Un láser de fibra Brillouin hacia adelante | Marcado Hebei láser Co., Ltd.

Nature Communications volumen 13, Número de artículo: 3554 (2022) Citar este artículo

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Los láseres de fibra basados en la dispersión de Brillouin estimulada hacia atrás proporcionan anchos de línea estrechos y sirven en aplicaciones de detección y procesamiento de señales. La dispersión de Brillouin estimulada en las fibras también tiene lugar en la dirección directa, con anchos de banda de amplificación que son más estrechos en dos órdenes de magnitud. Sin embargo, los láseres Brillouin avanzados aún no se han realizado en ninguna plataforma de fibra. En este trabajo, informamos sobre un primer láser de fibra Brillouin directo, que utiliza una fibra de mantenimiento de polarización tipo panda lista para usar. La luz de bombeo en un eje principal proporciona amplificación de Brillouin para una señal láser de copropagación de la polarización ortogonal. Las rejillas de Bragg proporcionan retroalimentación en ambos extremos de la cavidad de la fibra. Se observan regímenes de operación monomodo, pocos modos y multimodo. El umbral de láser exhibe una sensibilidad ambiental única: se eleva cuando la fibra se sumerge parcialmente en agua debido a la ampliación de los espectros de dispersión de Brillouin hacia adelante. Los resultados establecen un nuevo tipo de láser de fibra, con potencial para una coherencia ultra alta y una detección de precisión de los medios fuera del revestimiento.

Los láseres de fibra basados en la dispersión de Brillouin estimulada hacia atrás (SBS hacia atrás) se estudian y emplean desde hace más de treinta años1,2. Debido al ancho de banda de ganancia relativamente estrecho de SBS hacia atrás en las fibras, del orden de 30 MHz, se puede seleccionar un solo modo de láser longitudinal incluso en cavidades de fibra comparativamente largas de rango espectral libre estrecho. Los láseres de fibra de Brillouin se utilizan en la generación y procesamiento de señales fotónicas de microondas3 y en giroscopios de fibra óptica4. Los láseres SBS inversos también se demostraron con éxito en microrresonadores y plataformas fotónicas integradas, como fluoruro de cadmio5, vidrio de calcogenuro6, sílice7, silicio8 y nitruro de silicio en sílice9.

SBS en fibras ópticas y guías de ondas también puede tener lugar en la dirección directa10,11,12,13. La SBS directa se acopla entre dos ondas ópticas que se propagan conjuntamente y ondas acústicas guiadas que son predominantemente transversales10,11,12,13. En comparación con el mecanismo inverso, el SBS directo generalmente involucra ondas acústicas de baja frecuencia y su ancho de línea suele ser más estrecho, alcanzando cientos de kHz en fibras desnudas o recubiertas de poliimida14. Los estrechos anchos de banda de ganancia permiten la selección de modos longitudinales únicos de cavidades de fibra aún más largas. Además, la vida útil de los fotones en cavidades de fibra tan largas puede ser incluso mayor que la de los fonones, lo que permite que el ancho de la línea del láser se estreche con respecto a la bomba2.

La realización de láseres SBS directos en fibras se enfrenta a un desafío fundamental: a diferencia del efecto inverso, el SBS directo dentro de un solo modo óptico guiado espacial conduce a la modulación de fase de una onda de bombeo de entrada continua y no proporciona amplificación estimulada de una señal láser15. Por esa razón, los láseres SBS directos son difíciles de obtener en fibras monomodo estándar. El láser directo de Brillouin se puede alcanzar en un proceso intermodal, entre campos ópticos de bombeo y de señal que se propagan conjuntamente en distintos modos espaciales16. Se han informado demostraciones históricas de láseres SBS directos intermodales en guías de ondas dentro de membranas de silicio suspendidas17. Estos dispositivos requieren capacidades de fabricación especializadas. Además, la vida útil de los fotones de señal en los láseres de silicio SBS directos es más corta que la de los fonones, por lo que actualmente no admiten el estrechamiento del ancho de línea óptico. Forward SBS se ha investigado a fondo en el estándar10,11,12,13, el mantenimiento de la polarización (PM)18 y las fibras especiales de cristal fotónico y nanoestructurado19,20,21. Sin embargo, hasta donde sabemos, los láseres SBS delanteros aún no se han informado en ninguna plataforma de fibra.

En este trabajo proponemos y demostramos un primer láser de fibra SBS directo. El láser se basa en una fibra PM tipo panda lista para usar. La fibra láser tiene 30 metros de largo y está despojada de su revestimiento protector para mejorar las interacciones optomecánicas. El láser es impulsado por la amplificación SBS directa intermodal18. Se aplica una bomba de luz continua a lo largo de un eje principal de la fibra y se obtiene una señal láser en el estado ortogonal. La retroalimentación de la señal láser se proporciona en forma de rejillas de Bragg de fibra (FBG) en ambos extremos de la fibra. Debido a la birrefringencia de la fibra PM, se proporciona retroalimentación a la señal láser solo mientras la bomba no resonante pasa por los FBG con reflejos residuales bajos. Se observan varios regímenes de operación, involucrando un solo modo acústico guiado, pocos modos acústicos, o con muchas señales debido a múltiples modos y entremezclados entre ellos. El ancho de línea del láser monomodo disminuye con la potencia de salida y alcanza unos pocos kHz, limitado por la deriva térmica de los modos de la cavidad longitudinal en el entorno del laboratorio. La vida útil de los fotones de la señal en la cavidad de la fibra es 10 veces más larga que la de las ondas acústicas, por lo que el láser de Brillouin delantero promete reducir el ancho de línea con una estabilización ambiental adecuada. La potencia de bombeo umbral del láser SBS directo es del orden de 500 mW. La potencia de salida del láser actualmente está restringida a 250 μW por el inicio del láser SBS inverso intramodal dentro de la cavidad, una limitación que puede mitigarse. Las extensiones del concepto pueden conducir a sensores de precisión de medios fuera del revestimiento de fibra. Como primer ejemplo, demostramos el efecto del agua fuera del revestimiento de fibra desnuda en el sistema láser. Aunque la presencia de agua no afecta a la cavidad óptica, reduce el coeficiente de ganancia de SBS directo y eleva el umbral de emisión de láser. Tal sensibilidad al entorno es exclusiva del mecanismo SBS directo.

La Figura 1a muestra la sección transversal esquemática de una fibra PM tipo panda. Las barras de tensión de sílice dopadas con vidrio B2O3 inducen una birrefringencia permanente entre el \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) y el rápido \(\hat{{{{{{ \boldsymbol{y}}}}}}}\) ejes principales. La Figura 1b presenta una ilustración esquemática de la relación de dispersión de la luz guiada en los dos modos de polarización. Denotamos los índices efectivos de los estados lento y rápido como \({n}_{s,f}\), respectivamente, y la diferencia entre ellos como \(\triangle n={n}_{s}-{n }_{F}\). La fibra PM también admite un gran conjunto discreto de modos acústicos guiados que se propagan en la dirección axial18. Cada modo \(m\) se caracteriza por una frecuencia de corte \({\varOmega }_{m}\), por debajo de la cual no se propaga.

a Sección transversal esquemática de una fibra PM tipo panda. b Ilustración de las relaciones de dispersión entre la frecuencia temporal y el número de onda axial para la luz guiada en los ejes principales lento (azul) y rápido (marrón) de una fibra PM. También se muestra la relación de dispersión de un modo acústico guiado de la misma fibra (verde). El modo acústico se caracteriza por una frecuencia de corte, por debajo de la cual no puede propagarse. Los procesos SBS directos pueden acoplar la luz entre los dos ejes principales18 (púrpura). El acoplamiento coincide con el número de onda para una sola banda lateral. En este ejemplo, la luz polarizada a lo largo del eje rápido puede reducir su frecuencia mediante el proceso SBS directo intermodal. El proceso de cambio ascendente correspondiente se ve obstaculizado por el desajuste del número de onda. Por el contrario, la dispersión de Brillouin directa intramodal acopla una onda de bombeo de entrada a las bandas laterales superior e inferior, lo que conduce a una modulación de fase (negro). c Perfil transversal normalizado calculado de oscilaciones de densidad en un modo acústico guiado de una fibra PM tipo panda, con una frecuencia de corte de 68 MHz.

La relación de dispersión entre la frecuencia y el número de onda axial de un modo acústico guiado se ilustra en la Fig. 1b. Cerca del corte, el número de onda axial de la onda acústica se desvanece y el modo se vuelve completamente transversal10,11,12,13. El perfil de desplazamiento de material de los modos acústicos cercanos al corte también es predominantemente transversal10,11,12,13. La velocidad de grupo axial de la onda acústica se acerca a cero en el corte, mientras que la velocidad de fase axial se vuelve infinitamente grande. La figura 1c muestra el perfil transversal normalizado, calculado numéricamente, de las oscilaciones de densidad para un modo acústico guiado de una fibra PM tipo panda, con una frecuencia de corte de 68 MHz.

Considere una onda de bomba óptica de frecuencia \({\omega }_{p}\) que está polarizada a lo largo del eje \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\). La onda de bombeo se puede acoplar con una onda de señal polarizada \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) de frecuencia \({\omega }_{p} -\varOmega\) en un proceso SBS directo intermodal (Fig. 1b18). El acoplamiento tiene lugar a través de una onda acústica estimulada de frecuencia \(\varOmega\) y número de onda axial \({q}_{z}=\left(-\Delta n{\omega }_{p}+{n}_{ s}\varOmega \right)/c\approx -\Delta n{\omega }_{p}/c\). Aquí \(c\) es la velocidad de la luz en el vacío. La onda acústica se propaga en la dirección \(-\hat{{{{{{\boldsymbol{z}}}}}}}\) (Fig. 1b18). Denotemos los niveles de potencia óptica de la onda de bombeo polarizada \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\) y la onda de señal ortogonal como \({P}_{y, x}\left(z\right)\), respectivamente, donde \(z\) es la coordenada axial. El acoplamiento SBS directo de los dos niveles de potencia se describe mediante las siguientes ecuaciones acopladas18:

Aquí \({\gamma }_{m}\left(\varOmega \right)\) es el coeficiente de SBS directo intermodal a través del modo acústico \(m\), en unidades de [W−1 × m−1 ]18:

En la ecuación. (3), \({\varGamma }_{m}\) es el ancho de línea modal, que también representa la tasa de decaimiento de la energía acústica. El coeficiente de ganancia obtiene su mayor valor de magnitud \({\gamma }_{0m}\) en el corte, \(\varOmega ={\varOmega }_{m}\). \({\gamma }_{0m}\) es puramente imaginario y positivo18, por lo tanto, la ecuación. (1) y la ecuación. (2) describa la amplificación de Brillouin de la onda de señal polarizada de frecuencia más baja, \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) y la atenuación de la bomba18. La magnitud \(\left|{\gamma }_{0m}\right|\) en fibra PM tipo panda sin recubrimiento alcanza el orden de 1 [W−1 × km−1]18. La fuerza del efecto sobre la resonancia es comparable con la de la no linealidad de Kerr.

El acoplamiento SBS directo intermodal de la bomba a una señal de banda lateral superior polarizada \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) de frecuencia \({\omega }_{p }+\varOmega\) se ve obstaculizada por un desajuste del número de onda \(\left|\Delta k\right|=2{n}_{s}\varOmega /c\), de alrededor de 10 [rad × m−1]18 . Este desajuste se vuelve apreciable sobre las fibras PM que tienen al menos decenas de centímetros de largo. Esta asimetría entre el acoplamiento de las ondas de bombeo con las bandas laterales inferior y superior contrasta marcadamente con los procesos SBS directos dentro de un modo óptico espacial único, como en las fibras monomodo estándar10,11,12,13. La SBS directa intramodal se caracteriza por el acoplamiento simétrico a ambas bandas laterales por la misma onda acústica estimulada, lo que da como resultado una modulación de fase en lugar de una modulación o amplificación de amplitud (ver Fig. 1b15). La modulación de fase no refuerza las ondas acústicas guiadas. Por lo tanto, se requiere un proceso de SBS directo intermodal para obtener la ganancia y el efecto láser de SBS directo.

El láser de fibra SBS directo propuesto sobre una fibra PM se ilustra en la Fig. 2. Los FBG definen una cavidad láser en ambos extremos de una fibra PM desnuda bajo prueba. Las rejillas están diseñadas para una reflectividad máxima de más del 99 % para \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) luz polarizada a la frecuencia \({\omega }_{p}- \varOmega \approx {\omega }_{p}\). Debido a la birrefringencia de la fibra PM, las mismas rejillas transmiten luz de bombeo de la misma frecuencia que está polarizada a lo largo del eje \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}}}\) con baja reflectividad. El ancho de banda de reflexión de las rejillas debe ser lo suficientemente estrecho para distinguir entre las dos polarizaciones. Las pérdidas totales de propagación de ida y vuelta de la luz polarizada a lo largo del eje \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) son del orden del 2% al 3% (consulte la caracterización experimental en la siguiente sección.) La amplificación SBS directa intermodal inducida por cientos de ondas de bomba de nivel de milivatios sobre decenas de metros de fibra PM desnuda puede superar estas pérdidas y alcanzar un umbral de emisión de láser. La frecuencia óptica del láser SBS directo sería menor que la de la bomba, por una diferencia \({\varOmega }_{m}\) que corresponde a un modo acústico guiado para el cual \(\left|{\gamma } _ {0m}\right|\) es grande.

a Ilustración esquemática de un láser SBS directo en una fibra PM. Una cavidad está definida por rejillas de Bragg de fibra en ambos extremos de una sección de fibra desnuda. b La luz de bombeo polarizada a lo largo del eje rápido (marrón) proporciona amplificación de dispersión de Brillouin directa intermodal para la luz polarizada a lo largo del eje lento (azul), a una frecuencia óptica particular. La señal del eje lento a esa frecuencia se refleja fuertemente en las rejillas. c Debido a la birrefringencia de la fibra PM, la luz de bomba polarizada en el eje rápido (marrón) a una frecuencia óptica similar pasa las rejillas con baja reflectividad.

La figura 3a (trazas rojas y verdes) muestra los espectros medidos y calculados \(2{{{{\rm{Im}}}}}}\left\{{\sum }_{m}{\gamma }_{ m}\left(\varOmega \right)\right\}\) de SBS directo intermodal en una fibra PM desnuda de 30 metros de largo que se está probando (para obtener detalles sobre la configuración y los protocolos de medición y los cálculos, consulte Métodos y referencia anterior18) . El espectro consiste en resonancias escasas y estrechas, con picos observados en frecuencias de 68, 169 y 220 MHz, entre otras. La magnitud del coeficiente SBS directo a 169 MHz se estimó en 1,4 ± 0,2 W−1 × km−1 (ver Métodos para el procedimiento de medición). Los anchos de línea de los picos espectrales están entre 200 y 600 kHz.

a Espectros normalizados medidos (rojo punteado) y calculados (verde punteado) del acoplamiento de potencia SBS directo intermodal entre los dos ejes principales de una fibra PM desnuda de 30 metros de largo bajo prueba. El trazo azul muestra un espectro de latidos entre el láser SBS directo y una réplica de oscilador local de la onda de bombeo, y el trazo negro muestra un espectro de latidos correspondiente de la dispersión de Brillouin directa intermodal espontánea desde la cavidad del láser (consulte la Fig. 5 a continuación y más adelante). en el texto). b Espectros de reflectividad medidos de la cavidad formada por dos FBG, inscritos en ambos extremos de la fibra. Las trazas rojas (azules) corresponden a la luz polarizada a lo largo de los ejes principales rápidos (lentos). La flecha negra indica la longitud de onda del láser SBS directo previsto. A esa longitud de onda, las rejillas proporcionan retroalimentación de reflectividad efectiva a la luz polarizada solo a lo largo del eje lento. c Medición descendente del anillo de cavidad de la luz polarizada de eje lento en la longitud de onda de la reflectividad máxima de las rejillas. d Vista ampliada de parte del trazo del panel c. Las mediciones sugieren una vida útil de 12 μs, lo que corresponde a pérdidas de ida y vuelta del 2,5 %.

La Figura 3b muestra los espectros de reflectividad de la cavidad formada por dos FBG, empalmados en ambos extremos de la misma fibra. Las longitudes de onda de Bragg de las dos rejillas se compensaron inicialmente en 0,4 nm. Antes de la medición de la Fig. 3b, una de las rejillas se ajustó por deformación en una etapa lineal con un micrómetro de precisión manual para alinear las dos longitudes de onda. Tal alineación reduce al mínimo las pérdidas de propagación de ida y vuelta de las señales láser potenciales. Las longitudes de onda de la reflectividad máxima para \(\hat{{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) y \(\hat{{{{{{\boldsymbol{y}}}}}} }\) las polarizaciones difieren en 0,45 nm (desplazamiento de frecuencia de 55 GHz) debido a la birrefringencia de la fibra PM. La longitud de onda prevista para el láser se indica con la flecha negra en la Fig. 3b. A esa longitud de onda, las rejillas brindan retroalimentación de reflectividad efectiva a la luz polarizada a lo largo del eje lento \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) únicamente.

La Figura 3c presenta mediciones de anillo descendente de cavidad de \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) luz polarizada en la fibra bajo prueba. La luz de un diodo láser de 10 mW de potencia se moduló en intensidad mediante la repetición de pulsos de 100 ns de duración y 50 μs de período en un modulador electroóptico. La longitud de onda del láser se ajustó con precisión para que coincidiera con la reflectividad máxima de los dos FBG mediante el ajuste de temperatura y corriente. Un aislador en la salida del diodo láser impidió que los reflejos de las rejillas de la cavidad llegaran a la fuente. La luz en el otro extremo de la fibra fue detectada por un fotorreceptor de 50 V × W−1 de capacidad de respuesta y 2 ns de tiempo de subida. El voltaje de salida del detector fue muestreado por un osciloscopio digitalizador a 500 megamuestras por segundo. Las trazas se promediaron sobre 1024 pulsos repetitivos. La traza detectada consta de una serie infinita de réplicas de pulsos, dentro de una envolvente decreciente que representa la vida útil de \(\hat{{{{{\boldsymbol{x}}}}}}}\) luz polarizada en la fibra PM cavidad. La vida útil se estima en 12 μs, lo que corresponde a pérdidas de ida y vuelta del 2,5 % en la cavidad de 30 metros de largo. La potencia de bombeo requerida para obtener la misma cantidad de ganancia directa de SBS se estima en 600 ± 100 mW.

La Figura 4a muestra una ilustración esquemática de la configuración de láser. La luz de la bomba se extrajo del mismo diodo láser que se usó anteriormente. El ancho de línea del láser de bomba se especifica como 1,25 kHz. La salida del láser se dividió en dos caminos. La luz en un brazo se amplificó en un amplificador de fibra dopada con erbio (EDFA) de potencia de salida variable, se alineó con el eje principal rápido de la fibra PM bajo prueba y se lanzó a la cavidad del láser a través de un divisor de haz de polarización. Se usaron un filtro de paso de banda y un aislador (no mostrado) para suprimir la emisión espontánea amplificada del amplificador y bloquear los reflejos para que no llegaran a la fuente, respectivamente. En los experimentos de láser, la longitud de onda de la bomba se alineó con la de la reflectividad máxima de las rejillas a lo largo del eje lento, para proporcionar la máxima retroalimentación para las posibles señales de láser de SBS directas. La onda de bomba polarizada de eje rápido, por otro lado, pasa a través de las rejillas con solo una reflectividad residual débil. En las mediciones de la dispersión de Brillouin espontánea, la longitud de onda de la bomba se desafinó de la reflectividad máxima de las rejillas en 0,5 nm. Con tal desafinación, la luz dispersada espontáneamente hacia el eje lento recibió una retroalimentación insignificante de los FBG.

una ilustración esquemática de la configuración experimental de un láser SBS directo en una fibra PM. EDFA: amplificador de fibra dopada con erbio; PBS: divisor de haz de polarización; PC: controlador de polarización; FBG: rejilla de Bragg de fibra. b Densidad espectral de potencia (PSD) del latido detectado entre la salida del eje lento de la cavidad de la fibra PM y una réplica del oscilador local de la onda de bombeo de entrada. La potencia de la bomba óptica fue de 27,5 dBm. La traza fue adquirida por un analizador de espectro eléctrico (ESA) en modo de retención máxima durante tres minutos. Se observa un único pico a una frecuencia de 68 MHz. Este pico corresponde al láser SBS directo a través de un modo acústico guiado con esa frecuencia de corte. c Igual que el panel b, con una potencia de bombeo de 28 dBm. Se observan cuatro picos, que representan el láser SBS directo a través de modos acústicos de frecuencias de corte de 68, 169, 320 y 347 MHz (ver Fig. 3a). d Igual que los paneles b y c, con una potencia de bombeo de 28,5 dBm. Una gran cantidad de picos espectrales corresponden al láser SBS directo a través de múltiples modos acústicos guiados, así como productos de mezcla.

La forma de onda en la segunda rama de salida de la fuente de diodo láser se alineó con el eje principal lento y sirvió como oscilador local. La potencia \({P}_{{LO}}\) del oscilador local era de 2 mW. La luz emitida por la cavidad del láser se mezcló con el oscilador local en un acoplador PM. El uso de componentes PM fuera de la cavidad de la fibra permitió batir entre las señales láser y el oscilador local sin desvanecimientos ni desvanecimientos de la polarización. La salida combinada fue detectada por un fotorreceptor de capacidad de respuesta \({{{{{\mathscr{R}}}}}}\) = 22,5 V × W−1 y 18 ps de tiempo de subida. El voltaje del detector se observó utilizando un osciloscopio de digitalización en tiempo real y un analizador de espectro eléctrico. La magnitud del voltaje \(V\) escala con la del campo óptico emitido desde la cavidad del láser.

La Figura 4b presenta una medición del analizador de espectro eléctrico de la densidad espectral de potencia \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\) del voltaje detectado. La traza se adquirió en modo de operación de retención máxima, durante tres minutos, con una resolución espectral de 1 MHz. La potencia de bombeo fue de 27,5 dBm. Se observa un solo pico en el batido entre la emisión de la cavidad y el oscilador local, a 68 MHz. Esta frecuencia coincide con la de la resonancia SBS directa intermodal de orden más bajo de la fibra PM bajo prueba (Fig. 3a). Los resultados indican un láser directo de Brillouin en la cavidad de la fibra a través de un modo acústico guiado de frecuencia de corte de 68 MHz. La adquisición se repitió miles de veces. En la mayoría de los casos, el láser SBS directo de frecuencia única se obtuvo a través del modo acústico de 68 MHz, sin embargo, también se adquirieron trazas de pico único en las frecuencias de 169 MHz y 220 MHz (aunque con menor probabilidad). Esas frecuencias también coinciden con los picos principales de la amplificación SBS directa en la fibra bajo prueba (Fig. 3a). El coeficiente SBS directo a 68 MHz no es el más grande de todos los modos (Fig. 3a). Por otro lado, el modo de frecuencia más baja se beneficia de una vida útil acústica más larga, lo que puede dar preferencia al láser en esta frecuencia SBS directa.

Cuando la potencia de la bomba se elevó a 28 dBm, se observaron cuatro picos en las frecuencias de 68, 169, 320 y 347 MHz (Fig. 4c). Las tres frecuencias adicionales corresponden a picos dominantes de SBS directa intermodal en la fibra (ver Fig. 3a). Cuando la potencia de la bomba se aumentó aún más a 28,5 dBm, se observaron muchos componentes espectrales en la señal de láser (Fig. 4d). Los picos se atribuyen a múltiples modos acústicos guiados y al entremezclado no lineal entre señales láser.

La figura 5a muestra la transformada de Fourier de tiempo corto (STFT) \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega,t\right)\right|}^{2}\) de una traza de 200 ms de longitud del voltaje de salida detectado \(V\left(t\right)\), donde \(t\) representa el tiempo. La potencia de bombeo fue de 29 dBm. La ventana STFT tenía una duración de 250 μs. Se observa emisión de láser SBS directo a múltiples frecuencias. Los picos de láser se encienden y apagan en una escala de tiempo de milisegundos. Es probable que la dinámica se deba a la deriva ambiental de los modos de cavidad longitudinal a través de los estrechos picos de ganancia de SBS hacia adelante. El rango espectral libre de los modos longitudinales es de 3,4 MHz, mucho más amplio que los anchos de línea de cientos de kHz de la amplificación SBS directa. Los cambios de temperatura del orden de 10-4 °K son suficientes para escanear un modo de cavidad longitudinal a través de los anchos de línea SBS22 delanteros. La Figura 5b muestra parte de una traza \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega ,t\right)\right|}^{2}\) cerca de 169 MHz, tomada nuevamente con una potencia de bombeo de 29 dBm. La frecuencia del láser instantáneo se desplaza sobre decenas de kHz en escalas de tiempo de milisegundos. La deriva restringe el estrechamiento del ancho de la línea láser cuando se observa durante milisegundos o más.

a Magnitud relativa (escala de dB) de la transformada de Fourier de tiempo corto (STFT) del latido detectado entre la señal láser y el oscilador local durante 200 milisegundos. La potencia de bombeo fue de 29 dBm. Múltiples señales de láser a través de modos acústicos de diferentes frecuencias se encienden y apagan en una escala de tiempo de milisegundos, debido a la deriva ambiental de los modos de cavidad longitudinal a través de los estrechos anchos de banda de ganancia del SBS directo. b Vista ampliada de un mapa STFT similar al del panel a, con la misma potencia de bombeo. La frecuencia del láser instantáneo a través del modo acústico de 169 MHz se desplaza en decenas de kHz en milisegundos. c Potencia óptica medida de la señal de salida del láser en función de la potencia de la bomba óptica. Se muestran los resultados del láser SBS directo a través del modo acústico de 68 MHz. Los marcadores azules indican puntos de datos, el trazo rojo representa una línea de tendencia. Se observa un umbral de emisión de láser a un nivel de potencia de bombeo de 26,5 dBm. d Ancho de línea de medio ancho medido en función de la potencia de salida del láser, para el mismo modo que se muestra en el panel c. El ancho de línea se calculó a través de la transformada de Fourier de tiempo corto de las formas de onda detectadas, con una duración temporal de 250 μs. Los anchos de línea disminuyen de 6 a 8 kHz muy por debajo del umbral a 2,5 a 3,5 kHz muy por encima del umbral. Los últimos valores están limitados por transformación. La deriva ambiental restringe un mayor estrechamiento del ancho de la línea láser cuando se observa durante milisegundos o más. e Densidad espectral de potencia del batido entre la emisión espontánea de la cavidad de la fibra a través del modo acústico de 169 MHz y el oscilador local (azul, véase la Fig. 3a). El ancho de línea de medio ancho de la dispersión de Brillouin directa intermodal espontánea es de 250 kHz. El trazo verde muestra el espectro de amplificación SBS directa a través del mismo modo acústico (Fig. 3a). El ancho de línea de la curva de ganancia es de 175 kHz. El trazo magenta muestra el espectro del latido entre la señal láser por encima del umbral y el oscilador local, en un trazo de 2 ms de duración. La potencia de bombeo fue de 28 dBm. El ancho de línea de pulsación se reduce a 5 kHz.

La Figura 5c presenta la potencia de salida del láser \({P}_{s}\) como una función de la potencia óptica de la onda de bombeo de entrada. Se muestran los resultados del láser SBS directo a través del modo acústico de 68 MHz. La potencia de salida del láser se estima como \({P}_{s}={\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}/\left(2{{{ {{\mathscr{R}}}}}}{P}_{{LO}}\right)\). Se identifica un umbral claro a un nivel de potencia de bombeo de 26,5 dBm. El umbral observado está en general de acuerdo con el valor esperado de 28 ± 1 dBm, basado en los coeficientes medidos de SBS directo intermodal y las pérdidas de ida y vuelta de la cavidad (Fig. 3). La potencia de salida de la señal láser se satura a 250 μW, debido a la aparición de SBS hacia atrás en la cavidad de la fibra (ver más abajo). La eficiencia de la pendiente diferencial de la potencia de salida del láser entre el umbral y la saturación es de aproximadamente 0,005. La baja eficiencia diferencial sugiere que las pérdidas dentro de la cavidad, como en el empalme entre secciones de fibra, son mucho mayores que las pérdidas a través del FBG de salida. El empalme dentro de la cavidad puede eliminarse con la inscripción de FBG en una sola sección de fibra continua.

La Figura 5d muestra el ancho de línea láser de ancho medio, calculado como la desviación estándar de \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\), en función de la potencia de salida \({P}_{s}\). Los resultados se presentan para el mismo modo del panel (c). Los espectros se calcularon utilizando STFT con ventanas de 250 μs de longitud. Los anchos de línea disminuyen de 6 a 8 kHz muy por debajo del umbral a 2,5 a 3,5 kHz muy por encima del umbral. La disminución adicional en el ancho de línea se vio restringida por la deriva térmica (ver arriba).

La figura 5e muestra los espectros de SBS directo intermodal espontáneo de la cavidad del láser de fibra (trazo azul, consulte la figura 3a). El ancho de línea de dispersión espontánea de ancho medio es de 250 kHz. El ancho de línea observado corresponde a una vida acústica de 1,2 μs, 10 veces más corta que la de los fotones de señal en la cavidad del láser. Por lo tanto, el láser de fibra SBS directo funciona en un régimen que puede conducir a un estrechamiento del ancho de línea óptico, con una estabilización adecuada de las derivas ambientales. El panel también muestra el espectro de amplificación de SBS directo a través del mismo modo acústico (verde, ancho de línea de 175 kHz, consulte la Fig. 3a) y el espectro del voltaje de salida detectado por encima del umbral (magenta, potencia de bombeo de 28 dBm). El espectro se calculó a través de la transformada de Fourier de una traza de 2 milisegundos de duración. El ancho de línea del láser es de 5 kHz, mucho más estrecho que los del espectro de amplificación y la emisión espontánea.

El láser SBS directo en la cavidad de la fibra PM se acompaña de un láser SBS inverso intramodal. Las frecuencias de los componentes de láser SBS hacia atrás son más bajas que las de la bomba y las señales de láser SBS hacia adelante en compensaciones del orden de 11 GHz. El láser de SBS hacia atrás a lo largo del eje rápido está fuertemente suprimido por la débil reflectividad de la cavidad en esa polarización, por debajo del 1% (Fig. 3b). Sin embargo, el SBS hacia atrás puede alcanzar un umbral de acción láser a lo largo del eje lento. La reflectividad de la cavidad en las frecuencias de láser SBS hacia atrás a lo largo del eje lento es de aproximadamente el 40% (Fig. 3b). La retroalimentación de la cavidad es mucho menos efectiva que la de las señales láser SBS directas (> 99 %), sin embargo, el coeficiente de ganancia del SBS posterior es significativamente más fuerte, estimado en 200 W−1 × km−1 en la fibra bajo prueba. En consecuencia, la potencia dentro de la cavidad de decenas de mW proporciona suficiente ganancia de SBS hacia atrás para superar la retroalimentación de rejillas menos eficiente y alcanzar el láser en el eje lento a través de este mecanismo competitivo.

Se observó láser SBS hacia atrás en las mediciones del analizador de espectro eléctrico de radiofrecuencia de \({\left|\widetilde{V}\left(\varOmega \right)\right|}^{2}\) (Fig. 6). Las trazas se adquirieron en modo de retención máxima durante 3 min y la resolución espectral fue de 1 MHz. Se obtiene una primera señal SBS hacia atrás debido a la diafonía de polarización parcial de la onda de bombeo del eje rápido al eje lento. El componente con fugas se beneficia de la fuerte retroalimentación de los FBG en la frecuencia de la bomba de entrada, por lo tanto, incluso la diafonía de polarización inicial débil se acumula dentro de la cavidad y alcanza el umbral de láser SBS inverso. Ese primer tono SBS hacia atrás aparece con un desplazamiento de 10,84 GHz de la frecuencia de bombeo (Fig. 6a), de acuerdo con el cambio de frecuencia de Brillouin en fibras estándar23.

a Densidad espectral de potencia de latido entre la salida de la cavidad del láser y el oscilador local, medida por un analizador de espectro eléctrico (ESA). La ESA adquirió datos en modo de retención máxima durante 3 min. La potencia de bombeo fue de 26,3 dBm. Una señal a una frecuencia de 10,84 GHz se debe al láser SBS inverso en la cavidad de la fibra PM, impulsado por la fuga residual de la onda de bombeo de entrada desde el eje principal rápido al eje lento. b Igual que el panel a, para un nivel de potencia de bombeo de 28,4 dBm. Se observan picos de láser SBS hacia atrás adicionales en frecuencias de compensación de 10,91 GHz y 11,01 GHz. Estas señales son impulsadas por componentes láser SBS directos a través de los modos acústicos de frecuencias de 68 MHz y 168 MHz.

Además, las propias señales de emisión de láser de SBS directa pueden alcanzar niveles de potencia suficientes dentro de la cavidad para convertirse en ondas de bombeo efectivas para componentes adicionales de emisión de láser de SBS hacia atrás. La Figura 6b muestra dos señales SBS hacia atrás adicionales con compensaciones de 10,91 y 11,01 GHz, impulsadas por tonos láser SBS hacia adelante a través de los modos acústicos de 68 y 169 MHz. El ancho de banda de ganancia del SBS hacia atrás es de 30 MHz, mucho más amplio que el rango espectral libre de 3,4 MHz de los modos longitudinales en la cavidad de fibra de 30 metros de largo. Por lo tanto, se observa láser en algunos modos longitudinales dentro de cada señal SBS hacia atrás. Para potencias de bombeo suficientemente altas, se observó un gran número de componentes de SBS tanto hacia adelante como hacia atrás y entremezclados entre ellos. El inicio del láser SBS inverso limita la potencia dentro de la cavidad de los componentes láser SBS delanteros a decenas de mW, y sus potencias de salida a solo 250 μW. Los posibles medios para modificar el equilibrio entre el láser SBS hacia adelante y hacia atrás se analizan en la siguiente sección.

El sistema de láser de fibra SBS directo es sensible a los medios fuera del límite del revestimiento, aunque dichos medios no afecten a la cavidad óptica. Para ilustrar esta propiedad única, la cavidad de fibra desnuda se sumergió parcial o totalmente en agua. El agua fuera del revestimiento amplía los picos espectrales de la SBS directa y reduce los coeficientes de ganancia máxima en un orden de magnitud24. Las secciones sumergidas, por lo tanto, contribuyen poco a la amplificación directa de SBS a lo largo de la cavidad. Como se muestra en la Fig. 7, el umbral del láser se elevó en 1,5 dB cuando el 40 % de la longitud de la fibra se sumergió en agua. No se pudo alcanzar el láser cuando la fibra estaba mojada en toda su longitud. Tal sensibilidad a las condiciones fuera de la cavidad es exclusiva del mecanismo SBS directo. Los resultados ilustran el potencial del láser de fibra SBS directo en aplicaciones de detección.

Potencia óptica medida de la señal de salida del láser en función de la potencia de la bomba óptica. Se muestran los resultados del láser SBS directo a través del modo acústico de 68 MHz. La cavidad de la fibra desnuda se mantuvo en el aire (rojo), sumergida en agua en un 40 % de su longitud (azul) o completamente sumergida en agua (negro). Los marcadores muestran puntos de datos y los trazos discontinuos representan líneas de tendencia. La inmersión parcial elevó el umbral de emisión láser en 1,5 dB, ya que el coeficiente SBS directo en la sección sumergida se reduce en un orden de magnitud. No se pudo alcanzar el láser con la fibra mojada en toda su longitud.

Se demostró un láser de Brillouin directo utilizando un proceso intermodal en una fibra PM tipo panda lista para usar. Los resultados establecen un primer láser de fibra Brillouin directo. La cavidad láser se definió mediante reflectores de fibra Bragg en ambos extremos de una fibra de 30 metros de largo. La potencia umbral de la bomba fue de unos 500 mW, de acuerdo con las expectativas. La potencia de salida fue de 250 μW. Se observaron regímenes de un solo modo acústico, pocos modos y múltiples modos. El láser se basó en las características asimétricas del SBS directo intermodal, en el que una banda lateral de una onda de bombeo de entrada se amplifica de manera efectiva, mientras que la generación de la otra se ve obstaculizada por el desajuste de los números de onda16,17,18,19,20,21. Esta propiedad contrasta con los procesos SBS directos intramodales, como en las fibras monomodo estándar, donde la misma onda acústica estimulada induce dos bandas laterales sin romper la simetría y conduce a un comportamiento de modulación de fase en lugar de ganancia15.

Los anchos de línea del láser SBS directo son del orden de 2,5 a 3,5 kHz, cuando se observan a más de 250 μs. Estos anchos de línea están limitados por transformación y son 50 veces más estrechos que los anchos de banda de ganancia modal del proceso de SBS directo14,18, así como el ancho de banda de emisión espontánea. Cuando se observa durante tiempos de integración más largos, los anchos de línea de láser se amplían por las derivas ambientales de los modos longitudinales de la cavidad de fibra larga. Las derivas también activan y desactivan las señales láser, ya que los modos pasan a través de los anchos de banda de ganancia que son más estrechos que su rango espectral libre. Se puede obtener una mejor estabilidad utilizando una cavidad aún más larga, en la que el rango espectral libre coincidiría con el ancho de banda de ganancia, como en muchos láseres de fibra SBS inversos25.

La vida útil de los fotones en la cavidad se midió en 12 μs usando el anillo descendente de la cavidad. Se observó que la vida útil de los fonones era más corta: del orden de 1 μs o menos. Con esta jerarquía entre tiempos de vida, podemos esperar un estrechamiento del ancho de línea del láser con respecto al de la onda de bombeo2,17,26. Si se amplía la longitud de la cavidad, la vida útil de los fotones aumentaría aún más, mientras que la de los fonones permanecería sin cambios. El estrechamiento del ancho de línea no se pudo alcanzar en el experimento actual debido a la deriva ambiental (ver arriba). Tenga en cuenta también que los láseres Brillouin directos demostrados en guías de ondas de membrana de silicio suspendidas no funcionaron en este régimen: la vida útil de los fonones en esos láseres es más larga que la de los fotones láser17.

La modesta potencia de salida informada en este trabajo se ve comprometida por el láser SBS inverso que lo acompaña. Un primer tono SBS hacia atrás es impulsado por diafonía de polarización de la onda de bombeo de entrada. Esta contribución puede evitarse utilizando mejores componentes de PM con fugas más débiles. Los tonos de SBS hacia atrás adicionales son estimulados por las propias señales de láser de SBS hacia adelante. El inicio de estos tonos puede elevarse a mayores potencias intracavitarias con un equilibrio más favorable entre los efectos de avance y retroceso. Los FBG con espectros de reflexión más nítidos suprimirían aún más la retroalimentación proporcionada a los componentes de SBS hacia atrás, y las fibras con un revestimiento más pequeño mejorarían la SBS hacia adelante. Por último, la retroalimentación para SBS hacia atrás puede evitarse por completo en una configuración de cavidad de anillo de fibra, con un aislador integrado. En ese caso, sería necesaria una fibra PM más larga para compensar las pérdidas de inserción a escala de dB de varios componentes. La potencia dentro de la cavidad se limitaría finalmente a varios vatios, mediante SBS regresivo espontáneo amplificado en un solo paso, incluso en ausencia de retroalimentación de rejillas. Ese umbral se puede empujar más alto con anti-guiado acústico en el núcleo de la fibra27. A diferencia de los láseres17 basados en guías de ondas de silicio, el nivel de potencia dentro de la cavidad no estaría restringido por la absorción de dos fotones.

Las pérdidas dentro de la cavidad de la fibra estuvieron dominadas por las de los empalmes entre los FBG y la sección de fibra principal de 30 metros de largo. Estas pérdidas podrán ser eliminadas en futuras realizaciones mediante la inscripción de rejillas en una sola fibra continua. La potencia de la bomba en el umbral de láser se reduciría en consecuencia. El umbral puede reducirse significativamente en configuraciones de cavidad de anillo en las que tanto la bomba como la señal pueden resonar. Si bien en este trabajo se usó una fibra desnuda, se puede obtener una amplificación de SBS directa similar en fibras PM disponibles comercialmente recubiertas con capas delgadas de poliimida14.

La dispersión directa de Brillouin se ve afectada por las propiedades mecánicas de las sustancias fuera del revestimiento24. Esta propiedad sirve como base para los sensores de fibra de Brillouin directos14,24,28,29,30,31. Los láseres de fibra SBS directos pueden ser extremadamente sensibles a los cambios en los medios fuera del revestimiento y/o revestimiento, o a las características del propio revestimiento. Como primera demostración de la sensibilidad ambiental, mostramos que el umbral del láser se elevó cuando la cavidad de la fibra se sumergió parcialmente en agua. De manera similar a las configuraciones de SBS hacia atrás correspondientes32, los sensores basados en láser de SBS hacia adelante pueden volverse órdenes de magnitud más sensibles que las configuraciones sin retroalimentación.

En conclusión, se ha propuesto y demostrado por primera vez un nuevo tipo de láser de fibra, basado en SBS directo intermodal en una fibra PM tipo panda lista para usar. El principio puede conducir a fuentes láser altamente coherentes y sensores SBS avanzados de ultraprecisión.

Los métodos a continuación ya se describieron en nuestros trabajos anteriores18. Se repiten aquí brevemente para que estén completos y para comodidad del lector.

La configuración para la caracterización directa de Brillouin de las fibras PM se muestra en la Fig. 8. Se extrajeron dos ondas de bomba de Brillouin de una fuente de diodo láser común en el rango de longitud de onda de 1550 nm. Se aumentó la frecuencia de una onda de bombeo en \({\varOmega }_{{IF}}\) = 2π × 9 GHz utilizando un modulador de banda lateral única. La intensidad de la primera onda de bombeo se moduló a una frecuencia baja \({f}_{1}\) = 2π × 50 kHz. La bomba fue amplificada por un EDFA a 500 mW de potencia y aplicada a la fibra bajo prueba a lo largo del eje rápido a través de un divisor de haz de polarización. La segunda onda de bombeo fue compensada espectralmente por un desplazamiento variable \({\varOmega }_{{IF}}+\varOmega\) utilizando un segundo modulador de banda lateral única, modulado en intensidad a la frecuencia \({f}_{2}\ ) = 2π × 40 kHz, amplificado a 500 mW de potencia y lanzado a lo largo del eje lento de la fibra bajo prueba. En el otro extremo de la fibra, la onda de bombeo del eje lento fue detectada por un fotorreceptor. El acoplamiento directo de Brillouin entre las ondas de bombeo se cuantificó mediante el control de la señal detectada en la diferencia de frecuencia \({f}_{1}-{f}_{2}\)33.

PBS: separador de frijol de polarización; EOM: modulador de amplitud electroóptico; SSB: modulador de banda lateral única; EDFA: amplificador de fibra dopada con erbio.

Los niveles de potencia de entrada de las ondas ópticas que participan en SBS directa intermodal se indican como \({P}_{x,y}\left(t\right)={\bar{P}}_{x,y} \left[1+{\beta }_{1,2}{{\cos }}\left({f}_{1,2}t\right)\right]\) (ver también la subsección anterior). Aquí \({\beta }_{1,2}\) representan las profundidades de modulación conocidas de los dos campos y \(t\) denota el tiempo. La potencia de salida del campo del eje lento se modula a la frecuencia de diferencia \({f}_{1}-{f}_{2}\) debido al SBS directo, con una profundidad de modulación de:

Aquí \(L\) es la longitud de la fibra PM. El amplificador lock-in detecta la modulación a la frecuencia \({f}_{1}-{f}_{2}\) y se registra su amplitud \({V}_{{out}}\) .

El coeficiente no lineal de SBS directo intermodal se estima utilizando el siguiente protocolo. Una onda de entrada de potencia media \({\bar{P}}_{x}\) se modula a la frecuencia \({f}_{1}-{f}_{2}\) usando una señal de magnitud controlable \(V\) y un modulador con \({V}_{\pi }\) precalibrado. La onda óptica modulada es detectada y monitoreada. Se varía el voltaje \(V\) hasta que la lectura del detector coincida con el valor anterior \({V}_{{out}}\) de la medición directa de SBS. Denotamos ese voltaje de modulación como \({V}_{{ref}}\). Como la profundidad de modulación coincide con la del experimento SBS directo, podemos encontrar18:

Aquí \({J}_{1}\) es la función de Bessel de primer orden del primer tipo, y \({V}_{{ref}}\ll {V}_{\pi }\). La ecuación (5) conduce a:

Los modos acústicos guiados de las fibras PM se resolvieron mediante el análisis numérico de la ecuación de ondas elásticas34:

Aquí \(x,y\) son coordenadas transversales, \({v}_{L,S}\left(x,y\right)\) representan velocidades acústicas de ondas de dilatación y de corte, y \({\mathop{ {{{{{\boldsymbol{u}}}}}}}\limits^{ \rightharpoonup }}_{m}\left(x,y\right)\) representa el perfil transversal normalizado del desplazamiento de material en acústica modo \(m\). Los parámetros de la sílice fueron35: \({v}_{L}\) = 5996 m × s−1, \({v}_{S}\) = 3740 m × s−1, diámetro exterior de 125,5 μm, y densidad \(\rho\) = 2200 kg × m−3. Los parámetros de las varillas de tensión de sílice dopadas con B2O3 fueron36: \({v}_{L}\) = 4895 m × s−1, \({v}_{S}\) = 4100 m × s−1, y \(\rho\) = 2080 kg × m−3. Los radios de las varillas eran de 17,25 μm, y sus centros estaban ubicados a ±27,5 μm del eje de la fibra. El diámetro del campo del modo óptico fue de 10,4 μm.

Las tasas de descomposición acústica en diferentes medios se aproximaron como: \(\varGamma\left(\varOmega\right)={varGamma}_{0}+{varGamma}_{2}{\varOmega}^{2}\) 37. Los coeficientes \({\varGamma}_{0.2}\) se ajustaron a partir del experimento. Para la sílice encontramos: \({\varGamma }_{0}\) = 1,25 × 106 rad × Hz, \({\varGamma }_{2}\) = 1,6 × 10−12 rad−1 × Hz−1 , y para las varillas de tensión: \({\varGamma }_{0}\) = 7,25 × 106 rad×Hz y \({\varGamma }_{2}\) = 1,6 × 10−12 rad−1 × Hz −1 Los anchos de línea modales se estimaron en función del confinamiento relativo de la energía acústica:

Aquí \(\rho \left(x,y\right)\) es la densidad local.

Los datos de origen subyacentes a las figuras 1c, 3, 4b–d, 5, 6 y 7 se proporcionan como un archivo de datos de origen. https://figshare.com/articles/dataset/Data_Fig_A_Forward_Brillouin_Fibre_Laser_csv/19927028.

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Esta investigación fue apoyada en parte por el Ministerio de Ciencia y Tecnología de Israel, Grant no. 61047. Gil Bashan cuenta con el apoyo del Programa de Becas Adams de la Academia de Ciencias y Humanidades de Israel. Hilel Hagai Diamandi agradece a la Fundación Azrieli por la concesión de una Beca Azrieli.

Facultad de Ingeniería e Instituto de Nanotecnología y Materiales Avanzados, Universidad Bar-Ilan, Ramat-Gan, 5290002, Israel

Gil Bashan, H. Hagai Diamandi, Elad Zehavi, Kavita Sharma, Yosef London y Avi Zadok

Actualmente en el Departamento de Ciencias de la Computación y Matemáticas Aplicadas, Instituto de Ciencias Weizmann, Rehovot, 7610001, Israel

H. Hagai bañado

Actualmente con la División de Física Aplicada, Soreq NRC, Yavne, 81800, Israel

yosef londres

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GB propuso la idea e inició el proyecto. GB, HHD, YL y AZ realizaron análisis matemáticos. GB, HHD e YL realizaron cálculos numéricos. GB, HHD, KS, YL y AZ diseñaron el montaje experimental. GB, HHD, EZ y KS recopilaron datos experimentales. GB, HHD y EZ analizaron datos experimentales. AZ escribió el borrador del manuscrito. Todos los autores comentaron el borrador del manuscrito. AZ manejó el proyecto.

Correspondencia a Avi Zadok.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature Communications agradece a los revisores anónimos por su contribución a la revisión por pares de este trabajo. Los informes de revisión por pares están disponibles.

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Bashan, G., Diamandi, HH, Zehavi, E. et al. Un láser de fibra Brillouin hacia adelante. Nat Comun 13, 3554 (2022). https://doi.org/10.1038/s41467-022-31246-y

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Recibido: 10 de marzo de 2022

Aceptado: 10 junio 2022

Publicado: 21 junio 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41467-022-31246-y

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