Discourse analysis process

Las cavidades de los láseres de FO pueden ser diseñadas de diversas formas, como describen Digonnet y Hodgson en sus libros [15,114]. El tipo más común de cavidad es del tipo Fabry- Perot, que se realiza ubicando el medio de ganancia entre dos espejos de alta reflectividad, de una forma análoga a la descrita en el Capítulo 3. La frecuencia fundamental de un láser, el cual presenta una configuración similar a la observada en la Fig. 4.1, queda definida mediante el cálculo de la frecuencia de resonancia como

flaser = 1 troundtrips = c 2nef fL , (4.1)

donde troundtrips es el tiempo que tarda una onda en recorrer la cavidad de longitud L, partiendo de un extremo, llegando al otro y retornando al mismo punto de partida (viaje de ida y vuelta oroundtrips). En general, los dispositivos empleados como espejos pueden

presentar valores bajos o altos de reflectividad (aproximadamente entre un 30-95 %) para las longitudes de onda de emisión del láser, siendo al mismo tiempo transparentes a la radiación de la excitación aplicada. Una vez obtenida la emisión estimulada en un láser de FO, por medio de la transmisión de uno de los dispositivos que forman el sistema de realimentación, es necesario desacoplar la radiación de la excitación o bombeo (la cual es indeseable en la mayoría de los casos). La forma estándar de desacoplar esta radiación es utilizando un acoplador de FO del tipo WDM. Un parámetro importante en el diseño de la cavidad es el tiempo de vida promedio de un fotón (que viaja de un lado al otro de la misma), el cual está definido por

¯

tphoton =−

troundtrips

log10(R1R2(1−lg))

, (4.2)

donde R1 y R2 son los valores de reflectividad de los dispositivos que conforman el siste- ma de realimentación (evaluados en la longitud de onda de la emisión λlaser = c/flaser) y lg son las pérdidas del medio de activo. De esta manera se puede imponer un límite de coherencia temporal de la señal para valores de tiempo mayores al de vida media del fotón dentro de la cavidad del láser. Por ejemplo, para el sistema láser que será discutido

en este capítulo, una longitud de cavidad típica del orden de L = 2 m, con un valor de

reflectividad promedio igual a 93 %, resulta en troundtrips ≈ 19 ns y ¯tphoton ≈16troundtrips = 300 ns para un nivel de pérdidas despreciable, mientras que para niveles de pérdida ma- yores ¯tphoton < 10troundtrips. El límite de coherencia temporal establecido de esta manera nos brinda información respecto al tiempo mínimo que podremos representar de forma adecuada por medio de nuestro modelo analítico, cambios en la intensidad y forma de los pulsos, sin cometer errores sistemáticos adicionales.

Una forma de generar una realimentación adecuada de la emisión láser es mediante el uso de FBGs como espejos, como se discutió en el Capítulo 3, lo que permite mejorar la eficiencia de un láser de FO dopada con Er3+ _{(EDFL) frente a otros sistemas láser basados en} dispositivos de óptica espacial obulk-optic, como muestra en su trabajo Kashyap et.al. [115].

La configuración más sencilla emplea dos FBGs en cada uno de los extremos de una FO dopada con Er3+_{, formando una cavidad Fabry-Perot activa [116, 117]. Otros dispositivos,} como los DFB basados en FBGs, son utilizados en láseres para sintonizar de forma continua la longitud de onda de la emisión con un ancho de línea muy estrecho [118]. Además, pueden oscilar en un único modo longitudinal o en múltiples frecuencias, mediante el ajuste adecuado de la longitud de la FO empleada entre ambas FBGs. De una forma similar, aunque prescindiendo de un medio activo, hemos diseñado dispositivos fotónicos aptos para tal fin [39]. El uso de tres FBGs conectadas en serie permite generar un sistema láser de dos cavidades tipo Fabry-Perot acopladas, donde el sistema admite alteraciones pequeñas de la longitud de las cavidades mediante un autoajuste de la longitud de onda, el cual está relacionado a la característica de la dispersión de las FBGs (longitud de penetración efectiva), como muestra en su trabajo Huang et.al. [22]. Otras configuraciones emplean las características espectrales de un interferómetro de Mach-Zehnder como elemento para controlar las pérdidas de forma selectiva dentro de una cavidad de anillo, con el fin de sintonizar la longitud de onda de la emisión en un rango mayor a 39 nm [119]. El nivel de las pérdidas de la cavidad se puede modificar mediante el control de la diferencia de camino óptico introducida por el cambio de la longitud de una de las ramas del interferómetro, de una forma similar a la vista en el Capítulo 3. Estos filtros son empleados también

para modular las pérdidas de forma sincronizada con la emisión estimulada alcanzando tiempos de jitter menores a 130 fs en trenes de pulsos de hasta 40 GHz de frecuencia de repetición y anchos de pulso de 1 ps, en régimen mode locking activo y de longitud de

onda sintonizable en un rango de 30 nm [41]. En general, el diseño de las cavidades de los EDFLs basados en resonadores de anillo de FO permite incrementar el ancho espectral de las señales generadas y lograr pulsos ultracortos de manera más eficiente, debido a que prescinden del uso de dispositivos de realimentación de la emisión estimulada que son de banda limitada [28, 29, 84, 120].

El diseño empleado en nuestro trabajo se basa en un conjunto de dos cavidades acopladas, una cavidad activa formada por un par de FGBs y una FO dopada con Er3+ _{y una segunda} cavidad formada por un tramo de FO cortada adecuadamente para generar una reflexión de Fresnel en aire con una reflectividad próxima al 4 %, como se puede observar en nuestros trabajos [2, 46]. Este sistema es compacto, implementeado mediante dispositivos discretos y muy flexible en el empleo de distinto tipo de FBGs y en la obtención de diversas salidas de pulsos cortos y frecuencias de repetición como podremos observar a lo largo de este capítulo y en el Capítulo 5, donde se muestra la implementación real del sistema láser.