PT97551B

PT97551B - Laser optica de guia de onda

Info

Publication number: PT97551B
Application number: PT97551A
Authority: PT
Inventors: Kevin Smith
Original assignee: British Telecomm
Priority date: 1990-05-02
Filing date: 1991-05-02
Publication date: 1998-11-30
Also published as: DE69115033D1; EP0527158B1; AU647124B2; NZ238031A; JPH05506964A; AU7765091A; ES2081475T3; US5363386A; WO1991017593A1; IE911481A1; CA2081664A1; CA2081664C; KR100225281B1; EP0527158A1; DE69115033T2; HK142796A; PT97551A; IE73450B1

Description

Descrição referente à patente de invenção de British Telecomunications pubiic limited company, britânica, induatrial e comercial, com sede em 81 Nevzgate Street, bondou, EC1A 7AJ, Inglaterra, (inventor:

Kevin Smith λ

esidente na Inglaterra;, para, LASER OPTICO DS GUIA DE ONDA.

DESCRIÇÃO

Â presente invenção refere-se a lasers ópticos de guia de ondas e, em particular, a um laser que transmite solitSes ou ondas solitárias.

As fontes de impulsos luminosos ultra-rápidos serão componentes chaves nos sistemas de telecomunicações futuros com taxas de bits elevadas, sendo as fontes de impulsos de solitões em particular reconhecidos como valiosos para os sistemas de transmissão a grande distância com taxas de bits elevadas, Um. requisito comum e a geração de solitSes com impulsos ópticos de pico-segundos e com potências cie pico suficientes para a propagação dos solitSes na janela de transmissão das fibras ópticas de sílica de 1,55 micrómetros.

Embora os impulsos de solitões sejam resisten tes aos efeitos muito grandes quer do ruido de gorjeio ( chirp noi3e) quer ao ruido de fase, a evolução de tais impulsos envolve inevitávelmente a queda de radiação, deixando ficar um solitão de menor energia sobreposto a uma componente de fundo que se dispersa continuamente. Esta radiação dispersiva pode dar origem à interacção entre bits de solitões, limitando portanto a capacidade de transmissão de informação do sistema, A fonte ideal de soli toes ê portanto uma fonte que proporcione impulsos com a duração da ordem do pico-segundo com caracteristicas temporais, espectrais e de potência compatíveis cosa as dos impulsos de solitões fundamentais na fibra de transmissão.

Um processo de geração de impulsos de picosegundos está descrito num artigo intitulado Mode-locked erbiumdoped fiber laser with solitoa pulse shapiag por J.D. Kafka, T. Baer e D.W. Hall, Optics Letters 14, N^s22 (Nov. 39) p. 1269-1271. Um laser de fibra com dopagem de érbio com bloqueio de fases dos modos tem a forma de um laser anular que incorpora uma fibra com dopagem de érbio, com o comprimento de 70 m coso fibra de ganho, cs modulador integrado e uma fibra de telecomunicações com o comprimento de 2 Km. A fibra de telecomunicações proporciona um certo grau de modulação dos impulsos de solitão.

Os requerentes determinaram que embora os impulsos possam sofrer excursões da potência de pico, num laser com. espelhos com reflectividade de 100% e 4%, por exemplo, haja uma solução estável da natureza de um solitão.

valor da energia dos impulsos, que pode ser ajustado para um dado laser óptico de guia de ondas por ajustamen to da potência de bombagem, não & critico. Como será discutido mais adiante, introduz-se uma componente de base de nível baixo, • se a energia for demasiado elevada.

De preferência, o laser tem uma disposição de laser em anel. Convenientemente, o laser é um laser com bloqueio de fase dos modos, para formar impulsos iniciais que depois se transformam em verdadeiros impulsos de solitão. 0 processo para semear os impulsos não é um elemento essencial da presente invenção, de modo que podem usar-se outros processos, incluindo a auto-sementeira.

A presente invenção é genéricamente aplicável aos guias ds onda ópticos, significando ópticos a parte do espectro electromagnético geralmente conhecida por parte visível, juntamente com os domínios do infravermelho e do ultravioleta em cada uma das extremidades do domínio do visível, susceptíveis de ser transmitidas por guias de onda dieléctricos, tais como as fibras ôpticas.

A presente invenção tem aplcação particular nos sistemas de comunicações ópticos a grandes distâncias, que utilizam geralmente a janela de transmissão de 1,5 micrómetros das fibras ópticas de sílica. De preferência, portanto, os guias de onda ópticos compreendem uma fibra óptica com dopagem de érbio que tem um funcionamento altamente eficiente na faixa de comprimentos de onda de 1,52 a 1,58 micrómetros e é fácilmente acoplada a uma rede de fibras ópticas.

Compreender-se-à que podem ser empregados outros hospedeiros e outros dopantes para ser utilizados no interior de janelas de transmissão diferentes de outras redes ou para a geração de impulsos de solitão para experiências laboratoriais

A bombagem por díodos semicondutores do laser de fibra com érbio a 1 480 nm ou a 980 nm pode ser uma possibili• dade, juntamente com a bombagem por um laser 7AG de frequência «wyueMWBr

.upla bombado por um díodo,

Vai agora descrever-se uma forma de realiza:ão da presente invenção, a título de exemplo apenas, com referên ’ia aos desenhos anexos, cujas figuras representam:

A fig. 1, um diagrama esquemático de ura laser l© solitões de fibra com érbio segundo a presente invenção;

As fig. 2 s 3, gráficos da potência de bombaí©sí lançada e da potência de saida do laser da fig. 1;

As figs. 4 a 6, oscilogramas de curvas de iUfocorrelação da saida do laser da fig. 1, em condições de fun:ionamento diferentes;

um gráfico c	le Ppeak(W) d	a compc
9
;ão de 1/t~	ÍPS “ );
um gráfico <	3o perfil de	energi
riodo d® aul	* A.» .ícacao cata	o acopi
*	J _Λ
,'uiClO Yci.C£. c’	energia de e	ntrada

um gráfico da variação da área dos impulsos,c/s, para na solitao K=1 depois de um único período de amplificação, em •unção de L/Zo para: a) 3dB, b) 5dB e c) 14dB no acoplamento de

As figs. 10a e 10b, gráficos dos resultados ie uma simulação numérica para L/Zo=0,026 propagando-se numa iistâacia de 20 Km (1 000 períodos de amplificação) e L/Zo-1,93 >uma distância de 1 Km, respectivamente;

A fig. 11, um desenho esquemático de um la: íhi anel de fibra segundo a presente invenção; e

As figs. 12a e 12b, gráficos de curvas de au tocorrelação de saida do laser da fig. 11.

Como referência à fig. 1, um laser de solitao compreende um hospedeiro (2) de fibra óptica de SÍO2-A12O3-P2O5 com o comprimento de 10 m, com um nível de dopagem de Er de 1 100 ppm, tendo um raio do núcleo de 2,5 micrómetrose uma diferença de índices de refracção núcleo/revestimento de. 0,015. Um separador de feixe dicroico (4) permite o acoplamento eficiente da radiação da bomba a 512 nm a partir da saida de frequência dupla de um laser cw Nd:YAG (5) com bloqueio de fase dos modos, através de uma objectiva de microscópio não revestida (8) da saida do laser de érbio com um elevado (cerca de 90%) caudal de passagem de 1,55 micrómetros.

Â extremidade (10) da fibra (2) adj acente à lente (8) foi polida para formar um reflector de saida de aproxiaiadamente 4%, enquanto que um espelho refletor (12) nominalmente de 100% completou o ressonador do laser.

Uma outra objectiva de microscópio (14), opti misada para a transmissão a 1,55 micrómetros, foi usada para coli mar e dirigir a luz que sai da fibra na extremidade (16) adjacente à lente (14) para um filtro (18) de silício de 1 mm de espessura e um bloqueador de modos (20) de niobato de litio, colocado juto do espelha (12). 0 filtro (18) bloqueia a luz bambada residual para impedir a deterioração foto-retractiva do bloqueador de modos (20) .

espelho (12) pode ser substituído por uma grelha para proporcionar uma limitação da largura de banda s/ou a sintonizabilidade. As reflexões da extremidade (16) da fibra • (2) são suprimidas eficazmente fazendo a mesma com uma face poli5

da segundo um ângulo de 5². Consegue-se uma supressão complementar colocando ura bloco de sílica (17) junto da extremidade (16) da fibra com uma gota de gel de adaptação do índice de refraeção que estabelece uma ponte na interface bloco-fibra.

ajustamento fino do comprimento da cavidade do laser foi obtido montando o espelho (12) uma plataforma de translacção de precisão (22).

bloqueador de modos (20) compreendia uma placa de Erewscer de niobato de lítio, angular, de 3x3x10 mm, montada no interior de um circuito ressonante LC sintonizado para

420 KHz e usado para bloquear os modos do laser pelo esquema de modulação de fase discutido no livro de texto LASERS” por A.E.

Siegman University Science Books ISBN 0-935-7 02-11-5, que foi 3 t empregado com o laser de fibra Nd para gerar impulsos tão curtos como 20 ps.

Incluiram-se conroladores de polarização da fibra (24) para optimizar a polarização da luz incidente no modulador.

As durações dos impulsos de saída do laser cora bloqueio de modos foram registados usando a técnica normalizada da autocorrelaçao não colinear da segunda harmónica. Os dados espectrais foram registados usando um espectrómetro de grelha de varrimento (não representado). As potências de saída foram medidas com um medidor de potência Scientech 362 e corrigidas para as caracteristicas de transmissão conhecidas da combinação da lente (8) e do separador de feixe (4).

Como o tempo de vicia no estado superior do

ião Sr ~ s grande (9,8 ms), o trem de impulsos da bomba (com du-ração de cerca de 50ps com uma frequência de repetição de 76 MH) ê integrado e aparece essencialmeate como uma bomba CW {onda con~tin.ua).

comportamento do laser de érfoio CW bombado de 532 nm está ilustrado nos gráficos das fig. 2 e 3. Para as experiências nas quais se obtiveram os dados representados nestes dois gráficos, uma grelha revestida de ouro de 1 200 linhas/mm substituiu o espelho (12) e o bloqueador de modos (20) do dispositivo da fig. 1. Dispunha-se de potência superior a 100 mW na faixa de 1,52 - 1,58 micrómetros para uma potência da bomba lançada estimada de 600 mW. No pico da curva de sintonização, a cerca fie 1,56 micrómetros, obteve-se uma saída de cerca 140 mW. Admitindo uma reflexividade de 70% para a grelha, o rendimento de inclinação esperado máximo é de cerca de 26%. Isto representa um bom acordo com o rendimento de inclinação de 24% deduzido da fig. 2eé uma consequência da absorção baixar do estado excitado a 5 3 2 nm.

funcionamento com bloqueio de modos do laser de fibra de érbio da fig. 1 está ilustrado nas figs. 4 a 6, nas quais estão representadas curvas de autocorrelação da saída do laser em várias condições. Como o comprimento da fibra de érbio com o percurso circular era de 20 m, hà 40 impulsos do laser na cavidade em qualquer instante. Pela incorporação de elemen tos apropriados limitadores da largura de banda no interior do resonador do laser, por exemplo uma placa de sintonização birefrangente, produziram-se impulsos com durações que vão de 40 ps a 15 ps (admitindo que se trata de impulsos com a forma em sec “ ), valores dos produtos tempo-largura de banda AtApt respectivamente de 0,5 - 1,0. Os produtos A^am maiores para os impulsos mais curtos são indicativos do papel maior dos fenómenos não lineares no processo de formação dos impulsos. A fig.4 mostra uma curva de autocorrelação de impulsos ( AtÀ<*) de 17,3

2ps obtidos coai uma placa de sintonização biref ringente de quartzo de 0,5 m® de espessura. As potências de saída médias do laser estão de harmonia com o comportamento ilustrado na fig. 2. Como é de esperar para o bloqueio de modos com modulação de fase, observaram-se dois conjuntos de impulsos de 420 MHz correspondentes a cada extremo da modulação de fase. Cada um dos conjuntos pode ser seleccionado por sintonização (atrvés do filtro (18)) e o ajustamento fino do foco da lente (14). Além disso, estes ajustamentos facilitaram um certo controlo da largura de banda cio laser e portanto da duração dos impulsos.

Quando se retirou a limitação da largura de banda do laser, observou-se a compressão dos impulsos ulteriores. Para uma saída reduzida (inferior a cerca de 5W de pico), registaram-se impulsos com durações na faixa de 3 ps a 5 ps, com produtos tempo-largura de banda de cerca de 0,4. Mas, aumentando a potência da bomba, geraram-se impulsos com durações de 2 ps a 2 ps, com produtos tempo-largura de banda na gama dos 0,3 a 0,25.

A fig. 5 mostra uma autocorrelação de impulsos de 2,9 ρε, registados com uma potência (de pico) média de 8,3mW (δ,9 mW) . Uma forma de impulso em sec ² é um ajuste excelente à autocorrelação e ê também consistente com o At A«t=0,3 medido. Estes impulsos sem base pedestal têm cuaramente as caracteristicas temporais e espectrais para solitões fundamentais. 0 trabalho anterior na amplificação no domínio dos femto-segundos em fibras de érbio com níveis de dopagem semelhantes e geometrias cio núcleo» semelhantes aos das fibras anteriores é consistente com uma dispersão dos atrasos de grupo positivos baixa. Se tomarmos , calculamos uma potência final do ^:5ps/nm/Km e Ae£f=30 yurn solitao pl=G,5 W para uma duração dos impulsos de 3 ps.

Embora esta seja significativamente mais baixo que a saída medida, a discrepância não surpreende se conside8

rarmos que a saída do laser corresponda ao pico das variações de energia que se verificam no interior da amplificação distribuída.

Para potências de saída maiores, embora fosse observada uma compressão significativa da duração dos impulsos, foi evidente claramente uma componente de base de baixo nível. A fig. 6 mostra a saida do laser para a potência média de 48 mW. Estimou-se, a partir quer da autocorrelação, quer das medidas espectrais, que cerca de 53% da energia de saída está na base, o que implica uma potência de pico de 44 W para o componente curto de 1,2 ps. É digno de nota o facto de que mesmo na zona do pedestal ou base, as medições de autocorrelação e espectrais do componente curto estavam ainda de acordo com a forma do impulso em sec ~ .

A fig. 7 ê um gráfico dos dados registados numa faixa de potências de saída quando se aumentou a potência da bomba na zona da base. 0 gráfico indica que a potência de pico do componente curto varia na razão directa de 1/t

Estes resul tados dão maior peso à noção da formação ds solitões. s informativo comparar estes resultados com as previsões do modelo com blo çueio de modos FM normal Euizenga e Siegman, para um meio de laser alargado de maneira homogénea. Para o caso de uma dessintonização nula da frequência, os valores típicos do coeficiente de ganho no trajecto circular saturado (Go**l,6), e uma profundidade de modulação { Àa^w0,l) conduzem a uma duração dos impulsos gaussiana que depende primáriamente de l/(fm Afa) , onde fm é a frequência de modulação e Afa é a largura de banda de ganho efectiva. Se fizermos fm= 420 MHz 2^2 _so,44 e Àfa= ITHz, será portanto de esperar um impulso com gorjeio ( At â<X = x0.44) com uma duração de cerca de 50 ps. Dessintonizando a frequência de comando, os impulsos com bloqueio de modos podem ser comprimidos (para cerca de 35 ps) e portanto libertos do ruído de gorjeio, de modo tal que At At* =0,44. É claro que o modelo prediz incorrectamente quer as formas, quer as durações dos impulsos observa-

dos nas nossas experiências

Crexnos que para explicar completamente as nossas observações teremos que invocar a acção reciproca entre a não linearidade da fibra e a dispersão. No caso em que a disper sao dos atrasos de grupo é positiva, a compressão tipo solitão para a duração de pico-segundos de impulsos coai a forma em sec seria seguida como é de esperar. De facto a amplificação de impul sos de femto-seguados na fibra de êrbio com níveis de dopagem e geometrias do núcleo semelhantes aos da nossa amostra sao consistentes com uma dispersão dos atrasos de grupo positiva baixa ( k^Ml,5 micrómetros).

No modelo aqui apresentado, resolvemos numericamente a equação de Schrodinger não linear (NLSE) com energia dos impulsos variando periodicamente. Como aproximação grosseira da configuraçãodo laser, usámos um ganho distribuído (G«14 dB) que anula exactamente o grande acoplamento de saída de perdas na bomba (transmissão de 96 %) com o ressoaador. Escolheu-se um período de amplificação L de 20 m, isto é, o comprimento do trajeto circular de fibra, para o ressonado· ?ambém tomamos uma dis>ersão de atrasos de grupo positiva baixa D= 5 ps/nm/Em, tendo sai conta as propriedades de desvio da dispersão da fibra de jrbio. Admitiu-se um coeficiente de ganho de amplitude uniforme iimpl em todo o período de amplificação, de modo que a enerGi cios impulsos E=Ein e 2Gonde Ein ê a energia de entrada, e Z é o comprimento da fibra

A fig. 8 ilustra o perfil da energia dos impulsos admitido nas simulações em computador. A linha a tracejado representa a energia média Eav, devido ao tempo de vida longo (cerca de 10 ms e à secção transversal de ganho reduzida (cerca ·? κ de 10 cm 2 ) dos iões de êrbio, os efeitos de saturação de ganho durante os impulsos são desprezados. (Para impulsos de pico

segundos, a energia de saturação calculada é de cerca de 20 micro Joule, isto é, seis ordens de grandeza maior do que as energias de impulsos de saída típicas).

resultado chave das simulações numéricas é o seguinte: consegue-se a propagação de solitões fundamentais estável no limite de um período longo de solitões { isto é Zo>>L ) quando se fizer a energia média no período de amplificação Eav igual à energia EI do solitão fundamental. A energia dos impulsos de entrada é portanto dada pela equação seguinte:

Ein- Eí.2GL/{e

1) (1)

Por exemplo, no caso da perda de cerca de .2GL =25), ê Ein=0,134 EI.

As figs. 9,10a e 10b ilustram os resultados

ções. A fig. 9	mostra as variaçõ	C?	da área
rmalizada para	a unidade), para	fj	S G T t Ft G
calculado como	atras se indicou)		i função
único período	de amplificação.	A	área do

impulso (definida como o integral no tempo do valor absoluto de. amplitude do impulso) é comunmente utilizada como indicação sensível da distorção de um solitão verdadeiro. Evidentemente que no limite longo Zo, são desprezáveis as distorções dos impulsos calculados. Isso pode também ver-se na fig. 10a, na qual está ilustrada uma simulação numa distância total de 20 Em (cerca de 26 períodos de solitão), para L/Zo=0,026 e a perda de saída de 14 dB (4t^M3 ps}. Na fig. 9 mostra-se também as distorções dos impulsos calculadas para perdas de saída de 3 dB e δ dB. Como se esperava, reduzindo a amplitude dos desvios de energia (e portanto aproximando-aos do limite ideal sem perdas) podes reduzir-se significativamente as distorções dos impulsos.

É informativo calcular os parâmetros do solitão associados com os impulsos gerados pelo laser. Para um impulso de 3ps uma dispersão de 5 ps/nm/Em e uma área efeetiva Ae££=30 Λ m“ , obtemos Zo=705 a e uma potência de solitão fundamental PI 0,5 W. Evidentemente que o critério de período longo do solitão é facilmente satisfeito com L/ZqaJQ,03. 0 valor calculado de Pm ê no entanto significativamente menor do que a potência de saída medida de cerca de 5 W. Isso pode compreender-se em termos da fig. 8. Devemos recordar que o parâmetro importante do solitão é o valor do trajecto médio Eag, representado pela linha a tracejado na fig. 3. No caso do nosso modelo de energia simplificado, a ener gia no pico do perfil (96¾ da qual é desacoplada para fora) ê aproximadamente 3xEav. Na realidade seria de esperar que uma modelação mais rigorosa do perfil de energia, incluindo, por exemplo, os efeitos de absorção da bomba e a perda adiciona intra cavidade, aumentaria o factor de multiplicação apropriado.

Uma outra caracteristica do laser que pode ser compreendida em termos do nosso modelo é a relacção entre

O

Ppeãk e l/t~ ilustrada na fig. 7. Se se preservar a area do impulso S durante a popagação então E varia na mesma escala que D/t, de maneira equivalente, Ppeak será proporcional a D/t No limite Zo>>L, S é bem preservada desde que a taxa de variação da energia seja pequena, isto s, adiabátiea. isso exprime-se convencionalmente pela condição οζΖο<<1, sendo o coeficiente de ganho médio (média ao longo de um trajecto total da fibra). No laser da fig. 1, o aumento da energia dos impulsos de solitão, digamos de um factor 2 durante um período de alguns segundos (cor. respondentes a um trajecto total da fibra de cerca de 10⁶ Km ) traduz-se por um de cerca de 3x10 Km ”^x. Para um Zo típico de cerca de 0,7 Km (t de cerca de 3 ps, adiabaticamente assegurase com Zo de cerca de 2x10 . Um limite fundamental do comportamento â escala de 1/t~ é a compressão do período do solitão (Zo proporcional a t - ). Eventualmente, à medida que se comprime o impulso Zo torna-se comparável a L e a área de impulso sofre distorções. Uma simulação para L/Zo=l,93 e a perda de 14 dB está ilustrada na fig. 10b e mostra a evolução de um impulso de solitão juntamente com uma componente de radiação dispersiva. A fig. 10b ê um caso um tanto extremo ( cfS ^0,3), mas serve para ilustrar o ponto de que o impulso perde energia continuamente e evolue finalmente para um impulso de solitão estável um pouco mais largo. É possivel que este mecanismo de distorção dos impulsos seja a origem da base ou pedestal de baixo nível observado nas experiências.

modelo aqui apresentado tem grande êxito na descrição das caracteristicas observadas do laser de solitão de êrbio. Isso ê uma consequência do papel dominante da não linearidade e da dispersão na formação dos impulsos. Não se pretende que o nosso modelo seja uma descrição completa e, falando rigorosamente, deve seguir o ruido na forma de evolução do impulso, Evidentemente, um papel chave do modulador (20) consiste em proporcionar uma modulação de sementes na qual possa actuar a combinação compressiva de SPM e dispersão. Em termos gerais, esta evolução tem de tomar a forma de uma compressão de solitões de ordem elevada. No estado estacionário, embora o modulador imponha um ruido de gorjeio de frequência insuseeptível de ser medido nos impulsos de solitão, é altamente provável que a modulaão de fase desempenhe um maior papel na modelação da base dos impulsos, isto é, retendo a onda de radiação dispersiva. Também não se tomou qualquer acção para modelar a dinâmica de ganhos complexos implicados no processo de amplificação. De facto verificamos que no limite de Zo longo, os impulsos de solitão são insensíveis aos pormenores exactos do perfil de energia. As simulações apresentadas aqui admitem um valor constante de D. Também se modelou uma configuração de laser de solitão totalmente integrado, na qual uma certa variedade de componentes dispersivos foram combinados. Aqui, para Zo>>L, a dispersão relevante é o valor médio durante um período de amplificação.

As investigações experimentais e teóricas apoiam fortemente a ideia de que a acção reciproca entre a não linearidade da fibra e a dispersão é crucial para a formação dos impulsos. Na realidade, as caracteristicas temporais, espectrais e de potência da saída do laser são apropriadas para os impulsos de solitão fundamentais. Dos estudos teóricos verificámos que no limite Zo>>L, o laser é bem descrito por um modelo simples NLSE com Eav=El . Em particular, a energia do solitão E varia, como se verificou, de acordo com D/t. Esta relação de escala tem uma relevância particular para as aplicações propostas, Por exemplo, no caso da comutação nao linear completamente óptica podem ser desejáveis impulsos com a duração inferior ao pico-segundo para reduzir os requisitos de potência média da fonte de comutação. Como t é proporcionai a D para uma energia dada dos impulsos, serão então necessárias fibras de órbio de baixa dispersão para os impulsos mais curtos. Além disso, para minimizar as distorções dos impulsos que aparece quando se comprimem os impulsos, será desejável um ressonador curto, de perda reduzida (ver a fig. 9), Por outro lado, para os sistemas de comunicação por solitões, o requisito ê de impulsos com durações de algumas dezenas de picosegundos. Isso pode conseguir-se por incorporação de um elemento concentrado altamente dispersivo, por exemplo uma grelha, na cavidade. Em termos do nosso modelo, no limite de Zo longo, o solitão tomará o valor médio da dispersão da cavidade. Também, para eliminar o ruído de gorjeio no impulso seria apropriadoum esquema d~ puro modulação de amplitude, para iniciar o processo de bloqueio de modos.

A fig. 11 representa um laser ea anel que incorpora uma fibra hospedeira (42) d® AI2O3-GeO2-SiO2 com 13 m de comprimento, com um nível de dopagem de êrbio de 200 - 300 ppm, um raio do núcleo de 2,5 micrómetros e uma diferença dos índices de refracção de 0,01, O laser (40) inclui também um modulador de fase (44) integrado, óptico, de niobato de lítio e acopladores ds fibras ópticas (46) e (48) coai juntas ds ligação mútua por fusão nos nontos marcados com ’’Z.

Incorporaram-se controladores de polarização da fibra (50), (52) e (54) no laser em anel da fig. 11 para assegurar a polarização apropriada da luz incidente no modulador de fase (44).

modulador de fase (44) tem uma largura de banda eléctrica de 3 GHz, uma perda de inserção de cerca, de 6 dB e uma tensão de comutação de cerca de 10 V. As larguras de banda de modulação de GHz juntamente com tensões de modulação baixas necessárias para variações de fase de cerca de tornam estes dispositivos potencialmente muito atractivos para o bloqueio de modos dos laser de fibras integrados.

Em contraste com o laser de cavidade linear atrás descrito, com referência à fig. 1, onde o bloqueador de modos tem de ser localizado junto de um espelho terminal, num laser de anel não há limitações equivalentes para a posição da modulação. A escolha de uma configuração em anel da fig. 11 facilita portanto muito a utilização da tecnologia de elevada velocidade de rabo de porco de niobsto de litio. Um laser (54) de semicondutor MQW de InGaAsP GEIHSCH (Graded inde:-: separata confinement hetero-strutre - hetero-estrutura com índice de refracçao graduado em confinamento separado), embalado/com rabo de porco, com o rabo de porco (56) de saída proporciona uma fonte de bombagem para o laser em anel (40). A corrente de limiar do laser (54) com o comprimento de 1 000 micrómetros era de cerca de 25 mA. A sua potência de saída aumentou linearmente com a corrente e, era 36 mW com uma largura espectral (FWHM) de cerca de 7 nm centrada em torno de 1,473 micrómetros. O rabo de porco de fibra (56) do dispositivo MQW (54) é unido numa junta ao acoplador da fibra (48) que permite o acoplamento eficiente da luz bombada para a fibra de érbio (42). Ao mesmo tempo, o acoplador ópti co (46) permitiu que a emissão de érbio fosse acoplada directamen to através do acoplador (48), que proporcionou um acoplamento de saída de 3 dB para a cavidade.

C

Apesar das elevadas perdas da cavidade, canse guiu-se a acção do laser com uma potência de bombagem de apenas cerca de 15 mW na entrada do acoplador (48). Esta potência de limiar foi estimada a partir da corrente de 200 mA aplicada tipicamente ao dispositivo MQW (54), Há dois feixes de luz propagandose em sentidos contrários no laser em anel (40) e, por conseguinte, duas saídas possíveis do acoplador de 3 dB (46). A medida que se aumentou a corrente do laser (54) a potência de saída de CW ds ambas estas saídas aumentou ligeiramente. Para o feixe que se propaga no sentido contrário ao do movimento dos ponteiros do relógio registou-se tipicamente uma saída de CW de cerca de 2 mW numa corrente de 450 rnA. O feixe de saída que se propaga no sentido do movimento dos ponteiros do relógio era significativamente ds potência mais baisa (de cerca de 6 dB), devido ao atravessamen to do modulador imediataaiente antes do acoplamento de saída.

Conseguiu-se o funcionamento coa bloqueio de modos simplesmente sintonizando a frequência de comando dc modula dor (44) para uma harmónica elevada de frequência fundamental da cavidade. Utilizámos a saída sinusoidal amplificada (5-10 Vrms) de um sintonizador de frequências (53). As frequências de comando foram limitadas a um valor inferior a 1 GHs pela combinação sinte tizador/amplificador para obter os resultados indicados adiante. Como o comprimento total da cavidade da fibra era de certa de 15m inferiu-se que em cada instante havia cerca de 60 impulsos na cavidade. Tipicamente obtiveram-se impulsos sem base cem durações de cerca de 3 ps e potências (de pico) médias (saída no sentido contrário ao do movimento dos ponteiros do relógio) a faixa de 0,5 - 1,.2 mV (0,2 - 0,5 W). Nesta configuração em anel a fibra de teleconiuni cações normalizada associada coe os acopladores (46) e (48) ©os rabos de porco do modulador (44) não sao essenciais para a modelação dos solitões e podem ser, e de facto são totalmente não suportes de solitões, visto que se escolheu o guia de ondas com dopagem de érbio que proporciona o ganho para o laser (40), para proporcionar a dispersão dos atrasos de grupo totais para assegurar a geração cie impulsos de solitão.

is

A fig. 12© representa um gráfico de autocorre lação da saída do laser em anel (40) registado para uma potência média de 0,6 mW e uma frequência de repetição de 810,6 MHz. Uma função de autocorrelação de um ganho de intensidade em sec2 (FWHM) de 2,8 ps, ® um ajuste excelente aos dados experimentais, como se mostra claramente pelos pontos teóricos ilustrados. 0 espectro correspondente está representado na fig. 12b, a partir da qual se mede uma largura espectral (FWHM) de 0,9 nm. O produto tempo-largura de banda ( àtftoc) de 0,31 é também um acordo o

excelente com a forma em see- do impulso.

As potências medidas atrás são consistentes com os valores esperados para os impulsos de solitão fundamentais. Notamos que regime de período solitão ”longo” (Zo) (isto ê Zo>>L) ou as quantidades relevantes do solitão (por exemplo energia e dispersão) são simples médias calculadas ao longo do período de amplificação. Para o comprimento de 12 m da fibra de érbio (42) espera-se uma dispersão dos atrasos de grupo positiva a baixa. Além disso, a configuração em anel contêm cerca ds 2 m de fibra de telecomunicações normalizada associada com os acopladores (46) e (48) e com. o modulador (44) com rabo de porco. Se tomarmos por exemplo, parâmetros de dispersão D=+2 e +15 ps/nm/Km para a fibra de érbio e para a fibra normalizada, respectivaments, a dispersão média pode ser calculada com o valor aproximado ds 3,7 ps/m/Km. Para um impulso de 3 ps, calculamos o período do solitão Zo=950 m, o que facilmente satisfaz o critério Zo'-'L, Além disso, calculamos a potência do solitão PlwO,4 (admitindo que A.eff=30yMm- ). Isto representa um bom acordo com as potências de saída medidas do feixe que se propaga no sentido do movimento dos ponteiros do relógio que, por sua vez é uma estimativa razoável da potência média do solitão o trajecto no interior ds. cavidade. Para o modulador de ondas progressivas (44) aqui usado, os feixes de luz que se propagam no sentido contrário experimentam profundidades de modulação de fase equivalentes desde que as frequências de comando sejam menores que cerca de 1 GHz. Embora a saída no sentido do movimento dos ponteiros do relógio tivesse

uma potência significativamente mais baixa, as caracteristicas temporais © espectrais medidas eram semelhantes às do outro braço, isso está de acordo com o facto ds a potência média no trajacto para os dois sentidos ser substancialmente igual.

Para potências de bombagem mais elevadas, observou-se uma ligeira compressão dos impulsos de saída (para cerca de 2,4 ps), juntamente com uma componente de pedestal de nível mais baixo (cerca de 30 ps FWHM). As medições espectrais correspondentes revelaram a aparência de um pico estreito (cerca de 0,1 am FWHM) junto do pico do espectro de solitão largo (cerca de 1 nm). Na configuração da fig. 11, aumentando a potência de bombagem não se produz a Pl proporcional a l/t~ atrás notada relativamente à forma ds realização da fig. 1. Atribui-se isso a uma limitação da largura de banda do laser por efeitos estalão residual ou bi-refringêacia no modulador de fase de niobato de lítio (44). Consistentemente coa esta noção, observou-se qus, quer para o funcionamento de CW como para o funcionamento de CW com bloqueio de modos, a inclusão do modulador <44) deu origem a uma forte discriminação de comprimentos de onda na saída do laser (40), que se confinou a comprimentos de onda separados por cerca de 0,7 nm,

Claims

REIVINDICAÇÕES Laser, caracterizado por incluir um guia de onda que suporta um solitão ou onda solitária, contaminado suscep tível de proporcionar um ganho óptico, operado de modo tal maneira que as ondas solitárias que se propagam no guia de onda têm um período da onda solitária maior do que o período de amplificado do laser. Laser, de acordo com a reivindicação 1, cara< terizado por ser um laser com bloqueio de fases de modos ( ”modelocked laser). Laser de acordo com qualquer das reivindicações anteriores, caracterizado por incluir um elemento de limitação da largura da banda. - 4a Laser de acordo com a reivindicação 3, caracterizado por o elemento de limitação de largura de banda ser um elemento concentrado, altamente dispersivo. _ 5ã _ Laser de acordo com a reivindicação 4, caracterizado por o elemento altamente dispersivo compreender uma rede de difraccão. “os3 ant /V' 1ΟΌ Laser de acordo com qualquer das reivindicairacterizado por incluir um filtro de sintoni- 72 Laser de acordo com qualquer das reivindicações anteriores, caracterizado por ser operado de modo tal que sm qualquer instante há, no máximo, cinco impulsos em propagação no laser, Laser de acordo com qualquer das reivindicações anteriores, caracterizado por ser operado de modo tal que tem uma taxa de repetição de impulsos tal que estes são fundamentalmente impulsos com bloqueio de fase de modos (mode blocked}. - 9- Laser de acordo com qualquer das reivindicações anteriores, caracterizado por o guia de onda óptico ser uma fibra óptica à base de silica, contaminada com érbio como impureza . Laser de acordo com a reivindicação 9, caracterizado por a fibra óptica ser d® SÍ02-A1203-P205 com um nível de impurezas do érbio de 1 100 ppm, tendo a fibra um raio de 2,5 micrómetros do núcleo e uma diferença ds 0,015 do índice de refra cção do revestimento do núcleo. A requerente reivindica as prioridades dos pedidos de patentes britânicos apresentados em 2 de Maio de 1990 e em 15 de Novembro de 1990. sob os Nss. 9009896.3 e 9024899.8, respectivamente. Lisboa, 3 de Maio de 1991 RESUMO LASER OPTICO DE GUIA DE ONDA A invenção refere-se a um laser que inclui um guia de onda de SÍO2-A12-O3-P2O5 com um nível de contaminação de impurezas de érbio de 1 100 ppm, que suporta um solitão ou onda solitária, tendo a fibra um raio de 2,5 m do núcleo e uma diferença de 0,015 do índice de refraeção do revestimento do núcleo, operado de modo tal que as ondas solitárias que se propagam na guia de onda têm um período maior do que o periodo de amplificação do laser. Figura 1. Fig.1. I ΒΟΜΒΑ I LASER DE Nd YAG ϊ SAIDA | 532 nm I ΒΟΜΒΑ LASER Nd: YAG Fig. 7.

1/t² (ps ²)

150

Fig.

2.

100

Pout

0 200 400 600

POTÊNCIA DE BOMBAGEM LANÇADA (mW}

J 150

Fig.

3.

100