo custo e altamente reprodutíveis. Além disso,
a variedade de elementos permite a emissão em comprimentos de onda do
infravermelho ao ultravioleta.
De encontro com todos esses avanços, em 1966, K. C. Kao e G. A. Hockham,
publicaram seus estudos sobre o desenvolvimento de fibras ópticas padrão, em especial
para as comunicações ópticas, considerando a perda e a capacidade de transportar
informação desses guias de onda para dados comprimentos de onda [6]. Neste trabalho
demonstraram a baixa perda das fibras padrão para os comprimentos de onda de 500 nm
a 1100 nm e por isso foram laureados com o Nobel de Física, em 2009. Desta maneira,
as fibras ópticas convencionais contribuíram para o aumento na capacidade de
transmissão de dados transoceânicos, de 1,1 MHz (em 1963, com a tecnologia de cabos
coaxiais) para 5 Gb/s (em 1996) quando foram implementados nos sistemas de longa
distância [7]. O impacto dessa tecnologia revolucionou, não só as comunicações feitas
em fibras para longa distância, mas a maneira como hoje os cidadãos globais se
comunicam, quer estejam a milhares de quilômetros de distância, quer cursem a mesma
faculdade no bairro, on-line.
16
Com isso, a demanda por comunicação cresce exponencialmente, e novos
dispositivos, novas tecnologias são necessárias para aumentar a capacidade de
transmissão de dados, seja a longas distâncias ou em redes locais. Dispositivos
multiplexadores de comprimento de onda, os WDMs são capazes de transportar
diversos comprimentos de onda em vários canais e recombiná-los em uma única fibra
óptica, aumentando assim, a capacidade de transmissão sem a necessidade de novas
instalações, apenas trocando emissores e receptores. Em geral, esses dispositivos
utilizam um laser para cada comprimento de onda, o que encarece o sistema como um
todo. Uma alternativa, são os lasers com múltiplos comprimentos de onda, que podem
ter um único meio de ganho e diversos canais. Lasers de fibra com múltiplos
comprimentos de onda são dispositivos que recebem cada vez mais atenção, devido ao
potencial para aplicações nas comunicações. Além das demandas em telecomunicações,
há uma importante presença de lasers com múltiplos comprimentos de onda em outras
áreas.
As demandas por alta velocidade nas redes chamaram a atenção para os lasers
com regime pulsado e ainda os ultrarrápidos. Essa tecnologia se expandiu para as áreas
médicas, industriais, de imagem e é crescente para a pesquisa científica. Segundo
Martin, et. al. [8] que revisou as atuais aplicações nas áreas acima, os lasers de fibras
dopadas com Érbio e Itérbio são os mais comercializados, o érbio devido o
comprimento de onda de emissão para as telecomunicações em 1550 nm e o itérbio
operando em 1050 nm.
Nesta tese, apresentamos um laser com configuração simples, com poucos
comprimentos de fibra e com múltiplos comprimentos de onda, com regimes de
operação CW e pulsado simultâneos e independentes, ao qual denominamos de laser
multifuncional. Demonstramos três maneiras distintas de geração de pulsos: a primeira
técnica foi o acoplamento de modos passivo, por meio do uso de nanotubos de carbono
como absorvedor saturável dentro da cavidade, a segunda técnica foi o acoplamento de
modos ativo com modulação da amplitude (AM) e a terceira e última técnica foi o
acoplamento de modos ativo com modulação de fase (PM).
O acoplamento de modos, ou no inglês mode-locking, para geração de pulsos
dentro de uma cavidade de laser foi previsto por DiDomenico em 1964 [9], quando já se
sabia que uma cavidade laser tem modos de vibração longitudinais bem definidos, como
de uma cavidade Fabry-Perot, e se esses modos puderem vibrar com uma relação de
fase entre si estarão travados, em ressonância, gerando pulsos de luz. No mesmo ano,
17
Hargrove et al.[10] utilizaram um modulador acústico-óptico para modular perdas
dentro da cavidade, gerando modulação de amplitude na própria frequência fundamental
de ressonância de um laser de He-Ne. Um modulador passivo foi demonstrado pela
primeira vez em 1965 por Mocker and Collings [11], que estavam utilizando corantes
saturáveis para produzir Q-switching em lasers de ruby. Nesta técnica há formação de
pulso de duração longa, maior que o tempo de uma volta completa do pulso na cavidade
e, portanto, baixa taxa de repetição. Mocker and Collings perceberam que com o corante
saturável o pulso poderia dividir-se em diversos pulsos bem mais estreitos e com taxa
de repetição adequada ao tempo de uma volta do pulso na cavidade. Já a modulação de
frequência, foi estudada teoricamente no artigo de Harris and McDuff em 1965 [12] e
demonstrada experimentalmente após Kuizenga e Siegman estabelecerem uma teoria
sólida sobre o mode-locking ativo em 1970 [13].
Experimentalmente, o mode-locking em lasers de fibra foi demonstrado pela
primeira vez somente na década de 80. Neste período riquíssimo, Molenauer and Stolen
demonstraram o pulsos solitônicos e a geração de um pulso de 210 fs [14]. Para geração
do pulso solitônico explora-se a auto modulação de fase na cavidade [15]. A cada volta,
o pulso produz fases dependentes da intensidade, desta maneira, sofre interferência
construtiva no centro e destrutiva nas asas. O formato é de pulso secante hiperbólico.
Essa condição é alcançada mediante ajuste dos comprimentos de fibra, da dispersão que
deve ser anômala intracavidade e da não linearidade advinda da auto modulação de fase.
Após o sóliton, E. Ippen et al. demonstraram pulso com formato semelhante no APM-
Mode-Locking (additive pulse mode-locking) [16] cuja interferência de pulsos num
divisor resulta em perda dependente de intensidade de maneira similar ao mecanismo de
absorção saturável. Esses efeitos não-lineares e o ajuste da dispersão aos poucos foram
experimentados em lasers de mode-locking ativo de fase e amplitude [16], [17].
Outra maneira para geração de mode-locking, a cavidade em NALM (nonlinear
amplifying loop mirror) ou NOLM (nonlinear optical loop mirror) foi reportada em
1990, por I. N. Duling [18] ou como era chamada na época, figura em 8. Nesta
configuração, o pulso passa por um divisor que gera duas réplicas idênticas viajando em
direções opostas e interferindo novamente após um loop. Embora, a maioria dos lasers
com pulsos ultracurtos operem no regime de acoplamento de modos passivos, gerado
com absorvedor saturável de semicondutores, como é o caso dos nanotubos de carbono
e que geram pulsos da ordem de 100 femtosegundos [19], quando se trata dos lasers
para micro fabricação, que não devem ultrapassar uma frequência de repetição de 10
18
MHz pode-se utilizar as fibras mantenedoras de polarização (PMF) e essa configuração
da cavidade em NALM ou NOLM. As fibras configuradas em loop dentro da cavidade,
quando em grandes comprimentos geram efeito não-linear como a auto-modulação de
fase, saturação e então pulsos curtos. Essa tecnologia é considerada sofisticada porque
além dos pulsos curtos, pode gerar múltiplos comprimentos de ondas e múltiplos
regimes de operação, ainda que não simultâneos [20]. O desenvolvimento de lasers com
vários regimes de operações em múltiplas frequências simultâneas tem sido apontado
como tecnologia chave para sistemas robustos e eficientes que satisfaçam a crescente
demanda por altos desempenhos em telecomunicação, desde a década de 90 [21].
Em 1993, Tamura et al. [22] demonstrou o chamado stretched pulse laser, que
consiste de um laser com seções de fibras com dispersão negativa e positiva de maneira
alternada em regime com média de dispersão normal, fazendo com que o pulso
experimente alargamento e compressão consecutivos ao longo de uma volta. Desde
então a geração de pulsos curtos e ultracurtos (da ordem de femtosegundo) é aprimorada
e aplicada em diversas áreas, tendo como resultado milhares de artigos publicados e
aplicações nas mais diversas áreas tecnológicas.
19
2 Regimes de operação de lasers
2.1 Regime de onda continua (CW)
Para descrever o regime CW vamos usar a abordagem dos lasers de fibra dopada
com Érbio, que desde a década de 80 reúnem as características ópticas desejadas pelas
demandas tecnológicas modernas: largura de banda e possibilidade de transportar
gigabits de informações por segundo nos canais de comunicações ópticas e atualmente
produzem novos resultados em diferentes áreas de pesquisa, como a medicina [23].
Além de ser a base do laser apresentado nesta tese.
As configurações utilizadas para as cavidades de lasers de fibra podem ser
diversas: do tipo Fabry-Perrot com os espelhos nas extremidades, com reflexões todas
em fibra ou com fibras de Bragg e ainda as cavidades em anel, como mostra a Figura 1
e como é o caso da cavidade utilizada neste trabalho.
Figura 1 Cavidade laser de fibra dopada com Érbio em anel.
Na Figura 1, vê-se que a cavidade é composta com o próprio meio de ganho,
cujo comprimento é apropriado para obter máxima absorção do bombeamento e o
acoplador de saída, por onde parte da luz sai da cavidade. O bombeamento é inserido na
cavidade por um componente WDM, capaz de inserir bombeio e permitir a circulação
do sinal emitido pelo meio de ganho na cavidade. O meio de ganho emite sinal em todas
as direções da cavidade. Para que haja maior eficiência na análise da saída, usa-se um
isolador dentro da cavidade, ele garante a propagação unidirecional.
De maneira geral, pode-se amplificar a luz que atravessa a cavidade pelo
processo de emissão estimulada. Nesse processo, o bombeamento do meio de ganho,
20
contribui para que a população eletrônica do nível de energia mais baixo do Érbio, ou
fundamental, suba para um nível excitado de energia, desta maneira tem-se o que
chamamos inversão de população, ou seja, o nível de energia mais alto fica
eletronicamente mais populoso que o nível fundamental, então o meio de ganho não só
absorve a luz do bombeamento, como também passa a emitir luz coerente com a luz de
bombeamento que o excitou.
Os fótons emitidos têm energia igual à diferença de energia entre níveis e são
coerentes no tempo e no espaço entre si. No caso de decaimento rápido entre níveis ou
subníveis, pode não haver emissão radiativa, a transição então se dá por meio de
vibrações na rede de átomos.
Note que a ação laser depende de mecanismos de emissão estimulada. Outros
fatores existentes, como imperfeições no meio de ganho, impurezas e até fatores que
beneficiam a emissão espontânea no material, podem prejudicar o seu funcionamento.
O bombeamento é a energia necessária para iniciar e manter a inversão de população,
ou seja, fornece energia aos átomos do meio de ganho para subirem a níveis quânticos
maiores, iniciando o processo de emissão laser.
Com o aumento da potência de bombeio e antes da emissão laser em
comprimento de onda bem definido, da interação da luz de bombeio com os átomos do
meio de ganho verifica-se uma região, onde há emissão espontânea amplificada, a ASE
(Amplified Spontaneous Emission). No caso de o meio de ganho ser a fibra dopada com
Érbio, a banda de ASE é de aproximadamente 40 nm, indo de 1525 a 1565 nm. O
equilíbrio entre perdas e ganhos dentro da cavidade laser é o que vai determinar o
comprimento de onda de operação da emissão laser CW dentro dessa região de ASE.
2.2 Regime de Acoplamento de modos ou mode-locking
Acoplamento de modos ou Mode-Locking é o conjunto de técnicas para geração
de pulsos ultracurtos, da ordem de picossegundo a femtossegundo, em uma cavidade
laser. Para gerar um mode-locked laser é necessário forçar as relações de fase entre os
modos ressonantes que já existem dentro da cavidade laser. Para tanto, é necessário
inserir na cavidade um modulador ativo, alimentado por uma fonte externa e por
21
gerador de sinal, ou um modulador passivo, material com propriedades ópticas que
explora efeitos não-lineares dentro da cavidade.
2.2.1 Acoplamento de modos passivo em lasers de fibra óptica
Para haver o regime de mode-locking passivo dentro da cavidade as variações de
intensidade agem em conjunto às não-linearidades da fibra para gerar modulação das
perdas [24], sem que haja necessidade de um controle externo, como há nas técnicas de
mode-locking ativo. Essas técnicas são divididas em três métodos principais: O NALM,
o Kerr mode-locking e o uso de semicondutores como absorvedores saturáveis. Vamos
descrever a técnica de mode-locking passivo em função dos semicondutores, como os
nanotubos de carbono, visto que, esse tipo de semicondutor, em geral, é facilmente
incorporado à cavidade, têm baixa intensidade de saturação, tempo de recuperação
rápido (~picossegundo ou sub-picossegundos), energia de excitação dependente do
diâmetro dos tubos e alto desempenho como absorvedor saturável, com geração de
pulsos ultracurtos em 1550 nm [19], [25]–[28] e ainda absorvem uma ampla faixa de
comprimentos de ondas.
O funcionamento dos absorvedores saturáveis em geral, leva em consideração a
variação nas perdas devido a saturação do absorvedor e a mudança no ganho do laser
quando da passagem de um pulso [29]. A Figura 2 ilustra cada volta na cavidade com
essa variação de perdas e ganhos, onde o ganho líquido é maior que as perdas. Quando a
luz passa pelo absorvedor, os modos do laser com maior energia iniciam o processo de
saturação, em seguida são amplificados pelo meio de ganho. Desta maneira, a cada volta
na cavidade, o pulso é amplificado no pico de intensidade e atenuado nas asas,
estreitando-se ao máximo, até que haja saturação do meio de ganho.
22
Figura 2 Processo de absorção saturável dentro da cavidade laser [29] .
Se levarmos em conta a largura de banda do meio de ganho, os lasers que
operam em mode-locking passivo tem pulsos de duração mais curta (femtossegundo)
que os que operam em mode-locking ativo, visto que, a cada volta na cavidade o ganho
aumenta ao passo que a perda diminui, devido a saturação do absorvedor, enquanto no
mode-locking ativo, o ganho permanece constante. Por outro lado, a frequência de
repetição desses pulsos é limitada pelo comprimento da cavidade L, onde, numa
cavidade em anel:
Ln
cfrep .
(1)
c/n é a velocidade de propagação do sinal luminoso na fibra, frep é também chamada de
frequência de repetição ou frequencia fundamental da cavidade ffund, caso haja apenas
um pulso a cada volta. Em lasers de fibra com comprimento da ordem de metros essas
frequências são da ordem de MHz, o que pode limitar a aplicação desses lasers.
2.2.2 Nanotubos de carbono como absorvedores saturáveis em lasers de fibra dopada com Érbio
Nas últimas décadas algumas propriedades ópticas de materiais bidimensionais
derivados do carbono, tais como banda larga de absorção [30], rápido tempo de
recuperação, baixa intensidade de saturação e facilidades nos métodos de fabricação e
incorporação à cavidade de fibra têm mostrado que esses materiais são excelentes como
23
absorvedores saturáveis. Entre eles, os nanotubos de carbono de parede única (SWCNT
– single-walled carbon nanotubes) foram amplamente estudados e implementados em
cavidades de fibra dopada com Érbio na forma de filmes finos [31][32][33][34].
As características dos absorvedores saturáveis analisadas na performance do
laser são: 1) dependência da transmitância com a potência, conforme mostra a imagem
da Figura 3 [25], onde a amostra de SWCNT que será introduzida na cavidade, é
produzida com um composto de Na-carboximetilcelulose e a cavidade é composta por
trechos de fibra que alternam dispersão normal e anômala, gerando o chamado streched
pulse laser.
Figura 3 A transmitância não linear em função da potência média é utilizada para medir a profundidade de
modulação da amostra de SWCNT produzida com um composto de Na-CMC (Na-carboximetilcelulose). Do lado direito da
figura, vê-se a configuração da cavidade em anel utilizada, composta pela amostra de SWCNT, um controle de polarização,
PC, o WDM para entrada do laser de bombeio, uma fibra de Érbio, EDF utilizada como meio de ganho, um isolador, ISO e
finalmente o acoplador de saída [25].
No streched pulse laser alguns efeitos não-lineares são reduzidos com o balanço
da dispersão e a duração do pulso é de fato estreitada. O comprimento total da cavidade
de 6 m permite uma taxa de repetição do pulso de ~34 MHz. 2) a largura de banda e a
duração do pulso que são mostradas na Figura 4 mostram o formato do pulso de
dispersão normal. Os autores assumem que o formato desse pulso obedece ao perfil
sech2, com 84 fs de duração.
24
Figura 4 Espectro óptico e Autocorrelação do pulso produzido numa cavidade com filme de SWCNT e com
trechos de fibra com dispersões alternadas[25].
3) a medida de absorbância linear, conforme mostra a Figura 5 [35] é de
fundamental importância para mostrar a interação do filme, com o comprimento de
onda do sinal do laser. Nessa medida específica, faz-se uma análise da interação de um
filme de 100 m de espessura, feito a partir de uma solução de SWCNT em PVA (poli
vinil álcool) com comprimentos de onda que vão de 400 a 1800 nm. Nota-se o pico de
absorção linear próximo a banda de operação do Érbio.
Figura 5 Medida de absorção linear de amostras de SWCNT em polímero[35]
Outra medida importante, 4) a espessura dos filmes de nanotubos em substrato
de PVA, que pode aumentar ou diminuir a profundidade de modulação, conforme
mostram as Figuras 6 e 7.
25
Figura 6 Espessura dos filmes de SWCNT influenciam a profundidade de modulação e a perda não-saturável do mode-locking.
Figura 7 A diferença entre os regimes CW e mode-locking é mais facilmente obtida para espessuras
maiores que 100 m [35].
Outro fator importante, que não é característica dos filmes, mas da cavidade,
mostra a descrição de cada componente da cavidade como sendo fundamental para o
controle da dispersão e como consequência da performance do mode-locking passivo,
conforme mostrou Shohda et al [19]. No trabalho de Shohda et al os filmes finos de
nanotubos de carbono foram fabricados com P3HT e colocados entre conectores numa
cavidade com dispersão detalhadamente controlada, conforme mostra o mapa de
dispersão na Figura 8.
Figura 8 Mapa detalhado da dispersão dos componentes da cavidade [19]
26
Com o controle rigoroso da dispersão, Shohda et al demonstrou um pulso de 147
fs com taxa de repetição de 51 MHz.
O regime de acoplamento de modos passivo é um atrativo para lasers com
múltiplos comprimentos de onda, visto que, as baixas taxas de repetição e a oferta de
mais de um comprimento de onda são de grande valia, por exemplo, na oftalmologia
[23]. Ao longo desta tese buscou-se alternativas para fabricação de filmes finos com
nanotubos de carbono que pudessem ser implementados em lasers de fibra óptica como
absorvedores saturáveis. Entre as técnicas, testamos o método de spin coated [36], [37]
e o método de sanduíche, onde uma suspensão é colocada entre duas lâminas de acrílico
ou vidro não aderentes ao filme, após um tempo de cura, o filme é manualmente
retirado e colocado entre dois conectores [32]. Por fim, com a ausência de bom
desempenho para a finalidade desejada entre os métodos citados, desenvolvemos uma
nova técnica denominada método da gota [38], utilizando polímero. Onde, uma gotícula
de polímero, já com os nanotubos hospedados, é depositada micrometricamente sobre a
face da fibra com uma micropipeta. Com este método, filmes com espessura mínima de
20 a 100 m podem ser obtidos. Com uma concentração de 40 mg de nanotubos por 1
ml de polímero, pulsos de 364 fs e largura de banda de ~10 nm foram demonstrados
[38].
Para demonstração deste novo processo foram utilizados nanotubos de 1,0 nm de
diâmetro fornecidos pela Unidyn. Os nanotubos são suspensos em NOA73TM , um
polímero curável em luz ultravioleta, transparente no comprimento de onda de interesse
e com boa aderência aos conectores de fibra. Após misturar a suspensão manualmente,
ela é posta em uma banheira de ultrassom por aproximadamente uma hora. Em seguida,
verifica-se se a suspensão tem viscosidade suficiente para formar uma gotícula em uma
micro ponta, conforme a Figura 9, que é em seguida transferida para a ponta do
conector.
27
Figura 9 Transferência de uma micro gota, com uma micropipeta, para a ponta do conector da fibra optica.
O conector deve ser exposto à luz ultravioleta por dez minutos, após esse tempo
deve secar por um período mínimo de quatro horas na luz natural do ambiente.
Em laboratório, com uma cavidade de comprimento total na ordem de 6 m, e
utilizando-se amostras fabricadas pelo método da gota, obteve-se um pulso com largura
de banda de 16,22 nm e duração de 273 fs, conforme mostra a Figura 10.
1530 1545 1560 1575 1590
-65
-60
-55
-50
-45
-40
-35
Inte
nsi
dad
e n
orm
aliz
ada
Po
tên
cia
esp
ectr
al (
dB
m)
Comprimento de onda (nm)
16,22 nm
-4 -2 0 2 4
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
273 fs
Tempo (ns)
B
B
Figura 10 Perfil temporal e espectral de pulso gerado com método da gota.
2.2.3 Acoplamento de modos ativos e altas taxas de repetição
A técnica de acoplamento de modos ativo é principalmente interessante em
lasers de fibras dopadas com Érbio, devido não só à geração de pulsos curtos mas
também às altas taxas de repetição (>1GHz) e os comprimentos de ondas centrados em
1550 nm [24]. Pode ser obtido com a inserção de um componente ativo dentro da
cavidade, como um modulador eletro-óptico ou acústico-óptico, como mostra a Figura
11.
28
Figura 11 Esquema simples de cavidade com um modulador ativo [29]
Para obter pulsos com altas taxas de repetição, é necessário que o modulador
esteja operando numa frequência harmônica à frequência fundamental da cavidade fund.
Assim, a frequência no modulador será m = N.fund, então, o laser está acoplado no N-
ésimo harmônico e há N pulsos dentro da cavidade [24]. Assim como no acoplamento
de modos passivo, deve-se levar em conta algumas características do mode-locking
ativo, como perdas, ganhos e dispersão. E ainda, fatores não-lineares como absorção
saturável e auto modulação de fase [39]. O mode-locking ativo foi primeiro investigado
por Kuizenga e Siegman, na década de 70 [40] e em seguida por Haus, em 1975, quem
mostrou uma solução de estabilidade onde no estado estacionário, a mudança do pulso
numa volta completa da cavidade, considerando ganhos e perdas e considerando a
frequência de modulação introduzida pelo modulador, é zero [29]. Em geral, num laser
onde o ganho já está acima do limiar, vários modos são emitidos em torno de uma
frequência central 0 conforme mostra a Figura 12.
Figura 12 Mode-locking ativo em função da frequência [29].
29
O modulador produz um sinal cossenoidal múltiplo da frequência central do laser.
Este sinal produz bandas laterais em 0+O sinal do modulador então “trava” os
modos adjacentes à frequência central do laser 0.
Embora haja mudança na amplitude do pulso a cada volta dentro da cavidade
devido as perdas e aos ganhos, a solução de equilíbrio para a amplitude do sinal
modulador é um sinal gaussiano em torno de
)exp()( 220 AA
E a duração do pulso é dada pela equação mostrada por Kuizenga e Siegman [40]:
224 2
gM
g
[29] (3)
Onde g é o ganho, M é a profundidade de modulação, é a frequência do modulador e
g é a largura de banda do ganho, conforme mostra a Figura 12 acima. Segundo Haus et
al, essa descrição em frequências também pode ser feita em um intervalo de tempo t
bem maior que o da própria duração do tempo . Para tanto, usa-se o par de
transformadas de Fourier da função de amplitude:
)()exp()( Atjdta (4)
)()exp(2
1)( tatjdtA
(5)
E no estado estacionário a solução de um pulso evoluído no tempo, é uma gaussiana do
tipo )2/exp( 220 tA . A representação dessa evolução pode ser vista na Figura 13, no
período t de uma volta na cavidade, representada na imagem por TR.
30
Figura 13 Formação do pulso no domínio do tempo com mode-locking ativo [29].
A Figura 13 mostra ainda que a modulação inserida pelo modulador produz uma
perda dependente do tempo. Onde a cada TR a cavidade experimenta um ganho líquido
positivo em relação às perdas. Nessa transição positiva entre as perdas e ganhos há
geração do pulso. Outro fator que mostra a limitação da duração dos pulsos em mode-
locking ativo é a frequência de modulação, que não pode ser aumentada arbitrariamente
[29], como já citou-se ela deve ser múltiplo da frequência fundamental fund, ou ainda
múltiplo de 2/TR. A cada volta na cavidade o pulso é estreitado, mas neste caso a
limitação vem da largura de banda do modulador e não mais somente do ganho (como
no caso do mode-locking passivo). Ao longo deste trabalho vamos mostrar como
obtivemos o mode-locking ativo dentro da cavidade e múltiplos regimes de operação.
31
3 Lasers com múltiplos regimes de operação e simultaneidade
Este capítulo é base para a estrutura da tese que queremos apresentar. Ele
contém as principais características, os mecanismos pelos quais se constrói e as
aplicações de um laser de fibra com múltiplos comprimentos de onda. O trabalho de
tese consiste num laser com múltiplos comprimentos de onda, mas com a estrutura
simples de uma cavidade de laser de fibra dopada com Érbio. O principal objetivo e o
que torna o trabalho atual e inovador é que nesta cavidade, para cada comprimento de
onda gerado pelo laser será possível o funcionamento simultâneo de um regime de
operação diferente, como o CW e o mode-locking a altas taxas de repetição. Esses
regimes coexistem dentro da cavidade sem uma interação destrutiva entre si.
Lasers com múltiplos comprimentos de onda são importantes para inúmeras
aplicações como espectroscopia [41], sensoriamento [41], imagem [42], caracterização
de componentes ópticos e [43] e multiplexação de comprimento de onda em sistemas de
comunicações ópticas, como os WDMs [44], [45]. Esses lasers podem ser construídos
de diversas maneiras. Inicialmente, no início da década de 90, a saída de um laser CW
era acoplada a um roteador ou grade de difração. Os canais gerados pelo dispositivo
eram estimulados por um amplificador, ou uma combinação deles [46], [47]. Em 1992
Namkyo et. al. demonstrou o primeiro laser multicanais feito em fibras ópticas
utilizando um único meio de ganho, a fibra dopada com Érbio [48]. Oito canais CW
foram ativados com dois dispositivos WDMs, com espaçamento de 4,8 nm e largura de
banda de 0,8 nm. Essa técnica permite gerar exato espaçamento entre canais, com a
mínima interferência entre eles. Em 1994, Poustie et al [49], [50] utilizou um trecho de
fibra multímodo entre fibras SMF para gerar múltiplos comprimentos de ondas
baseados na seleção de modos feita na fibra multímodo. O espaçamento entre canais
neste caso depende das diferenças entre constantes de propagação das duas fibras, e a
quantidade de canais depende do comprimento da fibra multímodo. Desta forma, uma
mudança de polarização e temperatura na fibra causava mudança de comprimento de
onda no canal e nas distâncias entre eles.
Entretanto a maneira mais eficaz de se estimular múltiplas frequências é utilizar
um meio de ganho cujo alargamento de linhas atômicas é não homogêneo [51]. Ou
ainda, segundo os autores em [51], é possível estimular múltiplas frequências se numa
cavidade com meio de ganho com alargamento de linhas homogêneo, como é o Érbio,
32
permita-se introduzir uma perda não homogênea, ou seja, a perda de cada linha gerada,
dependa de sua própria potência, e seja irrelevante para a potência de outra linha gerada.
Este é o caso desta proposta: uma cavidade de laser de fibra, cujo meio de ganho é o
Érbio, com múltiplas frequências geradas pela integração de duas grades de difração à
cavidade. Cada comprimento de onda neste caso, é um laser de linha estreita,
independente, circulando na mesma cavidade.
No final da década de 90 as três tecnologias citadas acima foram consideradas
promissoras para geração de múltiplos comprimentos de onda: filtros, grades de fibras
de Bragg e o mais promissor, as AWGs [52],[53].
De modo geral e segundo a definição de Stern e Bala [54], AWG é um roteador
do comprimento de onda, onde num dispositivo com m portas de entrada e n portas de
saída, cria-se um padrão de roteamento definido pela geometria desse dispositivo. São
geralmente fabricadas em sílica ou derivados, consistem em múltiplos guias de onda
com pequenas diferenças no caminho óptico entre guias vizinhos, de maneira a criar
relações de fase no acoplador de saída. A figura 14 [47] mostra o esquema de um laser
com grade difração roteadora, com comprimentos específicos.
Figura 14 Esquema de laser comgrade de difração roteadora integrada a um laser com 24 saídas possíveis [47]
Na Figura 14 vemos uma porta de entrada, onde na primeira região de espaço
livre, os atrasos de fase (gerados por ligeiras diferenças no tamanho do caminho óptico)
separam os comprimentos de onda e, na segunda região de espaço livre, os
comprimentos de onda se recombinam de maneira a definir 24 saídas diferentes. Neste
trabalho, ZIRNGIBL et. al [47], construiu um laser com múltiplas frequências,
oscilando em regime CW simultaneamente em 18 canais. Embora o desempenho deste
laser seja bom em relação ao espaçamento bem definido entre os canais (~103 GHz), é
necessário utilizar laser de bombeamento com correntes e amplificadores individuais
33
para cada canal, e assim ajustar a potência de saída do laser. O trabalho de ZIRNGIBL
et al. mostrou grande avanço em relação às primeiras grades de difração integradas à
cavidade laser, que são da década de 90, conhecidas como MAGIC (multiple array
grating integrated cavity). Nas MAGICs para selecionar o canal desejado o dispositivo
utilizava espelhos curvos com dimensões iguais ao do comprimento de onda do canal, o
resultado era um sinal relativamente pequeno, devido provavelmente a alta perda nos
espelhos curvos.
As AWGs mostram-se eficientes na geração de múltiplos comprimentos de onda
em fibra, principalmente nas telecomunicações. Isto porque, podem produzir múltiplas
frequências, precisamente espaçadas, têm baixa perda por inserção e esse
comportamento não muda com a variação da temperatura [52], além disso, permitem a
sintonização dos comprimentos de onda ou a emissão simultânea deles e são fabricadas
de acordo com as recomendações internacionais do Setor de Normatização das
Telecomunicações ITU-T.
Embora a tecnologia de AWGs seja da década de 90, a análise da literatura atual
para lasers com múltiplos comprimentos de onda nos leva a crer que sua utilização é,
ainda hoje, vantajosa sobre alguns dos principais trabalhos atuais publicados sobre os
lasers com múltiplas frequências.
As AWGs são promissoras para a geração de regimes simultâneos que ativam
múltiplas funções, embora poucos trabalhos demonstrem múltiplas funções. Na
configuração proposta por [55], vemos dois comprimentos de onda simultâneos e duas
taxas de repetição diferentes. Numa cavidade em anel, com Érbio como meio de ganho
e um modulador de amplitude controlado por rádio frequência, com duas AWGs
pareadas, os autores colocam comprimentos de fibras diferentes nos dois canais
selecionados. Um dos canais 1 funciona na frequência de operação dada pelo
modulador 2,5 GHz, o outro 2, funciona numa frequência de harmônico racional, dada
por uma linha de atraso no canal quando se insere SMF, conforme mostra a Figura 15.
34
Figura 15 Laser com dois comprimentos de onda e duas taxas de repetição diferentes.
Na cavidade da Figura 15, 400 m de DSF auxiliam na formação de pulso
solitônico, ao todo são 413 m de fibra. Os autores demonstram pulsos de 17,7 ps a 2,5
GHz no canal 1 (1) e 13 ps a 5 GHz no canal 2 (2). São canais espaçados por 3,2 nm
e largura de banda de 0,9 nm. Os autores destacam que aumentar a largura de banda do
canal pode otimizar a precisão das medidas de duração do pulso. Isso não é possível
quando se trata das AWGs. A Fig. 16 mostra o espectro obtido, os canais são bem
definidos em relação ao sinal-ruído (aproximadamente 30 dB).
Figura 16 Espectro Óptico do laser com dois comprimentos de onda simultâneos e duas taxas de repetição diferentes, na ordem de GHz [55].
As Figura 17 mostra os pulsos gerados no tempo para 2,5 GH e 5 GHz, com
filtros para o comprimento de onda específico do canal.
35
Figura 17 Saída de dois comprimentos de onda simultâneos com filtro [55]
Figura 18 Saída de dois comprimentos de onda simultâneos sem filtro [55]
Segundo os autores, sem o filtro, vê-se na Figura 18 que 1 a 2.5 GHz tem o
dobro de amplitude de 2 a 5 GHz, ou seja, 1 é uma superposição dos dois trens de
pulsos 1 e 2.
No laser construído e demonstrado na tese, é possível demonstrar comprimentos
de onda simultâneos, com estabilidade e em canais mais estreitos que o demonstrado
acima. A estabilidade dos canais é possível quando o mecanismo pelo qual se gera
acoplamento de modos é independente para cada canal, como vamos mostrar. Vamos
utilizar moduladores de fase, com diferentes taxas de repetição em altas taxas para
mostrar mode-locking simultâneo. A cavidade é baseada na integração de duas AWGs,
que permitem a geração independente de cada regime de operação.
36
4 AWGs: Princípios de Operação
4.1 FSR (free spectral range)
As AWGs são um dos dispositivos mais utilizados para telecomunicações
principalmente pela facilidade de integração às fibras ópticas e alta eficiência no
acoplamento do dispositivo em si com os guias de ondas (com perdas de 0,1 dB),
associados à baixa perda de propagação (< 0,05 dB/cm) [53].
Embora já tenhamos mostrado na Figura 14 um esboço de cavidade laser com
grades, a Figura 19 mostra um esquema geral das AWGs, onde o sinal entra na primeira
região de espaço livre (FPR – free propagation region) de maneira divergente. Ao
acoplar-se na entrada das grades propaga-se pelas matrizes para abertura de saída e a
relação de fase que cada comprimento de onda apresenta na abertura de saída foi criado
ao longo do caminho óptico nas matrizes. Isso, devido ao fato de que em cada matriz da
grade há uma pequena diferença no comprimento do caminho óptico. Essa diferença,
L, é um múltiplo do comprimento de onda central, c, do sinal de entrada.
eff
C
nmL
(6)
Onde m é um número inteiro, dito ordem da grade, neff é o índice de refração (fase) de
cada modo guiado e c/neff é o comprimento de onda dentro de cada matriz da grade.
Figura 19 Esquema geral de uma AWG.
A distribuição de sinal na saída da grade é a mesma da entrada, conforme mostra
a Figura 20.
37
1520 1560
-70
-60
-50
-40
Po
tên
cia
(dB
m)
Comprimento de onda (nm)
CH1 ASE CH5 CH10 CH15 CH20 CH25 CH30 CH35 CH40
Entrada
Saída
Figura 20 Distribuição do sinal que entra (em vermelho) e que sai da grade (canais coloridos).
Nas matrizes, a dispersão é determinada pela ordem m da grade. Se houver
mudança na fase do sinal de entrada de 2, a transferência não muda. Ou seja, a
resposta das grades é periódica, esse período em frequência é denominado faixa
espectral livre (a FSR – free spectral range) e é dado por
g
effc
n
n
mFSR
(7)
onde ng é o índice de grupo de cada modo guiado e c é a frequência central do sinal
de entrada. Para evitar problemas de transferência entre canais (o chamado crosstalk)
adjacentes, a FSR deve ser maior que a faixa de frequências do sinal de entrada, por
exemplo:
8 canais com espaçamento de 200 GHz, a FSR > 1600 GHz.
No laser de fibra dopada com Érbio que construímos para esta tese, temos 40
canais com espaçamento de 100 GHz, portanto a FSR > 4000 GHz.
Se utilizarmos a equação 7, com neff/ng = 0,9 [53] encontramos m = 43.
4.2 Transmissão
Se a transmissão no canal central das grades é Tc, a atenuação A0 neste canal
será:
38
cTA log100 (8)
Os canais adjacentes aos canais centrais terão maior perda, visto que o campo distante
na matriz deste viaja em direções diferentes do eixo central óptico. Observe na
Figura 21.
Figura 21 O FSR mostrado como a distância entre cada ordem da grade.
A Figura 21, uma grade com quatro canais, mostra o envelope do campo determinado
pelo campo distante de cada canal individualmente. Isso explica porque em um laser
de fibra dopada com Érbio o canal com menos perdas está nas proximidades da
emissão central do meio de ganho. Essa perda é devida ao afastamento do c e é
chamada não-uniformidade na transmissão TAWG, pode ser definida como a diferença
entre a transmissão central e a transmissão nos demais canais T1,N. Assim:
C
NAWG T
TT ,1log10 (9)
A potência perdida nos canais será dissipada em ordens adjacentes à FSR
principal como mostra a Figura 22
39
1520 1560
-70
-60
-50
-40
Po
tên
cia
(dB
m)
Comprimento de onda (nm)
ASE CH1 CH5 CH10 CH15 CH20 CH25 CH30 CH35 CH40
Ordem m
Ordem m-1
Ordem m+1
Figura 22 A potência não acoplada nos canais principais, são dissipadas em ordens adjacentes.
Dependendo da FSR os canais mais afastados do c podem perder quase 3dB em
relação aos canais centrais. Isso porque nas ordens adjacentes m+1 e m-1 devido o
ângulo de deflexão na região de entrada da FPR a potência da imagem gerada cai
50%, ou seja, metade do sinal vai para m+1 e a outra metade para m-1. Numa grade
periódica, os canais mais afastados do canal central experimentam estes 3 dB de perda.
Note que, se aumentamos a FSR, diminui-se a não-uniformidade na transmissão
dos últimos canais.
40
5 Laser de fibra dopada com Érbio Multifuncional
Neste capítulo apresentamos os métodos utilizados para geração dos múltiplos
regimes de operação. O trabalho mostra que se combina, pela primeira vez, vários
regimes de operação simultaneamente em uma única cavidade de laser de fibra dopada
com Érbio como único meio de ganho. Para se obter os múltiplos canais integramos
duas AWGs à cavidade. Os diversos regimes de operação incluem canais com
acoplamento de modos ativo em diferentes taxas de operação e CW. Além de
sintonizáveis, os canais funcionam simultaneamente, possibilitando múltiplas funções.
A grande vantagem é a simplicidade da configuração, e a possibilidade de até 40 canais
sintonizáveis funcionando em regimes diferentes com único meio de ganho e uma única
porta de saída. Os 40 canais são distribuídos ao longo da banda de ganho do Érbio, entre
1530 e 1562 nm, espaçados por 0,8 nm e largura de banda à meia altura de 0,32 nm
cada um.
O desafio na geração de múltiplas frequências é equalizar a intensidade de cada
canal devidamente separado de seu adjacente com mínima interferência entre eles.
Demonstra-se que cada um dos canais gerados é uma cavidade laser independente, com
mínima interferência entre si. Pode-se administrar os efeitos não lineares em cada canal
de maneira independente. Há estabilidade em cada regime de operação para que cada
canal possa funcionar de maneira típica, com taxas de repetição, duração do pulso e
largura de bandas caracterizadas pelo tipo de regime.
Para o mode-locking ativo utilizamos um modulador de fase controlado por
gerador de RF, mostramos a formação de pulsos de duração da ordem de ps, operando a
GHz [56]. Os controladores de polarização da cavidade são utilizados como
equalizadores de intensidade para estabelecer o regime de mode-locking ativo
simultaneamente com o regime CW de operação. Sabe-se que a geração de pulsos em
acoplamento de modos, tanto passivo quanto ativo, envolve uma relação de fase dos
modos de propagação da luz em determinada faixa de frequências. Para um laser com
múltiplos canais, essa faixa se limita a uma banda estreita determinada pela largura do
canal. Quanto menor essa largura, mais difícil é o acoplamento de modos e a formação
do pulso.
41
Testamos também, o regime de mode-locking passivo em um dos canais.
Conforme [38] estabelecemos um método de fabricação de amostras de nanotubos de
carbono em filmes finos, utilizadas como absorvedores saturáveis em canais para mode-
locking passivo. Neste método busca-se controlar a espessura de filmes de maneira que
a transmitância na amostra tenha ponto ótimo no acoplamento de modos do laser,
conforme mostrou [57]. Os nanotubos de carbono de parede única (SWCNT – Single
walled carbon nanotubes) mostram-se excelentes absorvedores saturáveis, em diversos
comprimentos de onda [30], com rápido tempo de recuperação e potencial para pulsos
ultracurtos [19], [58], [59]. Além do método proposto com nanotubos de carbono, pode-
se utilizar o grafeno, que têm se mostrado promissor como absorvedor saturável em
fibras ópticas [38], [60]–[62]. Sabe-se que o controle da dispersão por meio do
comprimentos de fibra na cavidade L, é um parâmetro determinante na duração dos
pulsos [63]. Sendo assim, aumentando os comprimentos de fibra na cavidade, a taxa de
operação no regime de acoplamento de modos passivo pode variar de MHz para
comprimentos da ordem de metro, até kHz para comprimentos da ordem de km. Além
disso, adicionar comprimentos de fibra ao canal permitiria gerar um pulso com maior
potência de pico e maior estabilidade [26].
5.1 Montagem e Caracterização do laser em regime CW com AWGs
A Figura 23 mostra a cavidade do laser de fibra dopada com Érbio com duas
AWGs pareadas. Entre os canais 1, 2, n e 40 é possível inserir elementos ativos
e/ou passivos que determinam o regime de operação proposto.
Figura 23 Configuração da cavidade para um laser multifuncional.
42
O laser de bombeamento é um laser de diodo, com controle de temperatura e
emissão em 980 nm. A potência de saída é suficiente para o funcionamento de todo o
sistema, com uma eficiência de conversão de bombeamento em sinal de ~1%. O WDM
utilizado para separar as frequências de bombeio e sinal, contém um isolador em 1550
nm que garante a contra propagação do sinal. O controle de polarização explora a
birrefringência que se pode obter pela torção da fibra óptica. A birrefringência induzida
total depende do comprimento total de fibra e também do raio de curvatura que se faz
nas roldanas. O acoplador de saída é de 16% do sinal. Testes feitos no laser acima com
porcentagens menores na saída, 10% e 1% mostram que o desempenho do laser não
melhora significativamente. O meio de ganho é uma fibra de érbio, com 0,9 m de
comprimento, coeficiente de absorção de 33,2 dB/m e dispersão de -57 ps/nm.km,
ambos para 1550 nm. As AWGs, quando inseridas na cavidade de forma pareada,
inserem perda máxima de 3 dB. Essa perda máxima é devido à não uniformidade na
transmissão maior nos canais mais afastados do comprimento de emissão central do
laser
5.2 Geração de pulsos por acoplamento de modos passivo sem AWGs
Para implementar e compreender o funcionamento do laser em mode-locking
passivo, utilizamos dois trabalhos como referência principal. No primeiro trabalho, D.
Popa et al. inovam com uma cavidade de fibra simples e Érbio como meio de ganho,
gerando um pulso da ordem de 80 fs [25]. Neste trabalho, embora esteja com regime de
dispersão anômala, onde 2 = -0,33 ps2 Popa et al. experimentam um regime onde não
são observadas bandas laterais que indicam existência da propagação de pulsos
solitônicos na cavidade. O que se vê são as características do regime de stretched
pulsos, onde a cada trecho de fibras com dispersões diferentes o pulso sofre
compressões, resultando num pulso curto. Em geral, esse regime acontece em regime de
dispersão anômala ou normal, próximas do zero de dispersão.
Outro trabalho utilizado como referência foi o de Shohda et al. [19] que
desenvolveu suas próprias amostras de nanotubos de carbono para gerar pulsos da
43
ordem de 150 fs. Neste trabalho, os autores mostraram detalhadamente a importância de
equilibrar a média de dispersão com rigor, de forma que também haja regime de
dispersão anômala, mas não necessariamente perto do zero, para a construção de um
regime solitônico.
Esses trabalhos foram fundamentais para a construção da nossa cavidade com
parâmetros de dispersão mais adequados para geração de um pulso otimizado com
maior largura de banda e menor duração, seja em regime solitônico ou de stretched
pulsos.
Na Tabela 1 abaixo, podemos comparar as características dos dois trabalhos,
com a cavidade que utilizamos para geração de mode-locking passivo. Para esta
cavidade, as amostras de nanotubos que utilizávamos eram fabricadas também no
laboratório com uma técnica simples que consiste em: a) Misturar nanotubos em NOA
73 (1,2 a 4 mg/ml), em seguida deixar em banheira de ultrassom para homogeneizar a
mistura, por aproximadamente 20 minutos b) A suspensão pode ser dissolvida em
acetona (caso seja necessário diminuir a viscosidade), c) Espalhar a suspensão em
superfície polida (alumínio ou vidro) e escorrer, e d) Curar os filmes com luz
Ultravioleta. Nesta técnica são desenvolvidos filmes com espessura entre 100 e 350 m
[64].
Autores D. Popa Shohda Cláudia B. Cláudia B. Lcavidade 6 m 3,9 m 3,9 4,9 LÉrbio 1,25 m 1,5 m 0,9 m 0,9 m Acoplador de saída 20% 50% 16% 16% ITreshold 17 mA 111 mA 38 mA 38 mA 2 (ps2/km) -0,33 -5,3 0,66 -3,8 Largura de banda 61 nm 19,4 nm 1,0 nm 2,8 nm Duração do pulso 84 fs 147 fs 3,9 ps 2,3 ps Laser de bombeio Laser de diodo em
980nm EDFA Laser de diodo em
980nm Laser de diodo em 980nm
Observação Stretched pulsos Sólitons Tabela 1 Comparação entre os parâmetros da literatura e do laser desenvolvido para avaliação dos filmes finos desenvolvidos.
Note que em alguns parâmetros não é necessário fazer comparação, como a
corrente de treshold que depende do laser de bombeio e no acoplamento de saída, que
indica a quantidade de potência retirada da cavidade e pode ser compensada pelos
fatores de ganho dentro da cavidade, como comprimento do Érbio. Mas os parâmetros
que mais chamam atenção são os que têm maior discrepância, como a largura de banda
e a duração do pulso, que são resultados diretos da otimização da cavidade e podem ser
44
manipulados. Nas duas últimas colunas da Tabela 2, na tentativa de mudar o tipo de
pulso stretched para solitônico, mudou-se o comprimento da cavidade e como
consequência a dispersão, mas as melhoras na largura de banda e duração do pulso
ainda são muito pequenas quando comparadas aos trabalhos de Popa e Shohda. Na
Figura 24 podemos comparar o espectro e a duração do pulso em cada trabalho.
Figura 24 Espectro e autocorrelação do pulso de Popa et al [25] com comportamento de stretched pulso.
Figura 25 Autocorrelação e espectro no trabalho de Shohda et al [19] com comportamento de pulso solitônico.
Figura 26 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com dispersão normal.
-20 -10 0 10 20
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
da
de
(u
.a.)
Tempo (ps)
3,9 ps
45
1554 1555 1556 1557 1558 1559 1560 1561 1562 1563
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsid
ade N
orm
aliz
ada
Comprimento de onda (nm)
1 nm
Figura 27 Espectro de pulso gerado na cavidade com dispersão normal.
-30 -20 -10 0 10 20
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
dade (
u.a
.)
Tempo (ps)
2,8 ps
Figura 28 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com dispersão anômala
1558 1560 1562 1564 1566 1568
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsid
ad
e N
orm
aliz
ad
a
Comprimento de onda (nm)
2.19 nm
Figura 29 Espectro do pulso gerado na cavidade com dispersão anômala.
Observa-se nas Figuras 28 e 29 que na dispersão anômala da cavidade que
construímos há um pequeno estreitamento do pulso gerado com os nanotubos de
carbono, mas ainda há outros parâmetros que não nos permitem chegar a resultados
parecidos com o dos demais autores.
Se alguns parâmetros são intrínsecos da cavidade (treshold, bombeio,
acoplamento de saída), outros podem ser alterados para proporcionar e combinar as
46
características de um bom desempenho, como a dispersão por exemplo. Embora
tenhamos mexido nos parâmetros possíveis, nota-se na nossa cavidade a geração de
pulsos ruidosos com largura de banda não-simétrica, na Figura 29 pode-se notar a
geração de uma linha CW na imagem. Sendo assim, pode-se então:
1) Alterar o meio de ganho:
Nesta etapa, fizemos testes utilizando cavidades com dois tipos de fibra dopada
com Érbio. A primeira fibra é a que já estávamos usando na cavidade, cuja dispersão
medida é D = -57 ps/nm.km em1550 nm. A segunda fibra é uma fibra altamente
dopada, cuja dispersão é D = -16 ps/nm.km. Podemos observar os resultados nas
Figuras abaixo:
Figura 30 Laser I com acoplamento de saída de 24%
Figura 31 Laser II com acoplamento de saída de 30%
47
Figura 32 Laser III com acoplamento de saída de 27%
Nas medidas acima, utilizamos a potência intracavidade numa região
aproximada para os três lasers, para mostrar os níveis de potência dissociados do
acoplador de saída e a mesma amostra de nanotubos de carbono foi utilizada nos três
lasers. Vemos que, existe uma região onde o mode-locking funciona de maneira
adequada com a amostra de nanotubos. E para valores de bombeio acima de um limiar,
a potência intracavidade decresce, piorando o desempenho do laser.
Embora o laser III tenha apresentada curva com boa eficiência, o laser I tem um
threshold menor com maior potência intracavidade, por isso optamos por manter a fibra
dopada com Érbio com dispersão de -57 ps/nm.km na cavidade que vamos trabalhar.
Outra medida de que auxiliou na escolha do meio de ganho foi a comparação das
curvas de calibração de cada laser com trechos de fibra diferentes, conforme mostra a
Figura 33.
48
-50 0 50 100 150 200 250 300 350 400 450 500 550-2
0
2
4
6
8
10
12
14
16
18
20
22
24
26
Po
tên
cia
de
Saí
da
16%
(m
W)
Corrente de bombeio (mA)
18 jan 2012 laser IV 17 jul 2012 Laser II 02 ago 2012 laser III 06 ago 2012 laser IV
LÉr
= 0,9 m
DÉr
= -57 ps/nm.km LÉr
= 0,15 m
DÉr
= -16 ps/nm.km
LÉr
= 0,25 m
DÉr
= -16 ps/nm.km
LÉr
= 1,0 m
DÉr
= -57 ps/nm.km
Figura 33 Curvas características de lasers comparando os meios de ganho.
Nessa tese utilizamos o laser IV, que tem configuração semelhante ao laser I.
2) Alterar o próprio absorvedor saturável, os nanotubos de carbono.
Uma solução para essa alternativa, foi implementar o método da gota [38] no
final de 2012 para fabricação de novas amostras de absorvedores. E de fato, este método
permitiu menor perda por inserção das amostras e maior eficiência no acoplamento dos
modos.
Como veremos nos espectros das próximas Figuras, feitas com o método da
gota, fizemos amostras de nanotubos de carbono para o mode-locking passivo com
qualidade excelente, ou seja, pode-se comparar ao melhor desempenho apresentado na
literatura.
49
1520 1530 1540 1550 1560 1570 1580 1590
-70
-65
-60
-55
-50
-45
-40
-35
Inte
nsid
ade (
dB
m)
Comprimento de onda (nm)
13,3 nm
-2 0 2
0.0
0.5
1.0
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Tempo (ps)
373 fs
Figura 34 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota.
Note que, o espectro da Figura 34 corresponde a um pulso curto mas de
comportamento não-solitônico. Isso sugere que é possível que o pulso seja mais
encurtado ainda com a administração da dispersão, ou otimização da cavidade.
1520 1530 1540 1550 1560 1570 1580 1590
-70
-65
-60
-55
-50
-45
-40
-35
Inte
nsi
da
de
(d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
14,6 nm
-2 0 2
0.0
0.5
1.0
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Tempo (ps)
297 fs
Figura 35 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota, otimizado pelo controle da polarização na cavidade.
De fato, com o aumento do tempo de funcionamento, estabilidade na
temperatura e otimização dos controles de polarização pode-se obter pulsos com o
espectro cada vez mais largo e duração do pulso mais estreita, como sugerem as Figuras
35 e 36.
50
1530 1545 1560 1575 1590
-65
-60
-55
-50
-45
-40
-35
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Po
tên
cia
esp
ectr
al (
dB
m)
Comprimento de onda (nm)
16,22 nm
Tempo (ps)-2 0 2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
273 fs
Figura 36 Espectro de streched de pulso gerado com método da gota, otimizado pelo controle da polarização na cavidade.
Os pulsos foram considerados sech2 devido a semelhança com espectro de
stretched pulsos [19]. As características (comprimento, largura de banda do laser,
duração do pulso, produto e Dispersão) da cavidade estão resumidas na tabela 2.
Lcavidade 6 m
16,2 nm
273 fs
0,546
Dintracavidade 3,8 ps/nm.km
Tabela 2 Características do laser otimizado.
Para obter a duração do pulso o mais curta possível tentamos otimizar a
dispersão intracavidade e em seguida, otimizar a dispersão fora da cavidade, ou seja, no
caminho óptico que leva o pulso da saída do laser até a detecção [63]. O pulso estreita–
se com valores de dispersão acumulada próximos do zero, de tal maneira que sofre
compressão, conforme mostra o gráfico na Figura 37.
51
-40 -20 0 20 40 60200
400
600
800
1000
1200
Du
raçã
o d
o P
uls
o (
fs)
Dispersão Acumulada ( ps/nm) x 1000
273
Figura 37 Otimização da dispersão fora da cavidade laser, caminho óptico entre o acoplador de saída e o detector.
Se esses pulsos podem ser comprimidos e alargados de acordo com manipulação
dos parâmetros da cavidade, pode-se também chegar a um pulso tal, onde não haja
variação da largura espectral nem temporal do pulso ao longo do caminho óptico. Desta
maneira, é possível fazer com que esse pulso se propague na cavidade com grades, onde
a largura de banda é limitada pela largura de cada canal. Uma solução é a geração de
sólitons [15]. Esse tipo de onda propaga-se sob algumas circunstâncias, como dispersão
média anômala, a potência de pico do pulso deve ser aproximadamente a mesma de um
sóliton fundamental P0, e o comprimento da cavidade deve ser maior ou igual ao
comprimento de propagação Z0 de um sóliton fundamental. Para estas grandezas temos:
||322,0
2
22
0 D
cZ
(9)
Onde c é a velocidade da luz, é a duração do pulso, é o comprimento de onda central
do pulso e D é a dispersão média dentro da cavidade.
2
2
0 2
||11,3
c
DP (10)
Onde é o coeficiente não linear da fibra SMF em 1550 nm, = 2W-1km-1 .
Se completarmos a Tabela 2 com os valores de comprimento e potência de
sóliton teremos os dados da Tabela 3:
52
Lcavidade 6 m
16,2 nm
273 fs
0,448
Dintracavidade 3,5 ps/nm.km
Ppico do pulso 1,7 kW
Z0 8 m
P0 0,094 kW
Tabela 3 Dados do laser com parâmetro de sóliton.
O comprimento da cavidade haver é da mesma ordem de grandeza de um sóliton
fundamental.. Há ainda dois valores fundamentais a serem considerados no efeito de
geração de sóliton. São os chamados comprimento de não-linearidade LNL, que é o
comprimento mínimo da cavidade para o qual a não-linearidade gera auto-modulação de
fase e o comprimento de dispersão LD, comprimento mínimo para dispersão ter efeito.
Esses dois fatores combinados geram condições ideais para propagação de pulsos
solitônicos, de tal maneira que se LD/LNL<<1 a dispersão é considerada um efeito linear
e pode ser resumida na Tabela 4.
Dispersão
Lcavidade ~ LNL
Lcavidade ~ LD
Tabela 4 Condições da cavidade para geração do efeito sóliton no pulso.
Se na propagação do pulso tem-se LD/LNL >>1 então há apenas o efeito de auto-
modulação de fase. Para haver interação entre ambos os efeitos, dispersão e auto
modulação de fase, o comprimento da cavidade deve estar de acordo com a Tabela 5:
Dispersão +
Auto-modulação
de fase
Lcavidade ≥ LD
Lcavidade ≥ LNL
Tabela 5 Parâmetros para que haja apenas modulação de fase.
Onde
53
|| 2
DL L (11)
picoNL P
L
1 (12)
E
c
D
2
2
2 (13)
Se β2 < 0 pode haver pulso solitônico, e este é o regime de dispersão anômala que
citamos acima. Se β2 > 0 pode haver compressão de pulsos e este é o regime de
dispersão normal. Diante das condições de não-linearidade e dispersão do pulso serem
relativas aos comprimentos da cavidade, nesta etapa alteramos o comprimento Lcavidade
para verificar o comportamento da geração de sólitons e suas respectivas larguras de
banda e duração de pulso. O principal interesse na geração do pulso solitônico é devido
a propagação estável e sem alteração ao longo de todo percurso óptico, visto que a
cavidade com grades tem banda limitada em 0,4 nm ou ainda 8,8 ps para um pulso
gaussiano e 6,3 ps para um pulso sech2. Sendo assim, em relação ao stretched pulso
mostrado na Figura 36, o novo pulso deve ser alargado no tempo e estreitado na banda,
mas de tal maneira que mantenha suas características de propagação estáveis e em
seguida se propague em um dos canais na cavidade com grades e com outros possíveis
canais e seus respectivos regimes. A cavidade original tem 6 m. Neste experimento,
vamos aumentar os comprimentos de SMF, no local onde a Figura 38 mostra o traço
azul indicando SMF.
54
Figura 38 Configuração da cavidade para geração do sóliton “estreito”, ou seja, que caiba em canais limitados pelas AWGs.
Conforme nos mostra a Tabela 3, a partir de 8 m de comprimento da cavidade é possível
que pulsos solitônicos sejam gerados. Desta maneira, iniciamos o experimento a partir
de 10 m. Os dados gerados estão na Tabela 6.
Tabela 6 Parâmetros utilizados para manipular a duração e a largura de banda do pulso. As grandezas em laranja são
medidas, as grandezas em azul são calculadas.
Até o limite de comprimento de 3298,3 m a cavidade se manteve com funcionamento
do laser e do pulso gerado adequados, com ganho acima das perdas e potência
intracavidade mantendo uma média de valores para os quais o laser funciona bem no
regime de acoplamentos passivo. Podemos observar os espectros gerados na Tabela 7.
L cav (m) Pout (mW) fund (MHz) 0 (nm) (nm) (GHz) (ps) Dmédio (ps/nm.km) 2 (ps2/km) Pint (mW) Ppico (kW) zsól (km) Psól (kW) LD (km) LNL (km) Leff (m) f max
6,44 1,26 32,12679375 1560,99 7,28 896,298 0,8800 3,5194 -4,54954273 18,9 0,668516 0,086094 0,009136 0,170215 0,000748 0,788742 6,435854 8,604942
10,44 1,25 19,81767737 1561,74 6,58 809,338 0,6440 8,68438 -11,2371237 18,75 1,469138 0,018668 0,042132 0,036908 0,00034 0,521213 10,42911 30,6436
15,44 1,22 13,40003573 1560,5 3,9 480,461 0,8070 11,37726 -14,6981984 18,3 1,692278 0,022411 0,035095 0,044308 0,000295 0,387732 15,41619 52,17693
20,44 1,18 10,1221405 1560,67 2,95 363,347 0,6690 12,75269 -16,4786961 17,7 2,613815 0,013737 0,057253 0,02716 0,000191 0,243079 20,39828 106,6346
25,44 1,18 8,13272609 1560,87 4,4 541,802 0,7840 13,58746 -17,5618645 17,7 2,77601 0,017703 0,044429 0,034999 0,00018 0,424773 25,37539 140,8847
30,44 1,2 6,79686438 1560,19 3,29 405,473 1,1500 14,147996 -18,2704307 18 2,302852 0,036612 0,021482 0,072385 0,000217 0,466294 30,34753 139,7717
66,6 1,11 3,106554831 1560,19 2,52 310,575 1,2700 15,69647 -20,2700981 16,65 4,220185 0,040246 0,019542 0,07957 0,000118 0,394431 66,15841 558,4014
79,76 1,23 2,593988863 1560,79 2,45 301,716 1,2900 16,93729 -21,8892937 18,45 5,513642 0,038452 0,020454 0,076023 9,07E-05 0,389214 79,1272 872,5581
105,26 1,05 1,965576209 1559,14 2,07 255,459 1,8400 16,1752 -20,8602142 15,75 4,354846 0,08209 0,009581 0,162299 0,000115 0,470045 104,1598 907,1996
208,1 1,26 0,994216971 1561,61 1,69 207,904 2,3000 16,5828 -21,4536851 18,9 8,265189 0,124718 0,006306 0,246578 6,05E-05 0,478179 203,8289 3369,369
1384,5 1,23 0,149437741 1560,35 1,58 194,686 4,8300 16,93729 -21,8769539 18,45 25,56165 0,539365 0,001458 1,066369 1,96E-05 0,940332 1209,348 61825,89
1922,2 1,11 0,107635289 1559,08 1,61 198,706 5,5000 16,57764 -21,3775722 16,65 28,12528 0,715719 0,001099 1,415034 1,78E-05 1,092881 1595,841 89766,95
3298,3 1,28 0,062728239 1558,68 1,07 132,127 6,8000 16,973678 -21,8770501 19,2 45,01209 1,069067 0,000736 2,11363 1,11E-05 0,898463 2414,865 217396,2
3477 1,05 0,059504329 1563 0,3 36,8404 13,1300 16,97506134 -22,0002788 15,75 20,15892 3,963483 0,000198 7,836123 2,48E-05 0,483715 2505,626 101021,4
4855 1,16 0,04261515 1562,11 0,27 33,1942 19,3000 16,982118 -21,9843665 17,4 21,15573 8,569913 9,18E-05 16,9434 2,36E-05 0,640647 3106,479 131439,6
5391,7 1,02 0,038373157 1561,4 0,18 22,1496 18,4900 16,983898 -21,9666889 15,3 21,56388 7,871998 9,99E-05 15,56357 2,32E-05 0,409546 3299,201 142287,2
6769,7 1,07 0,030562145 1561,5 0,24 29,529 22,0800 16,9871759 -21,9737429 16,05 23,7844 11,22199 7,01E-05 22,18677 2,1E-05 0,652 3708,896 176427,7
12633,3 1,08 0,016377079 1562,16 0,09 11,064 31,9000 16,99312809 -22,000028 16,2 31,00901 23,39558 3,36E-05 46,25494 1,61E-05 0,352942 4600,372 285306
55
10 m
15 m
20 m
25 m
30 m
65,2 m
109,9 m
208,1 m
1384,5 m
3298,3 m
56
Tabela 7 Geração de pulsos solitônicos cada vez mais estreitos dentro da cavidade.
Ao aumentarmos os comprimentos de fibra na cavidade, o meio de ganho já não
age de maneira eficiente e é insuficiente para suportar todas as perdas da cavidade.
Além disso, há um travamento do sóliton para estes limites já comprovado em estudos
com cavidades de fibra similares. A duração do pulso tende a um valor estável
conforme atinge-se os valores de dispersão média da SMF[65]. Para testar limites
superiores e verificar se há larguras de banda cada vez mais estreitas e pulsos mais
largos, adequados para largura de banda suportada em cada canal das grades e além
disso, gerar um pulso com controle total de suas características de propagação,
acrescentamos à cavidade um EDFA entre a SMF e o acoplador de saída. Se
observarmos a Tabela 7 vê-se que a partir de 3477 m perde-se algumas condições para
geração de sólitons, como Z0. Apesar dessas condições, as bandas laterais no espectro
do pulso, características de sólitons, se mantém, conforme mostra-se na Tabela 8.
6,4 m
3477 m
4885 m 19,3 ps
5391 m
57
6769,7 m
12633 m
Tabela 8 Espectros solitônicos.
Observando-se os espectros, a partir de 3477 m já seria possível fazer com que os
sólitons gerados dentro da cavidade com grades, cuja banda dos canais limita o pulso a
0,4 nm e 8,8 ps, se propaguem com estabilidade.
5.3 Geração de pulsos por acoplamento de modos passivo com AWGs
Desta maneira, inserimos as AWGs dentro da cavidade, conforme configuração
da Figura 39.
Figura 39 Configuração da cavidade laser de fibra dopada com Érbio com as AWGs pareadas e amostra de nanotubos de carbono intracanais.
Ao inserir as grades na cavidade e mais 3477 m de fibra não é possível medir
pulso e espectro, ainda que se aumente a potência no bombeio, ou a corrente no EDFA.
Atribui-se a ausência de sucesso nessa medida primeiro à quantidade de ruído acrescida
pelo meio de ganha do segundo EDFA, colocado entre o acoplador de saída e a fibra
SMF. Segundo, vê-se na literatura que as bandas laterais são a assinatura principal de
58
um pulso solitônico, quando o filtro imposto pelas AWGs “corta” essas bandas pode
acontecer do pulso não mais se manter. Sendo assim, testamos a cavidade com 12633 m
de SMF visto que, este pulso tem suas bandas laterais distantes 0,4 nm e duração longa
31,9 ps, isso sugere que as bandas laterais não serão “cortadas” pela largura limitada do
canal. A Figura 40 mostra como ficou a medida do perfil espectral com um OSA de
resolução 0,06 nm. As Figuras 41 e 42 mostram o perfil temporal do mesmo pulso
medido com um detector de diodo e com autocorrelador respectivamente.
1561.5 1562.0 1562.5 1563.0
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0In
ten
sid
ade
no
rmal
izad
a
Comprimento de onda (nm)
0,07 nm
Figura 40 Espectro do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6 km de fibra SMF
-200 -150 -100 -50 0 50 100 150 2000.2
0.3
0.4
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
1.0
1.1
Inte
nsid
ade (
u.a
.)
Tempo (ps)
14,2 ps
Autocorrelação
Figura 41 Autocorrelação do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6 km de fibra SMF
59
-0.7 0.0 0.7
0.5
0.6
0.7
0.8
0.9
1.0
Inte
nsid
ade (
u.a
.)
Tempo (s)
Detector de diodo
13,4 ns
Figura 42 Medida temporal com detector de diodo do pulso gerado na cavidade com grades e 12,6 km de fibra SMF
Note que há muito ruído nas medidas, provavelmente devido o segundo EDFA
que colocamos entre a SMF e o acoplador de saída, a medida do espectro é muito
parecida com uma medida de regime CW, mas vemos que há pulso com as medidas do
detector de diodo e a autocorrelação. Tanto na autocorrelação quanto na medida com o
detector de diodo vê-se que o pulso é medido sobre um pedestal, provavelmente pela
grande quantidade de ruído, o que deixa a medida instável e sem confiabilidade.
Portanto, embora este tenha sido um experimento otimizado com a mudança do meio de
ganho do laser, produção de amostras de nanotubos de carbono excelentes e engenharia
detalhada do pulso gerado, não foi possível produzir mode-locking passivo dentro dos
canais estreitos limitados pelas grades. As perdas associadas ao absorvedor saturável e a
limitação da largura de banda na cavidade com grades somam-se e dificultam a geração
do pulso ideal para um laser com as características que propomos.
Alguns novos materiais são apontados como bons absorvedores saturáveis,
sendo que trazem algumas vantagens sobre os nanotubos de carbono. Os nanotubos de
carbono operam em comprimentos de ondas específicos de acordo com o diâmetro e a
quiralidade dos tubos, que apresentam cada um sua própria energia de band gap [66].
Quando são operados ou deseja-se a absorção para uma banda larga, para que haja
sintonização, como é o caso do laser aqui apresentado, os nanotubos podem não entrar
em ressonância com o comprimento de onda específico do canal necessário e desta
maneira, inserir perda maior que o desejável para uma absorção e saturação adequada.
Segundo Zhipei Sun et. al. o grafeno é a solução adequada para este problema devido a
dispersão linear dos elétrons de Dirac, ou seja, para qualquer excitação haverá sempre
um para elétron-buraco em ressonância [67]. O grafeno se comporta como um
60
absorvedor rápido com alta absorção da luz incidente por camada. Um exemplo de
curva de transmissão do grafeno para comprimentos de onda, que vão de 1548 a 1568
nm, pode ser visualizado na Figura 43 e comparada à curva de transmitância para os
nanotubos de carbono mostrada na Figura 3.
Figura 43 Exemplo de Transmissão e profundidade de modulação para grafeno.
A vantagem do grafeno sobre os nanotubos apontada por Zhipei et. al. é que ele
não necessita de engenharia no diâmetro ou quiralidade dos tubos.
Outro material redescoberto recentemente e amplamente investigado por reunir
características favoráveis à absorção saturável é o fósforo negro. Além de possuir
energia de band gap direta, absorve luz numa faixa espectral ainda mais ampla que o
grafeno, conforme demonstrou Jaroslaw Sotor et. al. [68]. A faixa de transmissão pode
ser visualizada na Figura 44 e comparada à Fig 5 de absorbância dos nanotubos de
carbono.
Figura 44 Transmitância do fósforo negro ao longo de uma banda larga de comprimentos de onda.
61
5.4 Geração de pulsos por acoplamento de modos ativo com as AWGs
Nesta etapa, utilizamos moduladores de fase dispostos entre canais, conforme
mostra a Figura 45. Primeiro, para a caracterização do laser entre 1 e 10 GHz,
utilizamos um modulador com especificações de 10-12 GHz, Photline e em seguida
para geração de pulsos entre 20 e 40 GHz, um modulador com especificações para 1-40
GHz, COVEGA.
Figura 45 Configuração da cavidade com AWGs e modulador ativo intracanais.
Na modulação de amplitude, entre 1 e 10 GHz a cavidade gerava pulsos com
frequência racional em relação a frequência imposta pelo gerador de RF no modulador.
Essa discrepância vem, provavelmente, de não conseguirmos uma amplitude de
modulação necessária para altas frequências (> 7,5 GHz). Isso não acontece para a
modulação com o modulador de fase, que se mostrou eficiente em relação à amplitude e
a estabilidade de 1 GHz até 40 GHz. O mode-locking ativo obedece à teoria de
Kuizenga e Siegman [13] mais tarde reafirmada por Haus [29]. Na Figura 46 podemos
observar a duração do pulso diminuir com o aumento da frequência de modulação.
Nota-se que a inserção das grades dentro da cavidade limita a duração do pulso por até
dezenas de picossegundos. A estabilidade na dinâmica do pulso se mantém.
62
0 2 4 6 8 1020
30
40
50
60
70
80
90
100
Du
raçã
o d
o p
uls
o (
ps)
Frequência de modulação (GHz)
Laser sem AWGs Laser com AWGs
Laser com modulador de fase ativo ON Photline
Pout 16%
= 0,7 mW
Figura 46 Duração do pulso x Frequência de modulação na cavidade com grades e sem grades de 1 a 10 GHz.
Para o mode-locking entre os canais com frequência de 10 GHz a 40 GHz a
potência de pico na detecção dos pulsos é baixa, desta maneira ao invés de utilizarmos
uma detecção com gaveta óptica no osciloscópio, utilizamos uma gaveta elétrica, com
detector elétrico do tipo PIN com tempo de resposta de 8 ps. O osciloscópio tem
resposta de 70 GHz. No entanto, a detecção elétrica acrescenta ruído aos pulsos e se faz
necessário amplifica-los com um EDFA após a saída, conforme mostra a Figura 47.
Figura 47 Saída da cavidade.
Utiliza-se potência média no bombeio de 105 mW no mode-locking entre 10
GHz e 35 GHz. A partir deste valor, novamente a detecção se torna difícil, visto que a
profundidade de modulação no gerador de sinais fica limitada. A potência média de
bombeio deve ir para valores acima de 135 mW.
As Figuras 48, 49, 50 e 51 mostram o espectro e o perfil temporal do mode-
locking em um dos canais das grades, até 35 GHz.
63
0 100 200 300 400 500
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Tempo (ps)
46 ps 10 GHz
1561.0 1561.2 1561.4 1561.6 1561.8 1562.0
-50
-40
-30
-20
-10
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
fwhm @ 3dB = 0,09 nm
10 GHz
Figura 48 Canal com mode-locking ativo em 10 GHz, espectro e perfil temporal.
1560.8 1561.0 1561.2 1561.4 1561.6 1561.8 1562.0
-70
-60
-50
-40
-30
-20
-10
0 50 100 150 200
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsid
ad
e (
dB
m)
Inte
nsid
ad
e (
dB
m)
Comprimento de onda (nm)
20 GHz
Tempo (ps)
24 ps20 GHz
Figura 49 Canal com mode-locking ativo em 20 GHz, espectro e perfil temporal.
64
1560.8 1561.0 1561.2 1561.4 1561.6 1561.8 1562.0
-70
-60
-50
-40
-30
-20
-10
0 20 40 60 80 100 120
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
30 GHz
17,7 ps30 GHz
Tempo (ps)
Figura 50 Canal com mode-locking ativo em 30 GHz, espectro e perfil temporal
0 20 40 60 80 100 120
-0.2
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Tempo (ps)
14 ps
35 GHz
1560.6 1560.9 1561.2 1561.5 1561.8 1562.1
-60
-40
-20
0
Comprimento de onda (nm)
35 GHz
Figura 51 Canal com mode-locking ativo em 35 GHz, espectro e perfil temporal
O ruído na detecção do pulso gerado em 35 GHz é notável e sua detecção mais
difícil. Para valores acima de 35 GHz foi necessário fazer uma suavização do sinal com
a linha vermelha que se vê sobre a medida. Nestes casos, tentamos utilizar como sistema
de detecção o autocorrelador no lugar do PIN e do osciloscópio. O que vemos porém, é
um sinal longo e ruidoso detectado sobre um pedestal, conforme mostra a Figura 52.
Segundo [69] a onda detectada na autocorrelação indica que o mode-locking é instável e
precisa de mecanismos mais sofisticados, como a inserção de um segundo loop dentro
da cavidade para manter as condições e estabilidade de mode-locking.
65
-6 -4 -2 0 2 4 6 8 10 12
0.5
1.0
1.5
2.0
2.5
3.0
Inte
nsi
dad
e (m
V)
Tempo (s)
Figura 52 Autocorrelação do pulso gerado no canal com mode-locking ativo em 35 GHz.
Para manter a proposta e a simplicidade da configuração do laser, embora
ruidoso, utilizamos a medida do detector rápido e do osciloscópio com a suavização do
sinal e desta maneira mediu-se não só o mode-locking em 35 GHz mas também em 40
GHz, como vemos na Figura 53. O valor medido está de acordo com o valor esperado.
As medidas estão todas ilustradas nas Figura 54.
1560.9 1561.2 1561.5 1561.8 1562.1
-60
-50
-40
-30
-20
-10
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Comprimento de onda (nm)
Inte
nsi
dad
e (d
B)
Comprimento de onda (nm)
40 GHz
0 20 40 60 80 100
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
13,2 ps
Figura 53 Canal com mode-locking ativo em 40 GHz, espectro e perfil temporal.
Os valores esperados são relacionados à curva demonstrada com a teoria de
Kuizenga e Siegman [13]. Para todo experimento, utilizando como parâmetros o laser
com e sem AWGs, temos os pontos medidos mostrados na Figura 54.
66
0 10 20 30 400
20
40
60
80
100
Dura
ção d
o p
uls
o (
ps)
Frequencia de modulação (GHz)
Laser sem AWGs Laser com AWGs
Laser com modulador de fase ativo
0,7 < Pout16%
< 1,1 mW
Figura 54 Duração do pulso x Frequencia de modulação na cavidade com grades e sem grades de 1 a 40 GHz.
O gráfico da Figura 54 mostra que as grades não limitam significativamente a
duração do pulso para frequências maiores que 20 GHz.
5.5 Caracterização do laser com múltiplos regimes de operação simultâneos: CW e mode-locking ativo
A partir desta etapa busca-se demonstrar o potencial da configuração do laser
proposto. A cavidade com AWGs permite que o laser seja multifuncional, ou seja,
múltiplos comprimentos de onda dentro da banda de emissão do Érbio que explora os
regimes de operação que uma cavidade laser permite, com simultaneidade. Demonstra-
se por exemplo, um dos canais com o mode-locking ativo em 10 GHz e outro com o
regime CW funcionando simultaneamente ou ainda o mode-locking ativo em 10 GHz
com outro canal em 40 GHz. O potencial da cavidade é para que três ou mais regimes
simultâneos sejam possíveis.
Quando se trata de demonstrar regimes simultâneos dentro de cavidades de laser
de fibra, alguns trabalhos mostram [55][69] a maneira mais comum de gerar regimes
simultâneos, que é colocando o modulador dentro da cavidade e em seguida as grades
AWGs, como mostra a Figura 55.
67
Figura 55 Laser com WDMs para geração de dois comprimentos de onda em mode-locking ativo [55].
Na Figura 55, assim como em outros lasers de configuração semelhante, um
sinal pulsado é gerado fora das grades, dentro das grades, um dos canais funcionam na
frequência imposta pelo modulador e o outro canal, numa frequência harmônica a essa,
cujo harmônico é gerado por uma linha de atraso, conforme vê-se na Figura 55, 2. A
vantagem da configuração desta tese é que não há necessidade de utilizar grandes
comprimentos de fibra para gerar harmônicos diferentes em cada canal. Outra vantagem
é o controle independente do canal e além disso, pode-se utilizar o regime de mode-
locking passivo e não só o ativo.
A configuração para o experimento é mostrada na Figura 56.
Figura 56 Configuração do laser de fibra dopada com Érbio multifuncional: múltiplos comprimentos de onda e
múltiplos regimes de operação.
68
Nela, vê-se o laser multifuncional. Consiste de um bombeamento com laser de
diodo em 980 nm, o WDM e o isolador do sinal integrados, um controle de polarização
e a fibra de Érbio. Entre as AWGs, estão conectados apenas os canais nos quais se
deseja inserir um regime de operação: o canal com mode-locking ativo, com o
modulador de fase, que juntos (AWGs e modulador) inserem perda de ~3dB na
cavidade, e um canal com SMF, para o regime CW. Desta maneira, a cavidade tem
aproximadamente 14,5 m, com dispersão média de 11 ps/nm.km. A potência média de
saída está entre 0,5 e 1,0 mW.
Se compararmos a cavidade da Figura 56 com a cavidade mostrada na Figura 55
pode surgir dúvida quanto ao uso de um controle de polarização para otimizar cada
canal. Porém, o que mais observamos é que a estabilidade de cada regime
individualmente independe deste controle de polarização. A estabilidade está associada
à quantidade de luz acoplada no canal. Para que haja funcionamento simultâneo de cada
comprimento de onda, sem que a competição de ganho interfira na estabilidade de cada
laser observa-se que o ideal é que a quantidade de luz acoplada seja a mesma para todos
os canais que foram conectados. Com o controle de polarização, pode-se impedir um ou
outro canal de emitir laser, mas uma vez que a quantidade de luz adequada é acoplada e
o regime desejado é estabelecido, o controle de polarização não os otimiza. Portanto, os
regimes simultâneos não são otimizados pelo controle de polarização, mas sim pela
quantidade de luz acoplada em cada canal.
O sinal em 10 GHz foi gerado a partir de um gerador de RF com capacidade
para geração de sinais de 1 a 20 GHz. A partir do gerador, este sinal segue para o
modulador e para o trigger do osciloscópio. No trigger, a máxima frequência suportada
é 12,5 GHz. Sendo assim, usa-se um divisor de alta frequência capaz de casar o sinal
gerado e o sinal de laser pulsado gerado dentro da cavidade. O osciloscópio faz a
leitura a partir do detector rápido, com uma gaveta elétrica de resolução 70 GHz.
A Figura 57 corresponde ao espectro e ao perfil temporal de dois canais
adjacentes, canais 35 e 36.
69
-80
-70
-60
-50
-40
-30
1558.8 1559.2 1559.6
0 100 200 300 400
88
89
90
91
92
93
94
95
Comprimento de onda (nm)
Tempo (ps)
Inte
nsi
dad
e (
V)
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
) FWHM = 0,12 FWHM = 0,02 nm
CW Active Mode-Locking @ 10 GHz
a)
b)
Eletronic noise
FWHM = 30,4 ps
Figura 57 Espectro e domínio temporal do laser multifuncional com dois regimes de operação funcionando simultaneamente [56].
A curva vermelha mostra o sinal do canal em mode-locking ativoem10 GHz
funcionando simultaneamente ao canal com sinal CW (curva preta). O regime de mode-
locking ativo é caracterizado pelo trem de pulsos associado a um espectro gaussiano,
cujos picos de separação são da ordem de 10 GHz. O canal CW tem a largura de linha
correspondente à resolução do OSA, 0,02 nm, o que indica que mesmo estando os mais
próximos possíveis, 0,8 nm, os regimes associados a cada canal não interferem um no
outro.
Outra grande vantagem da configuração proposta é a sintonização dos canais.
Pode-se conectar quaisquer dos canais dentro da banda de emissão do Érbio para
funcionarem simultaneamente, conforme mostram as Figuras 58 e 59.
70
-60-40-20 Active
Mode-lockingChannel @10 GHz
-60
-40
-20
CW Channel
-60
-40
-20
-60-40-20
-60
-40
-20
-60
-40
-20
1533 1536 1539 1542 1545 1548 1551 1554 1557 1560 1563
-60-40-20
Wavelength (nm)
-80-60-40-20
Inte
nsi
ty (
dB
m)
Figura 58 Canais funcionando simultaneamente, a curva preta mostra o canal CW fixo enquanto a curva
vermelha mostra o canal em mode-locking ativo em 10 GHz varrendo toda a banda disponível.
-60
-40
-20
Active Mode-lockingChannel @10 GHz
CW Channel
-60
-40
-20
-60
-40
-20
-60
-40
-20
-60
-40
-20
-60
-40
-20
1533 1536 1539 1542 1545 1548 1551 1554 1557 1560 1563
-60
-40
-20
Inte
nsi
ty (
dB
m)
Wavelength (nm)
-60
-40
-20
Figura 59 Canais funcionando simultaneamente, a curva preta mostra o canal CW varrendo toda a banda
disponível, enquanto a curva vermelha mostra o canal em mode-locking ativo em 10 GHz fixo.
Embora as Figuras 58 e 59 mostrem um dos canais fixos, há sintonização para
que os canais com ambos os regimes estejam no comprimento de onda mais adequado
ao experimento.
71
Outra possibilidade é utilizarmos dois canais, cada um com um modulador,
controlados por geradores de sinais diferentes. O sistema fica mais robusto mas mantém
simplicidade, estabilidade e reprodutibilidade da configuração inicial. As Figuras 60 e
61 mostram o espectro e o perfil temporal de dois pulsos ultrarrápidos viajando
simultaneamente na cavidade.
1560 1561 1562 1563
-60
-50
-40
-30
-20
Inte
nsi
dad
e (
u.a
.)
Inte
nsi
dad
e (
dB
m)
A060202 A060201
0 1000 2000
0.0
0.5
1.0
Tempo (ps)
1.2 GHz
116 ps
0 50 100
0.0
0.5
1.030 GHz
16 ps
Figura 60 Dois pulsos ultrarrápidos gerados em canais diferentes, canal 36 em 1 GHz e canal 40 em 30 GHz
simultâneos na cavidade.
1560 1561 1562 1563
-70
-60
-50
-40
-30
-20
A060204
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
A060203
200 400
0.0
0.5
1.0
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Tempo (ps)
10 GHz
29.8 ps
0 50 100
0.0
0.5
1.0
30 GHz
16.5 ps
Figura 61 Dois pulsos ultrarrápidos gerados em canais diferentes, canal 36 em 10 GHz e canal 40 em 30 GHz
simultâneos na cavidade.
72
Para realizar a medida simultânea do perfil temporal dos pulsos o Trigger de
cada sinal gerado deve estar acoplado ao osciloscópio. Desta maneira, monitora-se o
espectro dos pulsos simultâneos e faz-se a medida primeiro de um pulso, com trigger
advindo do sinal de seu gerador e em seguida, troca-se o trigger para medida do outro
canal. Um filtro adicionado à saída, conforme Figura 56 auxilia a medida, filtrando
somente o sinal do canal desejado.
Mediu-se até três canais simultâneos, conforme mostram os gráficos das Figuras
62 e 63.
1560 1561 1562 1563
-70
-60
-50
-40
-30
-20
Mode-lockingAtivo @30GHz
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
Mode-lockingAtivo @1GHz
CW
0 1000 2000 3000 4000 5000
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsi
dad
e (u
.a.)
Tempo (ps)
FWHM = 80ps
1 GHz
0 25 50 75 100
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0A060208
Tempo (ps)
FWHM = 18 ps
30 GHzA060206
Figura 62 Três canais funcionando simultaneamente, canal 36 em1GHz, canal 38 em regime CW e canal 40 em 30
GHz.
1559 1560 1561 1562 1563
-70
-60
-50
-40
-30
-20 Mode-locking Ativo @ 10 GHz
Inte
nsid
ad
e (
dB
m)
Comprimento de onda (nm)
CW Mode-locking Ativo @ 40 GHz
A160202 A160205
0 50 100
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Inte
nsid
ad
e (
u.a
.)
Tempo (ps)
40 GHz
FWHM = 14.5 ps
0 100 200 300 400 500
0.0
0.2
0.4
0.6
0.8
1.0
Tempo (ps)
10 GHz
FWHM = 50 ps
Figura 63 Três canais funcionando simultaneamente, canal 36 em10GHz, canal 38 em regime CW e canal 40 em 40 GHz.
73
Todos os canais simultaneamente demonstrados podem ser sintonizados, entre
1530 e 1564 nm, conforme mostra a Figura 64.
1532.0 1532.5 1533.0 1533.5 1534.0 1534.5 1535.0 1535.5
-60-40-20
1536.0 1536.5 1537.0 1537.5 1538.0 1538.5 1539.0 1539.5 1540.0
-60-40-20
Inte
nsi
dad
e (d
Bm
)
Comprimento de onda (nm)
1541.0 1541.5 1542.0 1542.5 1543.0 1543.5 1544.0 1544.5 1545.0
-60-40-20
1546.0 1546.5 1547.0 1547.5 1548.0 1548.5 1549.0 1549.5
-60-40-20
1550.5 1551.0 1551.5 1552.0 1552.5 1553.0 1553.5 1554.0 1554.5
-60-40-20
1555.5 1556.0 1556.5 1557.0 1557.5 1558.0 1558.5 1559.0 1559.5
-60-40-20
1559.5 1560.0 1560.5 1561.0 1561.5 1562.0 1562.5 1563.0 1563.5
-60-40-20
10GHz CW 40 GHz
Figura 64 Canais com regimes de operações diferentes funcionando simultaneamente sintonizados ao longo de 1532 a 1563,5 nm.
74
6 Conclusão
Nesta tese demonstramos um laser de fibra dopada com Érbio multifuncional, ou
seja, com múltiplos comprimentos de onda sintonizáveis e com múltiplos regimes de
operação funcionando em cada um desses comprimentos de onda com simultaneidade.
A principal vantagem neste laser é a simplicidade da configuração aliada ao potencial
que o laser tem para regimes de operação como o mode-locking passivo. Assim como,
tem potencial para configurações que utilizam longos comprimentos de fibras ópticas.
A cavidade tem múltiplos comprimentos de onda e um único meio de ganho. Ela
foi estruturada com duas AWGs pareadas. A combinação dessas duas grades permite a
manipulação independente de cada regime de operação demonstrado. Entre os regimes
demonstrados estão o regime CW e o regime de mode-locking com altas taxas de
repetição, entre 1 e 40 GHz. Todos os regimes demonstrados são estáveis. Taxas de
repetição consideradas baixas, da ordem de kHz podem ser alcançadas, além disso,
frequências maiores que as demonstradas, ou seja, acima de 40 GHz também podem
ser alcançadas, visto que, mostrou-se que para valores acima de 20 GHz a largura do
canal não limita significativamente a duração do pulso.
O laser é potencial para o uso nos laboratórios de comunicações ópticas devido
sua faixa de emissão, mas também em áreas como a medicina. É reprodutível e
relativamente acessível.
Além dos potenciais apresentados acima, o laser poderá servir como dispositivo
para testes de novos materiais como grafeno e fósforo negro, visto que, é interessante
testar esses materiais como absorvedores saturáveis para bandas estreitas, limitadas
por largura de canais, como é o caso da cavidade demonstrada.
75
7 Lista de Publicações
Publicações em conferências:
DEMORI, C.B.S. ; YAZDANI, F. ; DE SOUZA, EUNEZIO . Active mode-
locking and CW regimes operating simultaneously in an Erbium doped fiber
laser. In CLEO: 2014. San José – CA: OSA. JTh2A.28.
Gerosa, Rodrigo M. ; STEINBERG, DAVID ; ROSA, HENRIQUE G. ; DOS
SANTOS, CLAUDIA B. ; DE MATOS, CHRISTIANO ; DE SOUZA,
EUNEZIO ANTONIO . New method for the fabrication of films incorporating
carbon nanotubes for mode-locked Erbium-doped fiber lasers. In: Latin America
Optics and Photonics Conference, 2012, São Sebastião. Latin America Optics
and Photonics Conference. Washington: OSA. p. LS2A.3.
Publicações em revistas e periódicos:
Demori, C. B. S.; Thoroh de Souza, E. A. Two simultaneous operating regimes
in an Erbium doped-fiber laser. Optical Fiber Technology, v. 23, p. 104-107,
2015
Gerosa, Rodrigo M.; Steimberg, David; Rosa, Henrique G.; Barros, Cláudia; de
Matos, Christiano J. S.; de Souza, Eunezio A. Thoroh. CNT Film Fabrication for
Mode-Locked Ed-Doped Fiber Lasers: The Droplet Method. IEEE Photonics
Technology Letters, v. 25, p. 1007-1010, 2013.
Prêmiação
AOS 2011: 1º Simpósio de Óptica Aplicada. PucRio-Mackenzie/OSA and OSA
Chapters: Melhor pôster. Rio de Janeiro.
76
8 Referência Bibliográfica
[1] T. H. Maiman, “Stimulated Optical Radiation in Ruby,” Nature, vol. 187, pp. 493–494, 1960.
[2] A. E. Siegman, Lasers, 1st ed. Sausalito, 1986.
[3] W. T. Silfvast, Laser Fundamentals, 3rd ed. Cambridge, 2004, p. 4.
[4] C. J. Koester and E. Snitzer, “Amplification in a fiber laser,” Appl. Opt., vol. 3, pp. 1182–1186, 1964.
[5] M. J. F. Digonnet, Rare-Earth-Doped Fiber Amplifiers, 2nd ed. New York, p. 185.
[6] K. C. Kao and G. A. Hockham, “Dielectric-fibre surface waveguides for optical frequencies,” IEE Proc. J Optoelectron., vol. 133, no. 7, p. 1151, 1966.
[7] P. C. Becker, N. A. Olsson, Erbium-Doped Fiber Amplifier: Fundamental and Technology, 1st ed. San Diego, 1999.
[8] M. E. Fermann and I. Hartl, “Ultrafast fibre lasers,” Nat. Photonics, vol. 7, no. October, pp. 868–874, 2013.
[9] DiDomenico M., “Small-signal analysis of internal (coupling type) modulation of lasers,” J. Appl. Phys., vol. 35, no. 10, p. 2870, 1964.
[10] M. A. Hargrove, L.E., Fork, R.L., and Pollack, “Locking of He-Ne laser modes induced by synchronous intracavity modulation,” Appl. Phys. Lett., vol. 5, pp. 4–6, 1964.
[11] J. Morker, H. W. and Collings, “Mode competition and self-locking effects in a Q-seitched ruby lasers,” J. Appl. Phys., vol. 7, pp. 270–272, 1965.
[12] O. P. Harris, S. E. and McDuff, “Theory of FM Laser Oscillation,” J. Quantum Electron., vol. QE-1, no. 6, pp. 245–262, 1965.
[13] D. Kuizenga and A. Siegman, “FM and AM mode locking of the homogeneous laser--Part II: Experimental results in a Nd:YAG laser with internal FM modulation,” IEEE J. Quantum Electron., vol. 6, 1970.
[14] Mollenauer, Linn F. and Stolen, R. H., “The Soliton laser,” Opt. Lett., vol. 9, pp. 13–15, 1984.
[15] L. F. Mollenauer and J. P. Gordon, Solitons in Optical Fibers Fundamentals and Applications. 2006.
[16] Ippen, E.P., Hauss, H. and Liu, L., “Additive pulse mode-locking,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 6, pp. 1736–1745, 1989.
77
[17] R. Geister, G., and Ulrich, “Neodymium-fibre laser with integrated-optic mode locker,” Opt. Commun., vol. 68, pp. 187–189, 1988.
[18] I. N. Duling, “All-fiber mode locked figure eight laser,” in Opt Soc. Am 1990 Annual Meeting 5, 1990, pp. 306–310.
[19] F. Shohda, T. Shirato, M. Nakazawa, J. Mata, and J. Tsukamoto, “147 fs , 51 MHz soliton fiber laser at 1 . 56 μ m with a fiber-connector-type SWNT / P3HT saturable absorber,” vol. 16, no. 25, pp. 20943–20948, 2008.
[20] X. Liu, L. Zhan, J. Liu, and X. Shen, “Dual-State Multiwavelength Fiber Laser: Nanosecond Pulses and Tunable Continuous Waves,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol. 25, no. 17, pp. 1737–1740, Sep. 2013.
[21] H. Yoshimura, K. Sato, and N. Takachio, “Future Photonic Transport Netwoks Based on WDM Technologies,” IEEE Commun. Mag., no. February, pp. 74–81, 1999.
[22] Tamura, K., Ippen, E. P., Haus, H. A., and Nelson, L. E., “77-fs pulse generation from a streched-pulse mode locked all-fiber ring laser,” Opt. Lett., vol. 18, pp. 1080–1082, 1993.
[23] L. N. Panteleev, E. L. Akopov, A. A. Ivanov, and P. Mechanics, “A multiwavelength laser ophthalmocoagulator,” J. Opt. Technol., vol. 81, no. 2, pp. 95–100, 2014.
[24] L. E. Nelson, D. J. Jones, K. Tamura, H. a. Haus, and E. P. Ippen, “Ultrashort-pulse fiber ring lasers,” Appl. Phys. B Lasers Opt., vol. 65, no. 2, pp. 277–294, Aug. 1997.
[25] D. Popa and A. C. F. , Z. Sun, T. Hasan, F. Torrisi, F. Wang, “Sub-100fs pulse generation from a fiber oscillator mode-locked by nanotubes,” in OSA/CLEO 2011, 2011.
[26] Y. Senoo, N. Nishizawa, Y. Sakakibara, K. Sumimura, E. Itoga, and H. Kataura, “Ultralow-repetition-rate, high-energy, polarization-maintaining, Er-doped, ultrashort pulse fiber laser using single-wall-carbon-nanotube saturable absorber,” Opt. Express, vol. 18, no. 20, pp. 20673–20680, 2010.
[27] C. Zeng, X. Liu, and L. Yun, “Bidirectional fiber soliton laser mode-locked by single-wall carbon nanotubes,” Opt. Express, vol. 21, no. 16, pp. 18937–18942, 2013.
[28] and A. W. Zhigang Zhang, Wiejian Zong, Chen Li, Dig Ma, Chun Zhou, “Sub-40 fs Er:fiber laser,” in OSA/CLEO 2011, 2011.
[29] H. A. Haus, “Mode-locking of lasers,” IEEE J. Sel. Top. Quantum Electron., vol. 6, no. 6, pp. 1173–1185, 2000.
78
[30] F. Wang, A. G. Rozhin, V. Scardaci, Z. Sun, F. Hennrich, I. H. White, W. I. Milne, and a C. Ferrari, “Wideband-tuneable, nanotube mode-locked, fibre laser.,” Nat. Nanotechnol., vol. 3, no. 12, pp. 738–42, Dec. 2008.
[31] Y.-C. Chen, N. R. Raravikar, L. S. Schadler, P. M. Ajayan, Y.-P. Zhao, T.-M. Lu, G.-C. Wang, and X.-C. Zhang, “Ultrafast optical switching properties of single-wall carbon nanotube polymer composites at 1.55 μm,” Appl. Phys. Lett., vol. 81, no. 2002, p. 975, 2002.
[32] I. Hernandez-Romano, J. Davila-Rodriguez, D. Mandridis, J. J. Sanchez-Mondragon, D. a. May-Arrioja, and P. J. Delfyett, “Hybrid Mode Locked Fiber Laser Using a PDMS/SWCNT Composite Operating at 4 GHz,” J. Light. Technol., vol. 29, no. 21, pp. 3237–3242, 2011.
[33] K.-N. Cheng, Y.-H. Lin, and G.-R. Lin, “Single- and double-walled carbon nanotube based saturable absorbers for passive mode-locking of an erbium-doped fiber laser,” Laser Phys., vol. 23, no. 4, p. 045105, Apr. 2013.
[34] R. Khazaeizhad, S. H. Kassani, H. Jeong, D.-I. Yeom, and K. Oh, “Mode-locking of Er-doped fiber laser using a multilayer MoS_2 thin film as a saturable absorber in both anomalous and normal dispersion regimes,” Opt. Express, vol. 22, no. 19, p. 23732, Sep. 2014.
[35] S. H. Huang, P. L. Huang, B. Z. Hsieh, H. H. Kuo, C. Y. Yeh, S. C. Lin, J. J. Lin, and W. H. Cheng, “Concentration effect of dispersed-graphene based saturable absorber on stabilizing and shortening mode-locked pulse,” 2012 21st Annu. Wirel. Opt. Commun. Conf. WOCC 2012, vol. 18, no. 4, pp. 178–179, 2012.
[36] D. F. S. Petri, “Characterization of spin-coated polymer films,” J. Braz. Chem. Soc., vol. 13, no. 5, pp. 695–699, 2002.
[37] J. Amim, P. M. Kosaka, and D. F. S. Petri, “Characteristics of thin cellulose ester films spin-coated from acetone and ethyl acetate solutions,” Cellulose, vol. 15, pp. 527–535, 2008.
[38] R. Gerosa, D. Steinberg, H. Rosa, C. dos Santos, C. de Matos, and E. De Souza, “Fabrication of polymer-carbon nanotube films for mode-locked Erbium-doped fiber lasers: the droplet method,” Photonics Technology Letters, IEEE, vol. PP, no. 99. p. 1, 2013.
[39] J. F. L. Devaney, “WDM os Solitons in Dispersion Managed Transmission Systems,” 1998.
[40] A. Siegman and D. Kuizenga, “Laser mode locking using intracavity modulators,” IEEE J. Quantum Electron., vol. 8, 1972.
[41] A. Martinez-Rios, G. Salceda-Delgado, and J. A. Guerrero-Viramontes, “Long-period cascaded fiber taper filters,” Appl. Opt., vol. 53, no. 5, p. 944, Feb. 2014.
79
[42] Y. Li, W. Xiao, and F. Pan, “Multiple-wavelength-scanning-based phase unwrapping method for digital holographic microscopy,” Appl. Opt., vol. 53, no. 5, p. 979, Feb. 2014.
[43] Z. Zhang, J. Wu, K. Xu, X. Hong, and J. Lin, “Multiwavelength Brillouin /Erbium fiber laser with adjustable wavelength spacing,” 2009 IEEE LEOS Annu. Meet. Conf. Proc., vol. 2, no. 1, pp. 791–792, Oct. 2009.
[44] M. Tang, X. L. Tian, P. Shum, S. N. Fu, and H. Dong, “Four-Wave mixing assisted self-stable 4X10 GHz actively mode-locked Erbium fiber ring laser,” Opt. Express, vol. 14, no. 5, pp. 1726–1730, 2006.
[45] K. Okamoto and F. Ito, “Simultaneous WDM signal detection realized by ultrafast field sampling.,” Opt. Express, vol. 17, no. 8, pp. 6696–702, Apr. 2009.
[46] M. Zirngibl, C. H. Joyner, L. W. Stulz, U. Koren, M.-D. Chien, M. G. Young, and B. I. Miller, “Digitally tunable laser based on the integration of a waveguide grating multiplexer and an optical amplifier,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol. 6, no. 4, pp. 516–518, Apr. 1994.
[47] M. Zirngibl, C. H. Joyner, C. R. Doerr, L. W. Stulz, and H. M. Presby, “An 18-channel multifrequency laser,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol. 8, no. 7, pp. 870–872, Jul. 1996.
[48] E. F. Laser, N. Park, J. W. Dawson, and K. J. Vahala, “Multiple Wavelength Operation of an,” vol. 4, no. 6, pp. 6–7, 1992.
[49] A. J. Poustie, N. Finlayson, and P. Harper, “Multiwavelength fiber laser using a spatial mode beating filter.,” Opt. Lett., vol. 19, no. 10, pp. 716–8, May 1994.
[50] W. H. Loh, R. I. Laming, and L. Dong, “Triple-Frequency Operation,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol. 8, no. 1, pp. 63–65, 1996.
[51] J. L. Zyskind, E. Desurvire, J. W. Sulhoff, and D. J. Di Giovanni, “Determination of homogeneous linewidth by spectral gain hole-burning in an erbium-doped fiber amplifier with GeO/sub 2/:SiO/sub 2/ core,” IEEE Photonics Technol. Lett., vol. 2, no. 12, pp. 869–871, Dec. 1990.
[52] A. Kaneko, “(linvited) 8:30 am - 9:OOam Recent Progress on Arrayed- Waveguide Gratings for WDM Applications,” vol. 33, pp. 1945–1946, 1999.
[53] K. M. Leijtens, X. J. M., Kuhlow B., Smit, “Wavelength Filters in Fibre Optics,” in Springer Series in Optical Sciences, 2006, pp. 125–187.
[54] K. B. Thomas E. Stern, Multiwavelength Optical Networks: A Layered Approach. 1999.
[55] K. T. C. Zhihong Li, Caiyun Lou, Yizhi Gao, “A dual-Wavelegh and dual-repetitivos-rate actively mode-locked fiber ring laser,” Optics Communications, pp. 381–385, 2000.
80
[56] C. B. S. Demori and E. A. T. De Souza, “Optical Fiber Technology Two simultaneous operating regimes in an Erbium doped-fiber laser,” Opt. FIBER Technol., pp. 10–13, 2015.
[57] E. A. D. S. H. G. Rosa, “Bandwidth optimization of a Carbon Nanotubes mode-locked Erbium-doped fiber laser,” Opt. Fiber Technol., vol. 18, pp. 59–62, 2012.
[58] G.-C. W. and X.-C. Z. Y.-C. Chen1, N. R. Raravikar2, L. S. Schadler2, P. M. Ajayan2, Y.-P. Zhao3, T.-M. Lu3, “Ultrafast optical switching properties of single-wall carbon nanotube polymer composites at 1.55 μm,” Appl. Phys. Lett., vol. 81, 2002.
[59] A. C. F. Z. Sun, A. G. Rozhin, F. Wang, W. I. Milne, R. V. Penty, I. H. White, “Ultrafast Erbium-doped Fiber Laser Mode-Locked by a Carbon Nanotube Saturable Absorber,” 2009.
[60] J. Zhao, P. Yan, and S.-C. Ruan, “Observations of three types of pulses in an erbium-doped fiber laser by incorporating a graphene saturable absorber,” Appl. Opt., vol. 52, no. 35, p. 8465, Dec. 2013.
[61] D. Popa, Z. Sun, F. Torrisi, T. Hasan, F. Wang, and A. C. Ferrari, “Sub 200 fs pulse generation from a graphene mode-locked fiber laser,” Appl. Phys. Lett., vol. 97, no. 20, p. 203106, 2010.
[62] Z. Luo, M. Zhou, J. Weng, G. Huang, H. Xu, C. Ye, and Z. Cai, “Graphene-based passively Q-switched dual-wavelength erbium-doped fiber laser.,” Opt. Lett., vol. 35, no. 21, pp. 3709–11, Nov. 2010.
[63] E. S. Boncristiano, L. A. M. Saito, and E. A. De Souza, “Intracavity Dispersion Optimization in Asynchronous Mode-Locking Erbium Fiber Laser at 10 GHz,” in CLEO/Pacific Rim 2007, 2007, pp. 322–323.
[64] H. G. Rosa, "Estudo de um laser à fibra dopada com érbio em regime de acoplamento passivo de modos com o uso de nanotubos de carbono como absorvedores saturáveis” Tese de doutorado apresentada à Universidade Presbiteriana Mackenzie, 2010.
[65] H. G. Rosa and E. a Thoroh de Souza, “Pulse generation and propagation in dispersion-managed ultralong erbium-doped fiber lasers mode-locked by carbon nanotubes.,” Opt. Lett., vol. 37, no. 24, pp. 5211–3, Dec. 2012.
[66] H. Kataura, “Optical Properties of Single-Wall Carbon Nanotubes,” Synth. Met., vol. 103, pp. 2555–2558, 1999.
[67] Z. Sun, T. Hasan, F. Torrisi, D. Popa, G. Privitera, F. Wang, F. Bonaccorso, D. M. Basko, and A. C. Ferrari, “Graphene mode-locked ultrafast laser.,” ACS Nano, vol. 4, no. 2, pp. 803–10, Feb. 2010.
[68] J. Sotor, G. Sobon, W. Macherzynski, P. Paletko, and K. M. Abramski, “Black phosphorus – a new saturable absorber material for ultrashort pulse generation.”
81
[69] H. Dong, G. Zhu, Q. Wang, H. Sun, and N. K. Dutta, “Stabilization of simultaneous mode locked operation at two wavelengths,” Opt. Express, vol. 12, no. 18, pp. 4297–4302, 2004.
![ALINE DO NASCIMENTO RODRIGUES€¦ · Figura 17-Imagem térmica da estrutura monocristalina SrTiO 3 dopada com Cr sob forma da estrutura planar Pt/SrTiO 3 /Pt [53]..... 48 Figura](https://img.document.onl/doc/110x75/606f11164f45027ef53763d3/aline-do-nascimento-rodrigues-figura-17-imagem-trmica-da-estrutura-monocristalina.jpg)
