Sintonización espectral no lineal de láser de fibra pulsada con amplificador óptico semiconductor

Scientific Reports volumen 12, Número de artículo: 13799 (2022) Citar este artículo

1442 Accesos

1 Altmetric

Detalles de métricas

Examinamos las propiedades espectrales de la radiación en los láseres de fibra pulsada utilizando el amplificador óptico semiconductor (SOA) como medio de ganancia. La compleja dinámica de la luz que resulta de la interacción entre los efectos de propagación de la fibra en la cavidad, los efectos no lineales en la SOA y el filtrado espectral, desplazan la radiación generada desde la longitud de onda central del filtro. La longitud de onda resultante de la radiación de salida depende de la potencia de la bomba SOA y del ancho de banda del filtro intracavitario. Esto ofrece la posibilidad de una sintonizabilidad espectral de los pulsos generados a través de dinámicas no lineales en lugar del uso convencional de un filtro sintonizable.

Las propiedades de una gama de láseres modernos están definidas por la dinámica de luz no trivial introducida por los efectos no lineales en el resonador. La no linealidad puede distribuirse a lo largo de la cavidad (p. ej., efecto Kerr o rotación de polarización no lineal en la fibra óptica) o producirse por una acción puntual de algunos elementos (p. ej., absorbente saturable o amplificador no lineal con una escala pequeña en comparación con la longitud del resonador). ). Los efectos no lineales, aunque no son fáciles de controlar, pueden ofrecer grandes posibilidades para desarrollar una variedad de nuevas fuentes de láser1,2,3,4,5,6,7,8,9,10,11.

SOA es un dispositivo óptico práctico bien establecido con numerosas propiedades atractivas que incluyen tamaño compacto, amplio ancho de banda de ganancia y la posibilidad de modulación de ganancia directa mediante el control de la corriente de inyección. Las SOA son importantes en una amplia gama de aplicaciones, incluido el procesamiento de señales ópticas12, la multiplexación por división de longitud de onda (WDM), la multiplexación por división de tiempo óptica (OTDM)13, la conmutación de longitud de onda14, la recuperación de reloj óptico15,16, el muestreo óptico de alta tasa de bits y bajo nivel de ruido17 y otros.

Además, SOA también es prometedor para aplicaciones más allá de las comunicaciones ópticas tradicionales y los láseres de semiconductores. Por ejemplo, se puede utilizar como medio de ganancia en láseres de fibra en lugar de fibras activas dopadas con tierras raras. Hasta donde sabemos, las primeras publicaciones sobre láseres basados ​​en SOA comenzaron a aparecer a finales de los años 7018,19,20,21,22,23,24,25. Matsumoto y Kumabe18 han demostrado los láseres de anillo AlGaAs-GaAs con diferentes estructuras de guía de ondas tridimensionales, incluido el tipo pastillero y el tipo circular. En los trabajos pioneros se han estudiado láseres de cavidad compuesta de fibra óptica, láseres de anillo de fibra óptica semiconductora que incluyen láseres de bloqueo de modo19,20,21,22. La teoría del ancho de línea de un láser de anillo de fibra óptica de semiconductor se desarrolló en 26 mediante el uso de ecuaciones de velocidad acopladas para la cavidad activa y pasiva. Los láseres de modo bloqueado basados ​​en SOA pueden generar pulsos ultracortos del orden de cientos de femtosegundos27. El bloqueo de modo se logró mediante una inyección de datos óptica externa sin retorno a cero. En el láser de fibra de cavidad anular se generaron 28 pulsos ópticos de subpicosegundos, donde la evolución de polarización no lineal en SOA sirvió como mecanismo de bloqueo de modo. En 29 se presenta un láser de modo bloqueado con una cavidad anular que genera pulsos que pueden comprimirse hasta 274 fs en un compresor externo. Heche et al. demostró la posibilidad de generar pulsos con una duración de pulso de hasta 300 fs a 1550 nm en el láser de anillo semiconductor de modo bloqueado30. El esquema incluye SOA y un absorbedor saturable basado en la tecnología InP/InGaAsP, así como componentes pasivos que proporcionan dispersión de frecuencia. Nyushkov et al. láser de fibra demostrado, modo bloqueado mediante modulación SOA con pulsos de corriente de inyección y forma controlable de generación de pulsos de luz31,32. Los láseres de fibra basados ​​en SOA de figura de ocho se investigaron en 33,34. Se observó en34 que la tasa de repetición del pulso depende de la corriente de inyección de la SOA casi linealmente y puede variar en un amplio rango de 30 MHz a 12,02 GHz. En 33 se demostró un láser autoencendido pasivamente bloqueado en modo armónico que produce un tren de pulsos con casi la mitad del ciclo de trabajo a una tasa de repetición de 1,7 GHz. Una combinación de fibra resonadora con SOA para generar radiación pulsada también ofrece una interesante posibilidad de diseñar sistemas basados ​​en dinámicas no lineales de la luz.

Recientemente, demostramos tanto numérica como experimentalmente35 que las propiedades no lineales de una SOA se pueden usar para cambiar la longitud de onda central de los pulsos de entrada a una parte azul del espectro, lo opuesto al conocido desplazamiento al rojo inducido por Raman36,37. En este trabajo examinamos los cambios espectrales no lineales (desde la longitud de onda central de un filtro en la cavidad) de los pulsos generados en un sistema de láser de fibra usando SOA. En el láser de fibra basado en SOA considerado, SOA desempeña el papel tanto de elemento de ganancia como de transformador de pulso no lineal. Determinamos numéricamente los parámetros de la cavidad que conducen a una generación de un solo pulso y analizamos la dependencia de la sintonizabilidad espectral alrededor de la longitud de onda central del filtro en el ancho de banda del filtro, la dispersión de la cavidad y la ganancia de SOA.

La Figura 1 muestra la representación esquemática de la configuración del láser de fibra que estamos estudiando. La cavidad del láser se compone de fibra compensadora de dispersión que mantiene la polarización (PM DCF), fibra monomodo que mantiene la polarización (PM SMF), un amplificador óptico semiconductor (SOA), un elemento absorbente saturable (SA), un acoplador de salida y un filtro espectral con longitud de onda central de 1550 nm. La longitud de SMF fue un parámetro de optimización que nos permite variar la dispersión de la cavidad de normal a anómala para cambiar los regímenes de propagación del pulso. El ancho de banda del filtro también se consideró como un parámetro de optimización, mientras que los parámetros de SOA y absorbedor saturable fueron fijos.

Esquemas de una configuración de láser de fibra basada en SOA.

La propagación de pulsos a lo largo de los tramos de fibra se rige por la ecuación de Schr\(\ddot{o}\)dinger no lineal estándar (NLSE) con el término de pérdida, todos los detalles del modelado numérico para todos los elementos de la cavidad, incluidos DCF, SMF, SOA y el saturable. absorbedor se dan en la sección "Métodos". Primero consideramos un modelo simplificado que no incluye la dependencia de ganancia de la longitud de onda, ya que el ancho de espectro de los pulsos láser es mucho más pequeño que el ancho de banda de ganancia típico de SOA. Partimos de este modelo para demostrar los efectos clave y consideraremos el impacto del perfil de ganancia espectral en la formación de pulsos en la sección separada. Un acoplador de salida, colocado después del filtro gaussiano, toma el 50% de la potencia de radiación de la cavidad.

En primer lugar, recordamos las características clave del láser de fibra basado en SOA sin filtrado espectral de la radiación. Cuando eliminamos el filtro espectral gaussiano de la cavidad del láser, también es posible encontrar condiciones para la generación de un solo pulso. Definimos que la generación de un solo pulso se establece cuando una variación relativa de la energía del pulso, la potencia máxima y el ancho del pulso no supera el 0,1 % durante los 20 viajes de ida y vuelta anteriores. La dispersión acumulativa de la cavidad varió en el rango de 0,5 a -0,5 ps\(^2\) a través del correspondiente alargamiento SMF de 0 a 50 metros, mientras que la pieza de DCF se fijó en 5 metros.

Se observó que en el caso de una dispersión anómala de la cavidad \(\beta _2^{cum} < 0\) los parámetros de pulso mencionados anteriormente pueden estabilizarse. Sin embargo, la frecuencia central del pulso se desplaza continuamente hacia el lado azul del espectro debido al chirrido negativo adquirido en la cavidad de dispersión anómala (Fig. 2a,b)35. La forma de la distribución de potencia espectral del pulso no cambia durante este desplazamiento espectral continuo. El pulso se acelera en el dominio del tiempo con la propagación (Fig. 2b) y con su posición temporal cambiando constantemente. Tenga en cuenta que se estudió una dinámica de solitón similar en una transmisión de fibra de larga distancia con amplificadores de semiconductores38,39,40.

La evolución del pulso observada con un cambio de longitud de onda continuo e ilimitado se debe al modelo simplificado que asume un ancho de banda de ganancia infinito. Por lo tanto, un modelo más realista debería tener en cuenta un ancho de banda de ganancia finito o estabilizar este cambio espectral continuo mediante filtrado espectral. En la siguiente sección, se agrega un filtro gaussiano a la cavidad para estabilizar la generación de un solo pulso.

( a ) Forma del espectro intracavitario después de SOA representado en cada vigésimo viaje de ida y vuelta de la cavidad. La línea negra muestra el espectro inicial. ( b ) Evolución de la posición de potencia máxima y la longitud de onda central del pulso de salida durante los primeros 200 viajes de ida y vuelta. Aquí la cavidad láser incluye 5 metros de DCF y 35 metros de SMF. No se utiliza ningún filtro espectral.

En la sección anterior, hemos observado que un pulso generado en el láser de fibra basado en SOA (sin filtro espectral) cambia continuamente su posición temporal y longitud de onda central a la salida de la cavidad. Además, se puede ver que en el conjunto considerado de parámetros del sistema, un pulso generado demuestra un desplazamiento espectral continuo hacia el azul. Esta dinámica de deslizamiento espectral se puede estabilizar mediante un filtro. Sin pérdida de generalidad, consideramos un filtro de forma gaussiana con el ancho de banda variable colocado después de SOA. La longitud de onda central del filtro estaba en 1550 nm, el ancho de banda varió de 2 a 50 nanómetros.

Se ve que el filtrado espectral conduce a la estabilización del espectro del pulso y la forma temporal (Fig. 3a, b). Tenga en cuenta que tanto el espectro de pulsos como la forma temporal son asimétricos debido a la respuesta transitoria de SOA. El régimen de generación de un solo pulso converge a un estado estable después de aproximadamente 40-50 viajes de ida y vuelta a la cavidad. La Figura 3c muestra la convergencia de la diferencia de energía relativa calculada sobre los dos viajes de ida y vuelta consecutivos \(\Delta E/E = |E_{i+1}-E_{i}|/E_{i} \xrightarrow [i \rightarrow \infty ]{} 0\), donde i es el número de ida y vuelta.

Evolución de la potencia de pulso (a) y la densidad espectral de potencia (b) con viajes de ida y vuelta en láser de fibra basado en SOA con filtro gaussiano de 34 nm. ( c ) Convergencia de la variación de energía del pulso de salida a cero durante los primeros 100 viajes de ida y vuelta a la cavidad.

La evolución intracavitaria del pulso, que se muestra en la Fig. 4, tiene varios rasgos característicos. Se ve que la velocidad del grupo de pulsos se alterna a lo largo del resonador. La velocidad del grupo cambia de signo moviéndose de DCF a SMF debido al chirrido de frecuencia no lineal adquirido después de la amplificación (Fig. 4a). El cambio temporal sintonizable de los pulsos chirriados en el sistema basado en SOA se demostró y estudió previamente en41. Al mismo tiempo, la longitud de onda central de la densidad de potencia espectral (Fig. 4b) no cambia a lo largo de las secciones de fibra.

Evolución de la potencia de pulso (a) y la densidad espectral de potencia (b) a lo largo de las secciones de fibra.

En la Fig. 5 se muestra un mapa de los regímenes de pulso único de estado estacionario. Aquí, el ancho de banda del filtro y la dispersión acumulativa de la cavidad se consideran parámetros variables. La energía (Fig. 5a) y la longitud de onda central (Fig. 5b) de los pulsos de salida se representan en color. Podemos concluir que la dispersión de cavidad anómala ofrece más flexibilidad para la generación de un solo pulso. Se ve que en el caso de una dispersión de cavidad anómala, la longitud de onda central del pulso láser de salida cambia de la parte roja a la azul del espectro con un aumento en el ancho de banda del filtro espectral. Cuando la dispersión de la cavidad es normal (positiva), también es posible la generación de un solo pulso, sin embargo, en un área relativamente pequeña y bajo la condición de un fuerte filtrado espectral. A continuación, consideramos el caso de la dispersión anómala con más detalle, ya que permite la generación estable y el control de la longitud de onda del pulso de salida.

Energía del pulso de salida (a) y longitud de onda central (b) como funciones del ancho de banda del filtro y la dispersión acumulada de la cavidad.

La figura 6a muestra cómo las principales características del pulso (energía, ancho de banda espectral, duración temporal y longitud de onda central) dependen del ancho del filtro en una dispersión de cavidad fija. Aquí, la dispersión de la cavidad es \(\beta _2^{cum} = - 0.18\) ps\(^2\) (SMF de 35 metros de largo). Los círculos vacíos representan las características del pulso de salida en la cavidad sin el filtro espectral. La longitud de onda central del pulso cambia de -13 a 6 nanómetros en relación con la longitud de onda central del filtro. Por ejemplo, un filtro de 50 nm da como resultado un desplazamiento espectral azul de 13 nm. Cuanto mayor sea el ancho de banda del filtro, más fuerte será el cambio espectral.

Dependencia de energía, duración, ancho de banda y cambio espectral del pulso intracavitario en: (a) el ancho de banda del filtro (la dispersión de la cavidad es \(\beta _2^{cum} = - 0.18\) ps\(^2\)); y en (b) la dispersión acumulada (el ancho de banda del filtro es de 45 nm). Los círculos vacíos corresponden a la cavidad del láser sin filtro.

La Figura 6b demuestra cómo la dispersión de la cavidad afecta los parámetros del pulso generado. Aquí, el ancho de banda del filtro es fijo e igual a 45 nm. Como era de esperar, la duración del pulso disminuye a medida que la dispersión se inclina hacia cero. El ancho de banda del pulso aumenta en consecuencia. Se ve que un desplazamiento hacia el azul de la longitud de onda del pulso central cambia a rojo en la región de pequeña dispersión anómala. El punto con el máximo desplazamiento al rojo de 28 nm corresponde a la cavidad del láser que consta de DCF de 5 metros de largo y SMF de 27 metros de largo.

Las formas espectrales y temporales de los pulsos generados correspondientes a diferentes anchos de banda de filtro en la dispersión de cavidad fija se muestran en la Fig. 7a, b. La densidad espectral de potencia de pulso y la potencia para dispersión variable (con el ancho de banda de filtro fijo) se presentan en la Fig. 7c, d.

Distribución de potencia temporal (a) y densidad de potencia espectral (b) de los pulsos láser, correspondientes a filtros espectrales con ancho de banda variable (de 2 a 50 nm) y longitud de onda central fija de 1550 nm (línea discontinua gris). Distribución de potencia temporal (c) y densidad de potencia espectral (d) de los pulsos de láser correspondientes a la variación de la dispersión acumulada de la cavidad del láser (de -0,04 a -0,4 ps\(^{2}\)). La línea gris muestra el filtro espectral gaussiano (45 nm) centrado en 1550 nm.

El ancho de banda de las SOA estándar puede estar en un amplio rango a partir de 5 THz (40 nm)42. Las estructuras SOA recientemente desarrolladas basadas en puntos cuánticos (QD-SOA) permitieron expandir significativamente el espectro de ganancia hasta 90-120 nm43,44. Además, in45 se ha propuesto QD-SOA procesada en solución de InGaAs/AlAs utilizando una estructura cuántica superpuesta para el desarrollo de SOA de banda ultraancha. Cambiar el número de grupos de puntos cuánticos hizo posible aumentar el ancho de banda hasta 1,02 μm.

Arriba hemos considerado el láser de fibra basado en SOA con ancho de banda de ganancia infinita. En esta sección, verificamos la validez de estos resultados examinando un caso más realista que tiene en cuenta la limitación del ancho de banda de ganancia. El perfil de ganancia utilizado en las simulaciones tiene una forma Lorentziana46 con un ancho de 200 nm a la mitad del máximo y una longitud de onda central de 1550 nm. La configuración del láser utilizada en las simulaciones es la misma que en las secciones anteriores. El ancho de banda del filtro y la dispersión acumulativa de la cavidad también se consideran parámetros variables. La dependencia de la longitud de onda central del pulso de salida en la dispersión y el ancho de banda del filtro se muestra en la Fig. 8. La Figura 8a muestra cómo el cambio espectral del pulso de salida, calculado en un filtro de 45 nm, cambia para el ancho de banda de ganancia finita en comparación con el caso de ganancia infinita (vacío). los círculos corresponden a la ganancia infinita). Se puede ver que un desplazamiento hacia el azul se vuelve un 20% más pequeño para un filtro gaussiano fijo de 45 nm, mientras que un desplazamiento hacia el rojo permanece prácticamente sin cambios. Además, el mapa completo de los regímenes de estado estable, que se muestra en la Fig. 8b, se parece al caso del ancho de banda de ganancia infinita (Fig. 5b). El mayor desplazamiento obtenido en las simulaciones es de 20 nm hacia la parte azul del espectro y de 28 nm hacia la parte roja.

(a) Desplazamiento de la longitud de onda del pulso generado desde la longitud de onda central del filtro óptico para variar la dispersión acumulativa (aquí el ancho de banda del filtro es de 45 nm). Los círculos vacíos corresponden al láser con el ancho de banda de ganancia infinita. (b) Longitud de onda del pulso de salida en función del ancho de banda del filtro y la dispersión acumulada de la cavidad.

Por lo tanto, cuando se tiene en cuenta el ancho de banda de ganancia de 200 nm en el modelo numérico, la dinámica del pulso no lineal no cambia significativamente, mientras que el rango de sintonización espectral se vuelve un 20 % más pequeño. Es importante tener en cuenta el ancho de banda de ganancia con mayor precisión cuando el rango de sintonización espectral está cerca del ancho de banda de ganancia.

En muchos láseres, una frecuencia central del filtro óptico de paso de banda define la posición espectral del pico de la densidad de potencia espectral de la radiación generada. Como observamos en secciones anteriores, la longitud de onda central de los pulsos generados en el sistema láser considerado está definida no solo por la posición espectral de un filtro óptico, sino también por la dinámica no lineal de la radiación en la cavidad. La longitud de onda central de los pulsos se puede desplazar cambiando la dispersión de la cavidad o el ancho de banda del filtro. Aunque es interesante la posibilidad de sintonizar la longitud de onda central de la radiación cambiando los parámetros de la cavidad que afectan la dinámica de la luz no lineal, el ajuste flexible de la dispersión o el ancho de banda del filtro no es tan sencillo y fácil de implementar de manera eficiente. Por lo tanto, en esta sección exploramos una oportunidad más práctica de controlar la longitud de onda central del pulso de salida variando la potencia de la bomba SOA (o en términos de nuestro modelo cambiando el parámetro de ganancia de pequeña señal \(h_0\)). Variamos la pequeña ganancia de señal \(h_0\) en el rango de 15 a 30 dB, para tres valores de la dispersión acumulada (\(\beta _2^{cum} = -0.017, -0.18, -0.48\) ps\ (^2\)) y observe las propiedades espectrales de la generación de pulso resultante. Aquí, los parámetros del filtro gaussiano se fijan con la longitud de onda central de 1550 nm y un ancho de banda de 40 nm.

La Figura 9 muestra los perfiles espectral (izquierda) y temporal (derecha) de los pulsos de estado estable correspondientes a: \(\beta _2^{cum} = -0.017\) ps\(^2\) (a), \( \beta _2^{cum} = -0,18\) ps\(^2\) (b) y \(\beta _2^{cum} = -0,48\) ps\(^2\) (c). Cuando la dispersión acumulada es pequeña y cercana a cero (\(\beta _2^{cum} = -0.017\) ps\(^2\)), la generación pulsada estable en el láser ocurre en \(h_0 \ge 25\) dB. La variación de la ganancia de señal pequeña (potencia de bombeo) no provoca grandes cambios en la posición del espectro. El pico del espectro se desplaza hacia el rojo en relación con la longitud de onda central del filtro (1550 nm) en aproximadamente 28 nm en el punto de máximo desplazamiento.

Perfiles espectral (izquierda) y temporal (derecha) de los pulsos de estado estacionario para dispersión de cavidad diferente y ganancia de señal pequeña (marcados en las figuras): (a) \(\beta _2^{cum} = -0.017\) ps \(^2\), (b) \(\beta _2^{cum} = -0.18\) ps\(^2\), (c) \(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps \(^2\). ( d ) Desplazamiento espectral del pulso generado desde la longitud de onda central del filtro óptico para variar el parámetro de ganancia de pequeña señal \(h_0\).

En el caso de \(\beta _2^{cum} = -0.18\) ps\(^2\), la generación de pulsos comienza desde \(h_0=22\) dB. Observamos cambios espectrales (nuevamente, en relación con 1550 nm) desde 4 nm a la región de longitud de onda larga en \(h_0=22\) dB y hasta 11,5 nm a la región de longitud de onda corta en \(h_0 = 30\) dB . Así, el cambio de la potencia de la bomba permite variar la longitud de onda central de los pulsos generados en el rango de unos 15 nm en este caso, implementando desplazamientos tanto al rojo como al azul con respecto a la longitud de onda central del filtro. En el tercer caso, consideramos una dispersión de cavidad acumulada suficientemente grande de \(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps\(^2\). El umbral de generación en este caso es \(h_0 = 23\) dB. Observamos en este caso cambios espectrales al azul (desde 1550 nm) que van desde 3 nm a \(h_0 = 23\) dB a 25 nm a \(h_0 = 30\) dB, ofreciendo una capacidad de ajuste general de alrededor de 20 nm. Tenga en cuenta que en el caso de \(\beta _2^{cum} = -0.48\) ps\(^2\) el aumento de la potencia de la bomba conduce a una disminución de la energía del pulso debido a las pérdidas inducidas por el filtrado espectral. Está claro que al optimizar aún más los parámetros de la cavidad o usar resonadores láser de diseño especial, podemos extender la capacidad de ajuste implementada de esta manera bastante práctica, al cambiar la corriente de conducción SOA.

Demostramos que los efectos no lineales en el láser de fibra con SOA ofrecen la posibilidad de sintonizar espectralmente los pulsos generados. La dinámica no lineal subyacente se basa en la interacción entre el ensanchamiento espectral del pulso inducido por la no linealidad de Kerr (modulación de fase propia) y la conversión de potencia a fase SOA inherente de la radiación modulada. Esta dinámica no lineal conduce a un cambio en la longitud de onda de los pulsos generados en relación con la longitud de onda central del filtro en la cavidad (1550 nm en el ejemplo considerado). El cambio espectral puede ser tanto hacia el lado rojo como hacia el azul del espectro, según el ancho de banda del filtro y la dispersión acumulativa de la cavidad. Lo más interesante es que demostramos que la longitud de onda del pulso generado se puede cambiar ajustando la potencia de la bomba SOA (ganancia de señal pequeña).

El modelado numérico de la dinámica de la luz dentro de la cavidad se implementó mediante un cálculo consecutivo de la evolución del campo en los elementos láser.

La propagación de pulsos a lo largo de los tramos de fibra se rige por la ecuación de Schr\(\ddot{o}\)dinger no lineal estándar (NLSE) con el término de pérdida:

donde A(z, t) es la amplitud de variación lenta de la envolvente del pulso, z es la coordenada de propagación, t es el tiempo, \(\beta _{2}\) es la dispersión de velocidad de grupo (GVD), \ (\gamma\) es el coeficiente de no linealidad de Kerr, y \(\alpha\) es el parámetro de pérdida de fibra. Los valores de los parámetros de la fibra: \(\beta _{2} = 127,5\) ps\(^{2}\)/km, \(\gamma = 4,66\) (W km)\(^{-1} \), \(\alpha = 0,4\) dB/km para el DCF, y \(\beta _{2} = -20\) ps\(^{2}\)/km, \(\gamma = 1,3 \) (W km)\(^{-1}\), \(\alpha = 0.18\) dB/km para la SMF.

El modelo convencional de SOA incluye modificaciones de la potencia P y fase \(\phi\) del campo óptico \(A= \sqrt{P}\, \exp ( i \phi )\) por la amplificación, y un diferencial ecuación para la ganancia dependiente del tiempo h(t)42:

donde \(P_{in/out}(t)\) es la potencia de entrada/salida, \(\phi _{in/out}(t)\) es la fase de entrada/salida de la señal óptica, \(\ alpha _{H}\) es el factor de mejora del ancho de línea, \(h_0\) es la ganancia integral de señal pequeña, \(T_{SOA}\) el tiempo de recuperación de ganancia, \(E_{sat}\) es una característica energía de saturación. Consideramos sin pérdida de generalidad los siguientes parámetros típicos: \(\alpha _H=4\), \(E_{sat}=6\) pJ, \(T_{SOA} = 200\) ps y \(h_0 = 27 \) dB para todos los modelos numéricos a continuación. Tenga en cuenta que este modelo no incluye la dependencia de ganancia de la longitud de onda, ya que el ancho de espectro de los pulsos láser es mucho más pequeño que el ancho de banda de ganancia SOA típico. Partimos de este modelo para demostrar los efectos clave y consideraremos el impacto del perfil de ganancia espectral en la formación de pulsos en una sección separada.

La respuesta no lineal del elemento absorbente saturable se modela mediante la ecuación general estándar:

donde \(\alpha _{0} = 0,36\) es la absorción saturable, \(\alpha _{ns} = 0,64\) es un parámetro de pérdida no saturable, \(P_{SA} = 10\) W es el poder de saturación.

Los conjuntos de datos utilizados y/o analizados durante el estudio actual están disponibles del autor correspondiente a pedido razonable.

Grelu, P. Dinámica de cavidad óptica no lineal: de microrresonadores a láseres de fibra (Wiley, EE. UU., 2015).

Google Académico

Ilday, FO, Buckley, JR, Clark, WG & Wise, FW Evolución autosimilar de pulsos parabólicos en un láser. física Rev. Lett. 92, 213902. https://doi.org/10.1103/PhysRevLett.92.213902 (2004).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Wise, F., Chong, A. & Renninger, W. Láseres de fibra de femtosegundos de alta energía basados ​​en la propagación de pulsos en dispersión normal. Fotónica láser Rev. 2, 58–73. https://doi.org/10.1002/lpor.200710041 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Oktem, B., Ülgüdür, C. e Ilday, F. Láser de fibra de similitud de soliton. Nat. Fotónica 4, 307–311 (2010).

Artículo CAS Google Académico

Slepneva, S. et al. Dinámica de láseres bloqueados en modo de dominio de Fourier. Optar. Expreso 21, 19240–19251. https://doi.org/10.1364/OE.21.019240 (2013).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Vladimirov, AG & Turaev, D. Modelo para bloqueo de modo pasivo en láseres semiconductores. física Rev. A 72, 033808 (2005).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Vladimirov, AG, Suchkov, S., Huyet, G. y Turitsyn, SK Modelo de ecuación diferencial de retardo para láseres de bloqueo de modo basado en espejos de bucle de amplificación y ópticos no lineales. física Rev. A 104, 033525. https://doi.org/10.1103/PhysRevA.104.033525 (2021).

Artículo ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Ribenek, VA, Stoliarov, DA, Korobko, DA y Fotiadi, AA Sintonización de la tasa de repetición de pulsos de un láser de fibra anular con bloqueo de modo armónico mediante inyección óptica resonante. Optar. Letón. 46, 5687–5690. https://doi.org/10.1364/OL.443042 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Mabed, M. et al. Análisis de aprendizaje automático de inestabilidades en láseres de pulso similares al ruido. Optar. Expreso 30, 15060–15072. https://doi.org/10.1364/OE.455945 (2022).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Turitsyn, SK, Bale, BG & Fedoruk, MP Solitones gestionados por dispersión en sistemas de fibra y láseres. física Rep. 521, 135–203. https://doi.org/10.1016/j.physrep.2012.09.004 (2012).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Krupa, K. et al. Autolimpieza de haz espacial en fibras multimodo. Nat. Fotónica 11, 237–241 (2017).

Artículo ADS CAS Google Académico

Schmidt, C. et al. Láseres semiconductores de modo bloqueado y sus aplicaciones para el procesamiento de señales ópticas. En Conf, Láseres y Electroóptica (1999).

Mielke, M., Delfyett, P. y Alphonse, G. 168 canales de 6 Gb/s (1 Tb/s agregado) de un láser semiconductor modelado de múltiples longitudes de onda, vol. 86 /DOIurl10.1109/ofc.2003.1247498 (2003).

Lee, KL & Shu, C. Fuente de pulso de longitud de onda de conmutación construida a partir de un láser de anillo de fibra SOA administrado por dispersión. Tecnología fotónica IEEE. Letón. 15, 513–515. https://doi.org/10.1109/LPT.2003.809315 (2003).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Mathason, BK & Delfyett, PJ Dinámica de bloqueo de inyección pulsada de sistemas láser semiconductores de cavidad externa con bloqueo de modo pasivo para recuperación de reloj totalmente óptico. J. Lightw. Tecnología 18, 1111 (2000).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Ohno, T., Sato, K., Shimizu, T., Furuta, T. & Ito, H. Recuperación de un reloj óptico de 40 GHz a partir de datos de 160 Gbit/s utilizando un láser semiconductor regenerativo modelado. Electrón. Letón. 39, 453–455. https://doi.org/10.1049/el:20030303 (2003).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Depriest, CM, Yilmaz, T., Braun, A., Abeles, J. & Delfyett, PJ Flujos de muestreo fotónico de alta calidad de un láser de anillo de diodo semiconductor. IEEE J. Electrón cuántico. 38(4), 380–389 (2002).

Artículo ADS CAS Google Académico

Matsumoto, N. & Kumabe, K. Láser de anillo semiconductor AlGaAs-GaAs. Jpn. Aplicación J. Phys.https://doi.org/10.1143/JJAP.16.1395 (1977).

Artículo Google Académico

Liu, PL, Eisenstein, G., Tucker, RS & Kaminow, IP Mediciones de fluctuaciones de intensidad de un láser de cavidad externa InGaAsP. aplicación física Letón. 44, 481–483. https://doi.org/10.1063/1.94825 (1984).

Artículo ADS CAS Google Académico

Silberberg, Y. et al. Bloqueo de modo pasivo de un láser de diodo semiconductor. Optar. Letón. 9, 507–509 (1984).

Artículo ADS CAS Google Académico

Eisenstein, G. et al. Bloqueo de modo activo de un láser InGaAsP de 1,55 μm en un resonador de fibra con un puerto de salida de fibra monomodo integrado. Electrón. Lett.https://doi.org/10.1049/el:19850122 (1985).

Artículo Google Académico

Jopson, RM et al. Un láser de anillo de fibra óptica semiconductora de 1,55 μm. aplicación física Lett.https://doi.org/10.1063/1.97023 (1986).

Artículo Google Académico

Patrick, D. Recuperación de reloj totalmente óptico de 20 Gbit/s utilizando no linealidad de semiconductores. Electrón. Letón. 30, 151–152 (1994).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Bird, D. Láser semiconductor de línea angosta usando rejilla de fibra. Electrón. Letón. 27, 1115-1116 (1991).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Tai, S. et al. Láser de anillo de fibra óptica semiconductora de ancho de línea espectral estrecho. aplicación física Letón. 49, 1328–1330. https://doi.org/10.1063/1.97367 (1986).

Artículo ADS CAS Google Académico

Jianping, Z. & Peida, Y. Una fórmula de ancho de línea para láseres de anillo de fibra óptica semiconductora. IEEE J. Electrón cuántico. 24, 1807–1810. https://doi.org/10.1109/3.7117 (1988).

Artículo Google Académico

Lin, GR et al. Compresión de solitones de 50 fs de pulso de reloj óptico recuperado de datos NRZ inyectados SOAFL. Optar. Express 18(9), 9525–9530 (2010).

Artículo ADS CAS Google Académico

Yang, X. et al. Bloqueo en modo de compresión de pulso aditivo de un láser de fibra de neodimio. Optar. Letón. 16(4), 244–246 (2004).

Google Académico

Resan, B. & Delfyett, PJ Láser de anillo bloqueado en modo semiconductor en modo de respiración administrado por dispersión: caracterización experimental y simulaciones numéricas. IEEE J. Electrón cuántico. 40, 214–221. https://doi.org/10.1109/JQE.2003.823029 (2004).

Artículo ADS CAS Google Académico

Heck, MJ, Bente, EA, Barbarin, Y., Lenstra, D. & Smit, MK Simulación y diseño de láseres de anillo de semiconductores integrados de modo bloqueado pasivo de femtosegundos que incluyen componentes integrados de modelado de pulso pasivo. IEEE J. Sel. Arriba. Electrón Cuántico. 12, 265–276. https://doi.org/10.1109/JSTQE.2006.872722 (2006).

Artículo ADS CAS Google Académico

Nyushkov, BN, Kobtsev, SM, Komarov, AK, Komarov, KP y Dmitriev, AK Modo láser de fibra SOA bloqueado por modulación de ganancia. J. Opt. Soc. Soy. B 35, 2582–2587. https://doi.org/10.1364/JOSAB.35.002582 (2018).

Artículo ADS CAS Google Académico

Nyushkov, BN, Kobtsev, SM, Ivanenko, AV & Smirnov, SV Generación de formas de onda ópticas programables en un láser de fibra SOA con ganancia modulada y bloqueo de modo. J. Opt. Soc. Soy. B 36, 3133–3138. https://doi.org/10.1364/JOSAB.36.003133 (2019).

Artículo ADS CAS Google Académico

Min, S.-S., Zhao, Y. y Fleming, S. Fuente de láser de 1,7 GHz en forma de ocho con arranque automático y ciclo de trabajo alto basado en amplificadores ópticos de semiconductores. Optar. Express 17(8), 6187–6193 (2009).

Artículo ADS CAS Google Académico

Chen, H.-R. et al. Bloqueo de modo armónico pasivo de 12 GHz en un láser de fibra basado en un amplificador óptico semiconductor de 1,06 μm con configuración de cavidad en forma de ocho. Optar. Letón. 38(6), 845–847 (2013).

Artículo ANUNCIOS Google Académico

Bednyakova, AE, Khudozhitkova, D., Kokhanovskiy, A. y Turitsyn, SK Desplazamiento al azul espectral no lineal en amplificadores ópticos semiconductores. Optar. Letón. 46, 4757–4760. https://doi.org/10.1364/OL.438870 (2021).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Mitschke, FM & Mollenauer, LF Descubrimiento del cambio de frecuencia propia del solitón. Optar. Letón. 11, 659–661. https://doi.org/10.1364/OL.11.000659 (1986).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Gordon, JP Teoría del cambio de frecuencia propia del solitón. Optar. Letón. 11, 662–664. https://doi.org/10.1364/OL.11.000662 (1986).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Mecozzi, A. Control de transmisión Soliton con amplificadores semiconductores. Optar. Letón. 20(15), 1616–1618 (1995).

Artículo ADS CAS Google Académico

Wabnitz, S. Estabilización de Soliton en transmisiones de fibra de larga distancia con amplificadores de semiconductores. Optar. Letón. 20(19), 1979–1981 (1995).

Artículo ADS CAS Google Académico

Turitsyn, SK Estabilidad de soliton en líneas de transmisión óptica utilizando amplificadores de semiconductores y absorbedores de saturación rápida. física Rev.E 54(4), R3125 (1996).

Artículo ADS CAS Google Académico

Pesala, B., Sedgwick, F., Uskov, AV y Chang-Hasnain, C. Luz lenta y rápida muy mejorada en amplificadores ópticos semiconductores de pulso chirrido: teoría y experimentos. Optar. Expreso 17, 2188–2197. https://doi.org/10.1364/OE.17.002188 (2009).

Artículo ADS CAS PubMed Google Scholar

Agrawal, G. & Olsson, N. Automodulación de fase y ampliación espectral de pulsos ópticos en amplificadores láser semiconductores. IEEE J. Electrón cuántico. 25(11), 2297–2306 (1989).

Artículo ADS CAS Google Académico

Akiyama, T. et al. Puntos cuánticos para amplificadores ópticos de semiconductores.

Tanaka, S., Uetake, A., Yamazaki, S., Ekawa, M. & Morito, K. GaInNAs-GaInAs MQW-SOA insensible a la polarización con figura de ruido baja y pequeña inclinación de ganancia sobre un ancho de banda de 90 nm (1510–1600 Nuevo Méjico). Tecnología fotónica IEEE. Letón. 20, 1311–1313. https://doi.org/10.1109/LPT.2008.926916 (2008).

Artículo ADS CAS Google Académico

Yousefabad, HG, Matloub, S. & Rostami, A. Ingeniería de ganancia óptica de banda ultraancha en QD-SOA procesada en solución basada en estructura cuántica superpuesta. ciencia Rep. https://doi.org/10.1038/s41598-019-49369-6 (2019).

Artículo PubMed PubMed Central Google Académico

Rostami, A., Baghban, H. y Maram, R. Amplificadores ópticos de semiconductores de nanoestructura (Springer, Berlín, Heidelberg, 2011).

Libro Google Académico

Descargar referencias

El trabajo de AEB y DK fue apoyado por la Russian Science Foundation (Subvención No. 21-42-04401). SKT agradece el apoyo al proyecto EPSRC TRANSNET. Nos gustaría agradecer a Andrew Ellis por sus útiles comentarios y debates.

Universidad Estatal de Novosibirsk, 1 Pirogova str., Novosibirsk, 630090, Rusia

Anastasia Bednyakova y Daria Khudozhitkova

Instituto Aston de Tecnologías Fotónicas, Universidad de Aston, Birmingham, B4 7ET, Reino Unido

sergei turitsyn

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

También puede buscar este autor en PubMed Google Scholar

AB y SKT concibieron el estudio. DK y AB realizaron el modelado numérico. AB, DK y SKT analizaron los resultados y escribieron el manuscrito. Todos los autores revisaron el manuscrito.

Correspondencia a Anastasia Bednyakova.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

Acceso abierto Este artículo tiene una licencia internacional Creative Commons Attribution 4.0, que permite el uso, el intercambio, la adaptación, la distribución y la reproducción en cualquier medio o formato, siempre que se otorgue el crédito correspondiente al autor o autores originales y a la fuente. proporcionar un enlace a la licencia Creative Commons e indicar si se realizaron cambios. Las imágenes u otro material de terceros en este artículo están incluidos en la licencia Creative Commons del artículo, a menos que se indique lo contrario en una línea de crédito al material. Si el material no está incluido en la licencia Creative Commons del artículo y su uso previsto no está permitido por la regulación legal o excede el uso permitido, deberá obtener el permiso directamente del titular de los derechos de autor. Para ver una copia de esta licencia, visite http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Reimpresiones y permisos

Bednyakova, A., Khudozhitkova, D. y Turitsyn, S. Sintonización espectral no lineal del láser de fibra pulsada con amplificador óptico semiconductor. Informe científico 12, 13799 (2022). https://doi.org/10.1038/s41598-022-17796-7

Descargar cita

Recibido: 01 julio 2022

Aceptado: 31 de julio de 2022

Publicado: 13 agosto 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41598-022-17796-7

Cualquier persona con la que compartas el siguiente enlace podrá leer este contenido:

Lo sentimos, un enlace para compartir no está disponible actualmente para este artículo.

Proporcionado por la iniciativa de intercambio de contenido Springer Nature SharedIt

Al enviar un comentario, acepta cumplir con nuestros Términos y Pautas de la comunidad. Si encuentra algo abusivo o que no cumple con nuestros términos o pautas, márquelo como inapropiado.