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PROYECTO FIN DE CARRERA DISEÑO, CONSTRUCCIÓN Y EVALUACIÓN DE UN LÁSER DE CAVIDAD EXTERNA CON LONGITUD DE ONDA DE EMISIÓN SINTONIZABLE MEMORIA 1/2 Autor: Daniel Lite de Toro Director: D. Asier Villafranca Velasco Ponente: D. Ignacio Garcés Gregorio Grupo de Tecnologías de la Comunicación Departamento de Ingeniería Electrónica y Comunicaciones Ingeniería de Telecomunicación Junio 2010 A mi familia DISEÑO, CONSTRUCCIÓN Y EVALUACIÓN DE UN LÁSER DE CAVIDAD EXTERNA CON LONGITUD DE ONDA DE EMISIÓN SINTONIZABLE RESUMEN El objetivo del proyecto es construir un láser de cavidad externa capaz de realizar la sintonización en longitud de onda para que pueda utilizarse en equipos de test y medida. Inicialmente, se estudian los fundamentos teóricos de los láseres sintonizables y más concretamente de los que utilizan la sintonización mediante rejillas de difracción así como de las técnicas que se aplicarán a nuestro láser para mejorar las prestaciones del mismo, lo cual representa la parte de innovación tecnológica. Posteriormente, se realiza la caracterización de cada uno de los componentes que forman nuestro sistema final: el chip de ganancia, la cavidad externa, el cristal resonador y el umbralizado de Brillouin. El objetivo de dicha caracterización es conocer con precisión el comportamiento aislado de los componentes y ver su dependencia de otros parámetros como la corriente o la temperatura. Una vez terminada la caracterización, se realiza el montaje completo del láser sintonizable en mesa óptica y se hace una evaluación de los resultados obtenidos con diferentes configuraciones, como son la Littrow y la Littman. Finalmente, se aplican nuevas técnicas al sistema diseñado, tales como el cristal resonador y el filtrado Brillouin realimentado, con el objetivo de mejorar las prestaciones de nuestro sistema y tener una señal filtrada monomodo con la mayor supresión modal posible. Índice Lista de acrónimos………………………………………………………………….9 1. Introducción……………………………………………………………………11 1.1. Motivación………………………………………………………….....11 1.2. Antecedentes………………………………………………………..…12 1.3. Objetivos………………………………………………..……………..13 1.4. Organización de la memoria…………………………………..………13 2. Fundamentos de láseres sintonizables……………………………………….. 15 2.1. El láser de cavidad externa…………..………………………………. 16 2.2. Rejillas de difracción…………………………………………………18 2.3. Estructuras de cavidad externa………………………………………. 20 2.3.1. Configuración Littrow…………………………………….. 20 2.3.2. Configuración Littman…………………………………… 21 2.3.3. Filtrado modal……………………………………………. 22 2.4. Manipulación posterior de la señal………………………………….. 23 3. Caracterización de los elementos del sistema……………………………….. 25 3.1. Caracterización del chip de ganancia………………………………... 26 3.2. Caracterización de la cavidad externa………………………………..31 3.3. Caracterización del cristal resonador………………………………... 39 3.4. Caracterización del umbralizado Brillouin………………………….. 42 4. Construcción y montaje del sistema…………………………………………. 47 4.1. Arquitectura del sistema…………………………………………….. 48 4.2. Montaje del sistema……………………………………………….. 50 4.3. Cavidad externa…………………………………………………… 50 4.3.1. Configuración Littrow…………………………………….. 52 4.3.2. Configuración Littman……………………………………. 55 4.4. Filtrado modal……………………………………………………….. 61 4.4.1. Cristal resonador………………………………………….. 61 4.4.2. Filtrado Brillouin realimentado…………………………… 61 4.5. Resultados y conclusiones…………………………………………... 64 5. Conclusiones………………………………………………………………....... 67 Anexo I. Hojas características………………………………………………….. 69 I.1. Chip de ganancia……………………………………………….69 I.2. Rejillas de difracción………………………………………….. 73 I.2.1. Rejilla de difracción de 600 líneas/mm……………... 75 I.2.2. Rejilla de difracción de 1200 líneas/mm……………. 75 I.3. Objetivo microscópico………………………………………... 76 I.4. Bosa…………………………………………………………… 77 Anexo II. Software monocromador…………………………………………….. 79 Bibliografía………………………………………………………………………. 83 Agradecimientos…………………………………………………………………. 85 9 Lista de acrónimos APL Aragon Photonic Labs. AR Anti-Reflection ASE Amplified Spontaneous Emission BOSA Brillouin Optical Spectrum Analyzer CW Continuous Wave ECL External Cavity Laser EDFA Erbium-Doped Fiber Amplifier FP Fabry-Perot FSR Free Spectral Range FWHM Full Width at Half Maximum GPIB General Purpose Instrumentation Bus GTF Photonics Technologies Group LASER Light Amplification by Stimulated Emission of Radiation LED Light Emitting Diode MEMS Microelectromechanical System NA Numerical Aperture OSA Optical Spectrum Analyzer RBW Resolution Bandwidth SAF Single-Angled-Facet SBS Stimulated Brillouin Scattering SMF Single Mode Filter SMSR Side-Mode Suppression Ratio SOA Save Operation Area TLS Tunable Laser Source TOYBA Optical Transmission and Broadband Technologies Group VBA Visual Basic for Applications VRC Viewing Region Card Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 16 2.1. Láser de cavidad externa El láser de cavidad externa sintonizable es una fuente óptica tecnológicamente desarrollada y disponible comercialmente. Comenzaremos la descripción del mismo justificando la necesidad de agregar una cavidad externa al diodo láser. El diodo láser es una estructura semiconductora Fabry-Perot (FP). Antes de que la luz del láser salga al exterior, ésta se encuentra dentro de una cavidad de una determinada longitud que nos permite tener ciertos modos o frecuencias posibles. Tenemos por tanto un medio de ganancia que tiene unas características de emisión fijas y que emite varios modos generados en su interior. El parámetro más interesante de la cavidad interna es la separación modal, que viene dada por la expresión 2.1:   =      [2.1] En la que c es la velocidad de la luz en la vacío,   es el índice de refracción y   es la longitud interna del medio de ganancia. La importancia de añadir una realimentación externa al mismo radica en la posibilidad de controlar los parámetros de emisión, es decir, conseguir sintonizar a la longitud de emisión deseada y reducir la anchura espectral de emisión de tal forma que el filtrado que se realiza es mucho más fino [1]. Por lo tanto podemos decir que la cavidad externa se utiliza con el doble objetivo de: • Conseguir sintonizabilidad. • Conseguir anchuras espectrales reducidas mediante realimentación filtrada. Una vez vista la necesidad de la cavidad externa, las posibles opciones para su sintonización son básicamente tres: rejilla de difracción, sistemas micro-electro-mecánicos conocidos por sus siglas “MEMS” [2] y filtros acustoópticos [3]. La alternativa de sintonización que vamos a desarrollar es la de rejilla de difracción. Este sistema es el más utilizado por la relativa facilidad de montaje del mismo, el bajo coste de sus componentes y por sus elevadas prestaciones. Los componentes que forman la cavidad externa utilizando la sintonización mediante rejilla de difracción son: lente de colimación, rejilla de difracción y en alguna configuración concreta se añade también un espejo óptico. La disposición de los elementos de la cavidad externa así como la trayectoria de los haces de luz se muestra en la figura 2.1. Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 17 Figura 2.1. Disposición de los elementos en la sintonización por rejilla de difracción El diodo láser es la fuente de luz cuyo ancho de banda se pretende reducir y sobre la cual se quiere sintonizar. El diodo sin cavidad externa presenta, típicamente, una gran divergencia angular en su haz. Con una lente de colimación buscamos que el haz converja para que la mayor parte de él sea transmitida a la cavidad. La rejilla de difracción es la encargada de realizar el filtrado en longitud de onda ya que le llega un único haz colimado y lo difracta, de tal forma que cada longitud de onda sale de la rejilla con un ángulo diferente [4]. Analizando la longitud de la cavidad externa, L, está definida entre la pared posterior del diodo láser y la rejilla de difracción. Una variación en la posición angular de la rejilla esto provoca un cambio en la longitud de onda que tenemos a la salida. Puesto que los modos que se forman son los propios de una cavidad Fabry-Perot, podemos calcular la separación de los modos generados en la cavidad externa (que no son los mismos que los generados en la cavidad interna) a partir de la expresión 2.2   =   (      ) [2.2] Donde   es la longitud de la cavidad externa (distancia entre el medio de ganancia y la rejilla),   es la longitud física del medio de ganancia,   es el índice de refracción y λ la longitud de onda seleccionada por la cavidad externa. Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 18 2.2. Rejillas de difracción Una vez conocidas las bases teóricas del láser de cavidad externa, pasamos a analizar en profundidad el elemento clave en la sintonización: la rejilla de difracción La rejilla de difracción es la encargada de realizar la sintonización, es decir, seleccionar una única longitud de onda de entre un conjunto de ellas que llegan a la rejilla a través de un haz de luz previamente colimado. Para entender cómo se realiza el proceso de difracción, recurrimos a la ecuación de las rejillas de difracción 2.3. "(sinѲ  + ()* + , )= - [2.3] En la que a es la distancia entre ranuras, Ѳ  es el ángulo del haz incidente, + , es el ángulo del haz difractado de orden m y m es el orden de difracción (m= 0, ±1, ±2, ±3, etc.) La explicación teórica de la ecuación de las rejillas de difracción es la siguiente: a su entrada tenemos un haz de luz (un punto de luz) y a su salida varios modos de emisión (m = 0, m= ± 1, m= ± 2,..), cada uno de los cuales sale con un ángulo diferente [5] y [6]. La representación de dicho fenómeno la podemos observar en la figura 2.2. a Figura 2.2. Representación de los diferentes modos de la rejilla de difracción De todos los modos emitidos por la rejilla cabe destacar dos: el de orden uno, m=1, que es el que regresa al medio de ganancia para ser retroalimentado y así crear la cavidad externa, y el de orden cero, m=0, que constituye el haz de salida. Estos modos están representados de forma esquemática en la figura 2.1. Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 19 Si nos centramos ahora en el orden cero, m = 0 podemos decir que es el más fácil de encontrar de forma práctica ya que si imponemos la condición m=0 en la ecuación 2.3 obtenemos que: "(sinѲ  + ()* + , )= 0 [2.4] "()* + , = −"sinѲ 0 [2.5] + , = − Ѳ  [2.6] Es decir, que en el orden cero se cumple que el ángulo del rayo difractado es igual que el ángulo del haz incidente y de signo contrario. Otro de los casos particulares que nos presenta la rejilla de difracción se produce cuando incidimos sobre la rejilla de forma perpendicular a la misma, es decir, cuando Ѳ  = 0. En dicho caso la ecuación de la rejilla queda reducida a la expresión 2.7: " ()* + , = - [2.7] Uno de los parámetros de la rejilla de difracción que resulta de interés es la dispersión angular D, cuya ecuación 2.8 nos da el paso por la misma y describe cuanto cambia el ángulo de difracción con las variaciones de la longitud de onda. 1 = 23 4 25 = ,  6783 4 = (8Ѳ   8 3 4 ) 5 6783 4 [2.8] Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 20 2.3. Estructuras de la cavidad externa 2.3.1. Configuración Littrow Los elementos que forman la configuración Littrow son los siguientes: medio de ganancia (que normalmente tiene un haz de salida divergente), una lente colimadora (que se encarga de focalizar el haz de luz) y la rejilla de difracción que consigue la sintonización en longitud de onda rotando su posición. La colocación de estos elementos la podemos observar en la figura 2.3, en la que se ha representado en verde la trayectoria que siguen los haces de luz en su recorrido [7]. Figura 2.3. Disposición de los elementos en la Configuración Littrow El método operativo que se sigue con esta configuración es el siguiente: el medio de ganancia emite un haz divergente, que pasa a estar colimado tras pasar por la lente y tras esto llega a la rejilla de difracción. En la rejilla la luz se difracta y se gira angularmente de tal forma que tengamos de vuelta hacia la lente el orden 1 de la difracción [8]. Tenemos por tanto un paso por rejilla, que es lo que provoca el filtrado del haz. La sintonización la conseguimos al girar angularmente la rejilla y quedarnos con la longitud de onda de vuelta hacia la entrada que nos interesa. En la configuración Littrow se cumple que los ángulos de incidencia y difracción son iguales (Ѳ  = + , ) y por tanto la ecuación de las rejillas de difracción correspondiente queda reducida a la expresión 2.9. 2" ()*Ѳ  =λ [2.9] Puesto que los ángulos de incidencia y difracción son iguales, la expresión para calcular la dispersión angular viene en la ecuación 2.10. 1 7; = 23 4 25 =  Ѳ  5 [2.10] Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 21 2.3.2. Configuración Littman Los elementos que forman la configuración Littman son básicamente los mismos que para la configuración Littrow añadiendo un espejo óptico. El esquema de dicha configuración lo podemos observar en la figura 2.3. Figura 2.3. Disposición de los elementos en la Configuración Littman. El método operativo de esta configuración se basa en un doble paso por la rejilla. Esto es posible gracias al espejo óptico que tiene como novedad esta configuración. A diferencia de la configuración Littrow que tomaba de vuelta el primer modo (m=1), en esta configuración ese modo se introduce en el espejo, se refleja en el mismo para incidir por segunda vez en la rejilla y la difracción que produce la rejilla de esa segunda vuelta es la que se manda hacia la entrada. El efecto de filtrado que se consigue con ese doble paso por rejilla es mucho mayor. Así como en la configuración Littrow teníamos la particularidad de que eran iguales los ángulos de incidencia y refracción, ahora no podemos decir lo mismo y tampoco se cumple ninguna particularidad especial por lo que el comportamiento de la misma se rige por la ecuación de las rejillas de difracción. Esto se debe a que al añadir el espejo, dependiendo de su colocación, el haz de vuelta cambiará con el movimiento del mismo, y puesto que ahora tenemos dos elementos de sintonización la trayectoria que lleva el haz no es fija. Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 22 2.3.3. Filtrado modal Hasta el momento se han dado las nociones teóricas para realizar el filtrado únicamente utilizando rejillas de difracción. Este tipo de filtrado no es suficiente para garantizar que a la salida tengamos una señal monomodo. Necesitamos mejorar de alguna forma la selectividad en longitud de onda y una forma de hacerlo es colocando un filtro en la cavidad que sea más selectivo que la rejilla, introduzca pocas pérdidas y sea fácilmente maleable para poder seguir realizando la sintonización de forma sencilla [9]. El filtro que estamos buscando se conoce como filtro modal. Figura 2.4. Esquema de la configuración Littrow en la que se utiliza el filtrado modal. Como podemos observar en la figura 2.4, el filtro modal dentro de la cavidad externa debe ser colocado inmediatamente después de la lente de colimación, ya que en ese punto todavía no se ha difractado el haz de luz. El filtro modal que cumple las especificaciones dadas anteriormente es un cristal resonador, el cual se coloca sobre un posicionador que permita variar su inclinación y, de esta forma, conseguir la sintonización. El principio de funcionamiento se basa en el hecho de que al colocar el filtro modal, parte de la señal se transmite y parte se refleja, de tal forma que se genera una nueva cavidad y aparecen interferencias constructivas y destructivas. Pues bien, se trata de ir variando la inclinación del cristal hasta que conseguimos una interferencia constructiva en la longitud de onda deseada fruto de la superposición de los diferentes haces existentes en la cavidad externa. La distancia entre los picos máximos se denomina Rango Espectral Libre, más conocido por sus siglas en inglés FSR (Free Spectral Range) y se puede calcular con la expresión 2.11. <=> = 5 2 (? 8@)A/ [2.11] En la que  es el índice de refracción del cristal resonador , d es el grosor del cristal y E es el ángulo existente entre el haz incidente y la normal de la superficie. Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 23 A parte del FSR, otro de los parámetros más utilizados que caracterizan a los filtros resonadores es la finura F , que viene dada por la expresión 2.12. < = GHI GJKL = M IA/ N?I [2.12] En la que FWHM es la anchura a mitad de altura y R es la reflectividad del cristal resonador. 2.4. Manipulación posterior de la señal Hasta el momento, se han estudiado las alternativas tecnológicas existentes, pero vamos a dar un paso más allá y, como hemos mencionado en el primer capítulo, la parte de innovación de este proyecto se centra en aplicar nuevas técnicas al láser sintonizable con el objetivo de mejorar sus prestaciones y en concreto mejorar la supresión modal. Una de las técnicas que se utilizará como mejora del parámetro de la supresión modal es el efecto Brillouin y por tanto es necesario establecer las bases teóricas del mismo. La emisión de Brillouin es un efecto no lineal con la potencia, es decir, no se produce una excitación electrónica en el interior de la fibra sino debido a la interacción con fonones [10]. Puede ser de dos tipos, espontánea (que surge por si sola en un carrete de fibra) y estimulada (que aparece como consecuencia de la realimentación del sistema). La emisión que nos interesa como objeto de estudio es la estimulada. El origen de la Emisión Estimulada de Brillouin (SBS) es el siguiente: un fotón de la onda incidente desaparece para dar lugar a un fotón de frecuencia inferior y un fonón con la energía y el momento adecuado. Por tanto tenemos que la onda Stokes (onda a la que se le transfiere la potencia) se propaga en el sentido opuesto a la onda incidente y cuyo umbral de potencia depende de la anchura espectral de la onda incidente. En la SBS, la ganancia es conocida como ganancia de Brillouin, O P , la cual tiene una anchura de aproximadamente 20 MHz y depende de la composición del núcleo de la fibra [11]. No obstante, cuando la anchura espectral de la onda incidente es superior a la anchura del espectro de ganancia, ésta se ve reducida según la expresión 2.13. O P = Q RSR Q RSR  Q  O P [2.13] En la que T HPH es la anchura espectral de la ganancia y T  es la anchura espectral de la onda incidente. El otro parámetro que caracteriza la SBS es la potencia umbral, que se puede aproximar por la expresión 2.14. U V,WX ≈ 21 [ \    ] S [2.14] Capítulo 2 Fundamentos de láseres sintonizables 24 En la que b=1, ^  es el área efectiva y   la longitud efectiva del carrete de fibra utilizado. Para calcular la potencia umbral se utilizan las expresiones 2.15. ^  = _ ` 7   = N?  abc @ O P = 4∗10 ?NN , J [2.15] Una vez conocidos los parámetros que gobiernan la SBS (la ganancia Brillouin y la potencia umbral), cabe destacar que para aumentar sus efectos podemos o reducir la anchura espectral de la onda incidente (aumentando así la ganancia de Brillouin) o superar la potencia umbral. Y una vez explicado el concepto teórico de la SBS, hay que decir que el objetivo es aprovechar este efecto no lineal para aumentar la capacidad de filtrado y por tanto aumentar la supresión modal de nuestro sistema final. Por tanto, al diseño de nuestro láser sintonizable hay que añadirle al final el bloque dedicado al efecto Brillouin. 25 III Caracterización de los elementos del sistema Este tercer capítulo se centra en la caracterización de todos los elementos que forman parte del sistema final, desde el chip de ganancia, pasando por la cavidad externa y terminando con el umbralizado Brillouin. El objetivo de dicha caracterización es analizar cada uno de ellos de forma independiente para conocer con precisión su comportamiento y prestaciones antes de pasar a realizar el montaje conjunto. Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 32 Figura 3.9. Foto del montaje real sobre mesa óptica para la caracterización de la cavidad externa. Una vez visto esto, pasamos a la parte de caracterización de la rejilla de difracción. Para ello necesitaremos, parte de los elementos básicos (como son objetivo y rejilla), una fuente, un circulador y un OSA. Como nos interesa ver la evolución del espectro y no el espectro del propio OSA, utilizaremos una fuente ancha, es decir un EDFA. El circulador nos permitirá visualizar de forma simultánea tanto la entrada como la salida. La rejilla de difracción que vamos a utilizar es una de 600 líneas/mm puesto que tiene gran eficiencia en las longitudes de onda en las que trabajamos. El esquema del montaje para la caracterización lo podemos ver en la figura 3.10. Figura 3.10. Esquema de montaje para la caracterización de la cavidad externa. Capítulo 3 3.2.1. Sintonización de la rejilla de difracción Partiendo de la base de que los elementos estén perfectamente alineados, la sintonización de la rejilla de difracción la conseguimos variando la posición angular de la misma y si observamos la evolución del espect ro obtenemos la gráfica de la figura 3.11. En esta gráfica vemos que sobre el espectro del EDFA que utilizamos en transmisión se superpone la señal sintonizada que proviene de la cavidad externa. Se puede apreciar como al ir girando la rejilla se va despla en el espectro la señal filtrada. Cada uno de los picos representa una posición diferente de la rejilla. Los números de la leyenda de esta figura 3.11, corresponden a la posición que tiene el monocromador en cada momento, los cuáles no corresponde Lo que si coincide es la variación en longitud de onda, es decir, que si variamos 5nm, el desplazamiento del espectro se produce en la misma medida. Figura 3.11. Sintonización de la rejilla de difracción. Llegados a este punto podemos decir que somos capaces de seleccionar la longitud de onda de salida con el simple movimiento angular de nuestra rejilla de difracción, es decir hemos sido capaces de realizar un filtro en longitud de onda. Vamos a estudiar más en profu características de dicho filtro. 3.2.2. Respuesta espectral del filtro Uno de los parámetros interesantes que podemos deducir es la respuesta espectral del filtro. Para calcularla basta con hacer la diferencia entre el espectro de entrada (e (señal sintonizada). H (dB) = Haciendo esto obtenemos el espectro de la figura 3.12. Caracterización de los elementos del sistema 33 Sintonización de la rejilla de difracción Partiendo de la base de que los elementos estén perfectamente alineados, la sintonización de la rejilla de difracción la conseguimos variando la posición angular de la misma y si observamos la ro obtenemos la gráfica de la figura 3.11. En esta gráfica vemos que sobre el espectro del EDFA que utilizamos en transmisión se superpone la señal sintonizada que proviene de la cavidad externa. Se puede apreciar como al ir girando la rejilla se va despla en el espectro la señal filtrada. Cada uno de los picos representa una posición diferente de la Los números de la leyenda de esta figura 3.11, corresponden a la posición que tiene el monocromador en cada momento, los cuáles no corresponde n con la longitud de onda filtrada. Lo que si coincide es la variación en longitud de onda, es decir, que si variamos 5nm, el desplazamiento del espectro se produce en la misma medida. Figura 3.11. Sintonización de la rejilla de difracción. este punto podemos decir que somos capaces de seleccionar la longitud de onda de salida con el simple movimiento angular de nuestra rejilla de difracción, es decir hemos sido capaces de realizar un filtro en longitud de onda. Vamos a estudiar más en profu características de dicho filtro. 3.2.2. Respuesta espectral del filtro Uno de los parámetros interesantes que podemos deducir es la respuesta espectral del filtro. Para calcularla basta con hacer la diferencia entre el espectro de entrada (e l del EDFA) y el de salida (señal sintonizada). H (dB) = H yz{ (dBm) – H 0w (dBm) Haciendo esto obtenemos el espectro de la figura 3.12. Caracterización de los elementos del sistema Partiendo de la base de que los elementos estén perfectamente alineados, la sintonización de la rejilla de difracción la conseguimos variando la posición angular de la misma y si observamos la ro obtenemos la gráfica de la figura 3.11. En esta gráfica vemos que sobre el espectro del EDFA que utilizamos en transmisión se superpone la señal sintonizada que proviene de la cavidad externa. Se puede apreciar como al ir girando la rejilla se va despla zando en el espectro la señal filtrada. Cada uno de los picos representa una posición diferente de la Los números de la leyenda de esta figura 3.11, corresponden a la posición que tiene el n con la longitud de onda filtrada. Lo que si coincide es la variación en longitud de onda, es decir, que si variamos 5nm, el este punto podemos decir que somos capaces de seleccionar la longitud de onda de salida con el simple movimiento angular de nuestra rejilla de difracción, es decir hemos sido capaces de realizar un filtro en longitud de onda. Vamos a estudiar más en profu ndidad las Uno de los parámetros interesantes que podemos deducir es la respuesta espectral del filtro. Para l del EDFA) y el de salida Capítulo 3 Figura 3.12. Respuesta espectral sin normalizar de la rejilla de de la cavidad externa. A priori el resultado obteni do es muy bueno, pero hay que enmarcarlo en cuanto a términos de pérdida de potencia y fondo de ruido, es decir hace falta normalizarlo. Si queremos obtener la respuesta del filtro normalizada tenemos que tener en cuenta: Señal emitida Y despejando obtenemos el término “filtro” que es el que nos interesa representar. evolución de los espectros desde la señal emitida a la señal medida en términos de pérdida de potencia tenemos la figura 3.13. Figura 3.13. Evolución espectra Caracterización de los elementos del sistema 34 Figura 3.12. Respuesta espectral sin normalizar de la rejilla de de la cavidad externa. do es muy bueno, pero hay que enmarcarlo en cuanto a términos de pérdida de potencia y fondo de ruido, es decir hace falta normalizarlo. Si queremos obtener la respuesta del filtro normalizada tenemos que tener en cuenta: Señal medida = Señal emitida*( filtro despejando obtenemos el término “filtro” que es el que nos interesa representar. evolución de los espectros desde la señal emitida a la señal medida en términos de pérdida de potencia tenemos la figura 3.13. Figura 3.13. Evolución espectra l del filtro, desde la señal emitida por el EDFA a la señal medida a la salida Caracterización de los elementos del sistema Figura 3.12. Respuesta espectral sin normalizar de la rejilla de de la cavidad externa. do es muy bueno, pero hay que enmarcarlo en cuanto a términos de pérdida de potencia y fondo de ruido, es decir hace falta normalizarlo. Si queremos obtener la filtro + reflexión ) despejando obtenemos el término “filtro” que es el que nos interesa representar. Para ver la evolución de los espectros desde la señal emitida a la señal medida en términos de pérdida de l del filtro, desde la señal emitida por el EDFA a la señal medida a la salida Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 35 Una vez visto como evoluciona la señal al pasar por el filtro, recurrimos a la normalización para ver si nuestra señal de interés queda enmascarada o no. La normalización la hacemos dividiendo entre la potencia de pico de la señal emitida (y no entre la potencia en cada punto de la señal emitida) y obtenemos la gráfica de la figura 3.14. Figura 3.14. Respuesta espectral normalizada de de la cavidad externa que actúa como filtro sintonizable. En la figura 3.14, en la cual podemos ver cómo evoluciona la respuesta espectral con respecto al sintonizado, vemos qua hay longitudes de onda que quedan enmascaradas, lo cual nos hace pensar que tendremos que amplificar la señal o incluso aplicar alguna técnica que potencie el efecto del filtrado. 3.2.3. Caracterización del ancho de haz Otro de los parámetros de interés del filtro es el ancho de haz [12] que obtenemos a la como consecuencia del paso por el mismo emitiendo con una fuente ancha. Para tener una información lo más contrastada posible, calculamos el ancho de haz a media altura, más conocido por sus siglas en inglés FWHM. Lo calculamos en cada uno de los picos que hemos obtenido en la figura 3.11 y obtenemos la tabla 3.1 en la que se reflejan dichos resultados. Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 36 Tabla 3.1. Tabla de resultados que muestra el FWHM del filtro sintonizable calculado para cada pico. En vista de los resultados mostrados en la tabla 3.1, podemos decir que el ancho de haz varía según la posición en la que se calcule, pero esa variación es pequeña. Tomamos resultado de la experiencia FWHM= 0,76nm ya que es el dato más repetido con el añadido de encontrarse en las longitudes de onda de nuestro interés. 3.2.4. Anchura física de reacoplo al chip (Ar) Una vez conocida la anchura de haz de nuestro filtro (FWHM= 0,76nm), nos interesa calcular a partir de este dato otros parámetros que influyen en el comportamiento de nuestro sistema como por ejemplo la anchura física de reacoplo al chip (Ar). Nos centramos en lo que ocurre al pasar por la rejilla de difracción: nos llega un haz de luz colimado y la luz se difracta, es decir, cada longitud de onda sale con un ángulo diferente. La importancia del cálculo de la anchura de reacoplo (Ar) viene dada precisamente por el hecho de poder discernir qué longitudes de onda llegan de vuelta y cuáles quedan fuera (se difractan con ángulos que no capta la lente). Para entender el concepto y de qué anchura hablamos, tenemos el esquema de la figura 3.15. Figura 3.15. Esquema con la disposición de los componentes para calcular la anchura física de reacoplo al chip (Ar). λmonoc λcλ1(-3dB) λ2(-3dB) FWHM(nm) 540 1556,504 1556,086 1556,884 0,798 545 1552,666 1552,286 1553,008 0,722 550 1549,208 1548,79 1549,55 0,76 555 1545,18 1544,8 1545,56 0,76 560 1541,076 1540,658 1541,418 0,76 565 1537,39 1536,934 1537,77 0,836 570 1532,298 1531,918 1532,64 0,722 575 1529,068 1528,612 1529,486 0,874 580 1524,774 1524,356 1525,192 0,836 Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 37 En la que a=distancia entre ranuras, | 86 es la distancia física entre la rejilla y la lente,  } , N son dos longitudes de onda consecutivas difractadas (  N =  } +  ) y ^  es el parámetro a calcular. El método operativo que seguiremos es el siguiente: a partir de la ecuación de las rejillas calcularemos Ѳ  , posteriormente + , , y una vez determinado ∆+ = + , − Ѳ  podremos obtener la anchura de reacoplo ^  utilizando el dato FWHM. Partimos de la ecuación de las rejillas: "(sinѲ  + ()* + , )= - [3.2] Considerando Littrow (Ѳ  = + , ), m=1, una rejilla de difracción de N=600 ranuras/mm (a= N ~}} -- ) y el dato ( } = 1541,076*-;<ml = 0,76*-) desarrollamos la ecuación [3.2] y llegamos a la expresión [3.3] en la que calculamos Ѳ  Ѳ  = sin ?N  5    = 27,5370954043º [3.3] Calculamos ahora + , partiendo de nuevo de la ecuación de las rejillas [3.2] pero considerando en este caso que (Ѳ  ≠ + , ) y (  N =  } + ) llegamos a la expresión [3.4] + N = sin ?N ( 5   Q5  − sinѲ  ) = 27,5665642615º [3.4] Una vez llegado a este punto en el que conocemos la diferencia angular existente entre dos longitudes de onda (∆+), queremos saber a qué distancia física corresponde, es decir, la anchura física de reacoplo al chip. Ésta se calcula de la siguiente manera mediante el teorema de Pitágoras: ^  = | X?XX ∗ "*(Δφ) = 0,22m ∗ "* (0,0294688572°) = 0,1131523 mm [3.5] La importancia de la experiencia que acabamos de realizar radica en que hemos sido capaces de relacionar una diferencia angular entre dos longitudes de onda con la distancia física equivalente de reacoplo y lo podemos extrapolar a cualquier montaje con la única precaución de tomar sus datos correspondientes. Un ejemplo de ello sería utilizar el mismo montaje pero cambiando la distancia entre la rejilla y la lente para poder observar las implicaciones que conlleva; en este caso sólo cambiando el dato | X?XX bastaría. Otro ejemplo sería realizar el mismo montaje cambiando la rejilla y utilizando una de 1200 ranuras/mm para poder comparar prestaciones; en dicho caso sólo cambiando el dato “a” y su correspondiente FWHM seguiríamos teniendo relacionados todos los parámetros de igual forma. Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 38 Hemos sido capaces por tanto de obtener ecuaciones de diseño para nuestro sistema y relacionar distancia entre elementos con características de filtrado deseadas, es decir, una caracterización completa de nuestro sistema antes de pasar a su montaje. 3.2.5. Longitud de la cavidad Para seleccionar una longitud de cavidad externa óptima hay que tener en cuenta que tenemos un compromiso entre capacidad de filtrado, longitud, separación modal y potencia [13]. Si aumentamos la longitud de la cavidad, el filtrado es mucho mayor ya que la rejilla de difracción separa espacialmente las longitudes de onda, y a mayor distancia, menos longitudes de onda se captan en la entrada. El inconveniente es que no podemos aumentar esa distancia infinitamente porque lleva asociado también una pérdida de potencia hasta llegar a un punto que no se capta absolutamente nada. También hay que recordar la relación existente entre la longitud de la cavidad y la separación modal que se había dado en la ecuación 3.1. En dicha ecuación queda puesto de manifiesto que la elección de la longitud de la cavidad también queda fijada en función de las prestaciones en cuanto a la separación modal que busquemos. Por ejemplo, si queremos que los modos tengan mayor separación entre sí, nos interesa reducir la longitud de la cavidad. 3.2.6. Elección de la rejilla de difracción. Se han adquirido dos tipos de rejillas diferentes para el proyecto. La primera es de 600 ranuras/mm y la segunda de 1200 ranuras/mm. Las gráficas que muestran la eficiencia de cada una de ellas en función de la longitud de onda de trabajo se adjuntan en las hojas características de1 anexo 1. Tras realizar pruebas experimentales con ambas, se ha podido ver que la de 1200 ranuras/mm presenta una dificultad de alineamiento del montaje elevada. Esto se debe a que tiene una menor eficiencia en las longitudes de onda a las que operamos (λ=1550nm) que la rejilla de 600 ranuras/mm. Al tener menor eficiencia, la potencia que nos llega después de pasar por la rejilla es menor, haciendo muy complicado alinearla. Puesto que nos interesa hacer las pruebas con configuración Littman, en la que pasamos dos veces por la rejilla, hace que sea prácticamente inviable su uso en esta experiencia: Eficiencia de la rejilla de 1200 líneas/mm en 1550nm: 45% Eficiencia de la rejilla de 600 líneas/mm en 1550nm: 80% Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 39 3.3. Caracterización del cristal resonador Con objeto de estudiar los efectos que produce el cristal resonador, nos olvidamos por el momento del resto del sistema (rejilla y espejo) y nos centramos solo en la emisión. Tenemos por tanto el chip de ganancia, la lente y el cristal resonador, cuyo montaje podemos observar en la figura 3.16. Figura 3.16. Montaje experimental para caracterizar el filtro resonador Los resultados experimentales que vamos a obtener son consecuencia de la superposición de los efectos del chip de ganancia y del cristal óptico. Tenemos por un lado el chip, el cual tiene en su interior una cavidad activa que provoca la ganancia. En esta ganancia aparece un rizado cuyo período coincide exactamente con la longitud física del chip. Por otro lado tenemos el cristal óptico el cual tiene un espesor de 1mm y está situado a una distancia “d” con respecto al chip, lo que hace que se forme una nueva cavidad, ya que parte de la señal que llega al mismo se refleja y parte se transmite. Lo que se trata de medir es el efecto conjunto de ambos y discernir la contribución de cada uno de ellos para analizar si el efecto del cristal es el deseado y si sus características son suficientes para lograr el objetivo final de hacer un filtrado más fino para obtener una señal monomodo. La gráfica de la figura 3.17 nos muestra la ganancia proveniente del propio chip, U 2 , y la ganancia resultante después de pasar por el cristal resonador en reflexión, U VX . Podemos observar dos efectos: 1- Obtenemos un aumento de ganancia debido a la parte de señal que proviene de la reflexión del cristal. Esta ganancia se produce en la nueva cavidad formada con el cristal y forma parte de la emisión estimulada. 2- El rizado de la curva de ganancia ha cambiado y el período del mismo debería coincidir con la longitud física del cristal óptico. Capítulo 3 Figura 3.17. Gráficas que muestran el paso por el cristal resonador. Pida corresponde con la emitida por el chip, mientras que Pvuelta corresponde con la que refleja el cristal hacia la entrada. Para ver de forma más precisa cuál es el efecto qu parte derecha de la figura 3.17 la misma gráfica pero pasando a alta resolución. Podemos apreciar que, de forma aproximada filtrar uno de cada dos modos conseguir una señal monomodo. Estudiamos si los rizados obtenidos coinciden con los teóricos: • Rizado debido al chip de ganancia Si analizamos la curva de ganancia experimentalmente la separación entre picos del rizado tenemos: f ,227 =  = 0,343nm (q  3 e 10 r ;    3,5;  Y aplicando la ecuación 3.1 , obtenemos el siguiente  h,X =   = 1,000624mm  76 =  6gh = 1mm En este caso utilizamos el índice de refracción de las hojas características del chip, ya que la cavidad resonante se forma en el interior del mismo, y experimentalmente con la longitud real del propio chip. • Rizado debido al cristal resonador Si analizamos la curva de ganancia cristal como el chip de ganancia y medimos experimentalmente la separación entre picos del rizado tenemos: f ,227 =  = 0,703nm (q  3 e 10 r ;    1,5;  Y aplicando la ecuación 3.1 , obtenemos el siguiente resultado:  h,X =   = 1,1242mm Caracterización de los elementos del sistema 40 Figura 3.17. Gráficas que muestran el paso por el cristal resonador. Pida corresponde con la emitida por el chip, mientras que Pvuelta corresponde con la que refleja el cristal hacia la entrada. Para ver de forma más precisa cuál es el efecto qu e se produce, se ha introducido también en la parte derecha de la figura 3.17 la misma gráfica pero pasando a alta resolución. Podemos de forma aproximada , lo que estamos consiguiendo con el cristal resonador es filtrar uno de cada dos modos . Este resultado dista bastante de nuestro objetivo final de conseguir una señal monomodo. Estudiamos si los rizados obtenidos coinciden con los teóricos: Rizado debido al chip de ganancia Si analizamos la curva de ganancia , U 2 , en la que no interviene el cristal experimentalmente la separación entre picos del rizado tenemos:   343t- u   42830,385lmn! , obtenemos el siguiente resultado: = 1,000624mm En este caso utilizamos el índice de refracción de las hojas características del chip, ya que la cavidad resonante se forma en el interior del mismo, y vemos que coincide la longitud obtenida experimentalmente con la longitud real del propio chip. Rizado debido al cristal resonador Si analizamos la curva de ganancia , U VX , de la figura 3.17, en la que interviene tanto el cristal como el chip de ganancia y medimos experimentalmente la separación entre picos del   703t- u   87783,559lmn! , obtenemos el siguiente resultado: = 1,1242mm Caracterización de los elementos del sistema Figura 3.17. Gráficas que muestran el paso por el cristal resonador. Pida corresponde con la emitida por el chip, mientras que Pvuelta corresponde con la que refleja el cristal hacia la entrada. e se produce, se ha introducido también en la parte derecha de la figura 3.17 la misma gráfica pero pasando a alta resolución. Podemos lo que estamos consiguiendo con el cristal resonador es . Este resultado dista bastante de nuestro objetivo final de en la que no interviene el cristal , y medimos En este caso utilizamos el índice de refracción de las hojas características del chip, ya que la vemos que coincide la longitud obtenida de la figura 3.17, en la que interviene tanto el cristal como el chip de ganancia y medimos experimentalmente la separación entre picos del Capítulo 3 Caracterización de los elementos del sistema 41  76 = (t( 68X = 1mm En este caso utilizamos el índice de refracción del vidrio, ya que la cavidad resonante se forma entre las caras del propio cristal, y vemos que coincide la longitud obtenida experimentalmente con el espesor del cristal. Una vez terminadas las comprobaciones, llegamos a la conclusión de que el cristal resonador sí que produce un efecto de filtrado más fino que el de la rejilla (concretamente el doble) pero es insuficiente para obtener una señal final monomodo. Pasamos por tanto a estudiar el último de los bloques de nuestro sistema. Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 48 4.1. Arquitectura del sistema Una vez estudiados los fundamentos teóricos y tener clara la alternativa a desarrollar, llega el momento de representar la arquitectura completa del sistema, incluyendo el umbralizado Brillouin, y poder visualizar el esquema del sistema completo. SAF GAIN CHIP CONTROLLER OBJECTIVE EDFA 1 3 2 Circulator OSA 10% 90% DIFRACTION GRATING GENERACION DE BRILLOUIN LASER SINTONIZABLE Figura 4.1. Arquitectura completa del láser de cavidad externa sintonizable. En la figura 4.1 se pueden distinguir visualmente algunas de las claves del diseño: por un lado tenemos la cavidad formada por el objetivo microscópico y la rejilla de difracción, que se ve claramente que es externa al chip de ganancia, y por otra los elementos que nos permitirán conseguir la mejora de prestaciones a través del umbralizado de Brillouin. Llegado este punto, vamos a describir los componentes que vamos a utilizar en el montaje real. • Medio de ganancia: Vamos a utilizar el chip de ganancia SAF1176, el cual tiene uno de sus lados integrado a la fibra y el otro lado es sobre el que se montará la cavidad externa. La elección del mismo se debe a sus elevadas prestaciones en cuanto a potencia de salida, elevada ganancia, anchura sintonizable y emisión en tercera ventana, concretamente en banda C Є [1530nm 1565nm]. • Lente de colimación: El chip de ganancia emite a su salida un haz de luz divergente, concretamente el utilizado tiene una divergencia de haz transversal de θt Є [27º, 35º], y divergencia de haz longitudinal de θl Є [14º, 21º], es decir, emite de forma divergente formando una elipse. Con la lente de colimación buscamos que el haz converja para que la mayor parte del haz sea transmitida a la cavidad. Utilizaremos en nuestro diseño un objetivo microscópico (10X) con NA (Apertura Numérica) = 0,25 • Rejilla de difracción: Utilizaremos la rejilla de difracción de 600 ranuras/mm, ya que tiene una eficiencia elevada en las longitudes de onda que trabajamos y nos interesa tener la Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 49 mayor potencia de señal de vuelta. De esta forma conseguimos que la fase de alineamiento sea mucho más sencilla por la cantidad de luz que se transmite. • Monocromador: Para seleccionar la longitud o longitudes de onda que queremos obtener tras pasar por la rejilla, lo único que tenemos que hacer es girar la propia rejilla. Para hacer esto posible, necesitamos un soporte mecánico que permita movimientos rotatorios de la misma con ángulos cortos para así tener un control fino de la selección en longitud de onda. La solución dada es utilizar como soporte el monocromador de infrarrojo SDMC 1-05. Dicho modelo posee en su interior una base rotatoria que se puede controlar externamente con un selector de longitud de onda manual y también incluye un motor con funcionamiento a pasos que puede ser controlado por un driver a través del ordenador. La clave del monocromador es el hecho de poder variar la longitud de onda de la rejilla (es decir hacerla rotar) desde un ordenador de tal forma que los movimientos son mucho más precisos y el proceso es mucho más mecanizado. Se incluye en el anexo 2 el programa de software desarrollado en Visual Basic para Aplicaciones (VBA), en concreto desarrollado para Excel para mover el monocromador a la longitud de onda deseada. • Carrete de fibra: Como ya hemos justificado en el capítulo 3, utilizaremos un carrete de fibra óptica de 100 metros de longitud para conseguir el efecto de umbralizado de Brillouin esperado. • Acoplador: Se han utilizado acopladores 90-10 y 50-50 en el bucle de realimentación del umbralizado Brillouin. Las cifras representan el porcentaje de señal que pasa a cada una de las ramas del acoplador y según sea el interés de inyectar más o menos potencia en la realimentación, se utilizará uno u otro. Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 50 4.2. Montaje El hecho de que le dediquemos un apartado al montaje viene derivado de las dificultades de alineamiento que se han encontrado en la realización del mismo. Para ponernos en situación, hay que recordar que estamos trabajando en infrarrojo, y más concretamente en la banda óptica denominada “banda-C” que cubre el rango comprendido entre [1530nm, 1565nm]. En este rango de longitudes de onda, los haces de luz ya no son visibles, y para ver la trayectoria de los mismos necesitamos unas tarjetas detectoras que se iluminan en el punto en el que incide un haz de luz. Concretamente en este proyecto hemos utilizado las tarjetas detectoras VRC2 y VRC4 de Thorlabs. Las tarjetas detectoras utilizadas han resultado de gran ayuda para seguir la trayectoria del haz, hacer incidir el haz en el punto central de la rejilla de difracción y a la salida de la misma, ver el haz difractado y redirigirlo hacia la entrada. Pero para poder ver estos haces de luz hace falta un entorno de oscuridad, es decir no son visibles con luz ambiente. Una vez explicada esta fase previa, pasamos a detallar cómo manipular cada uno de los dispositivos en esta fase de alineamiento, y las precauciones que hay que tener en cuenta. 4.3. Cavidad externa Una vez que sabemos cómo ha de llevarse a cabo el montaje del sistema [17], nos centramos en el alineamiento entre el chip de ganancia y el objetivo, elementos que forman parte de la cavidad externa. Figura 4.2. Montaje realizado para realizar el alineamiento entre el chip y el objetivo. Para hacer posible este alineamiento hemos realizado el montaje correspondiente a la figura 4.2, en el que, para mayor precisión, hay que tener en cuenta dos cosas: Capítulo 4 La primera es que el rayo proveniente del chip lleve una trayectoria totalmente horizontal para que todas las reflexiones que se produzcan estén en un mis altura a la que emitimos, medimos la altura a la que llega el haz de luz después de haber recorrido un cierto espacio, y comprobamos que es la misma. La segunda es que el chip no emite de forma pe lateralmente. Eso lo hemos podido ver en las hojas características del mismo y lo hemos verificado en la c aracterización angular del chip. P grados de desplazamiento angular que habíamos calculado en transmita a la cavidad la mayor cantidad de potencia posible. Teniendo en cuenta ambos factores devolviendo la señal al chip. El esquema del montaje es el de la figura 4.2. Una vez montado y alineado de forma precisa, conseguimos que la señal de vuelta se introduzca de nuevo en el c hip y de esta forma se superponga proveniente de la cavidad externa, mucho más estrecha que la anterior. Si m resultado con el OSA obtenemos la gráfica de la figura 4.3. Figura 4.3. Gráfica correspondiente al alineamiento del montaje. Se representan de forma simultánea entrada y salida de la cavidad externa y el efecto de filtrado que se produce. Observamos pues que en esta fase de alineamiento hemos conseguido también un efecto de filtrado al pasar una vez por un espejo interesante de cara a las siguientes experiencias. Una vez alineado correct amente el montaje, pasamos a analizar dos posibles configuraciones: la configuración Littrow y la configuración Littman Construcción y montaje del sistema 51 La primera es que el rayo proveniente del chip lleve una trayectoria totalmente horizontal para que todas las reflexiones que se produzcan estén en un mis mo plano. Para ello medimo medimos la altura a la que llega el haz de luz después de haber y comprobamos que es la misma. La segunda es que el chip no emite de forma pe rpendicular a su superficie, lateralmente. Eso lo hemos podido ver en las hojas características del mismo y lo hemos aracterización angular del chip. P or tanto, lo posicionamos con los veinte grados de desplazamiento angular que habíamos calculado en el capítulo 3.1 para que se transmita a la cavidad la mayor cantidad de potencia posible. Teniendo en cuenta ambos factores , comenzamos el alineamiento poniendo un espejo y devolviendo la señal al chip. El esquema del montaje es el de la figura 4.2. vez montado y alineado de forma precisa, conseguimos que la señal de vuelta se introduzca hip y de esta forma se superponga la señal sin realimentación con la señal proveniente de la cavidad externa, mucho más estrecha que la anterior. Si m resultado con el OSA obtenemos la gráfica de la figura 4.3. Figura 4.3. Gráfica correspondiente al alineamiento del montaje. Se representan de forma simultánea entrada y salida de la cavidad externa y el efecto de filtrado que se produce. Observamos pues que en esta fase de alineamiento hemos conseguido también un efecto de filtrado al pasar una vez por un espejo , y no una rejilla, lo cual es un resultado bastante interesante de cara a las siguientes experiencias. amente el montaje, pasamos a analizar dos posibles configuraciones: la configuración Littman . Construcción y montaje del sistema La primera es que el rayo proveniente del chip lleve una trayectoria totalmente horizontal para mo plano. Para ello medimo s la medimos la altura a la que llega el haz de luz después de haber rpendicular a su superficie, sino que emite lateralmente. Eso lo hemos podido ver en las hojas características del mismo y lo hemos lo posicionamos con los veinte el capítulo 3.1 para que se comenzamos el alineamiento poniendo un espejo y vez montado y alineado de forma precisa, conseguimos que la señal de vuelta se introduzca la señal sin realimentación con la señal proveniente de la cavidad externa, mucho más estrecha que la anterior. Si m edimos este Figura 4.3. Gráfica correspondiente al alineamiento del montaje. Se representan de forma simultánea entrada y salida Observamos pues que en esta fase de alineamiento hemos conseguido también un efecto de lo cual es un resultado bastante amente el montaje, pasamos a analizar dos posibles configuraciones: la Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 52 4.3.1. Configuración Littrow El montaje a realizar está formado por el chip de ganancia (alimentado con su respectivo controlador de intensidad y temperatura), el objetivo que focaliza la salida y la rejilla de difracción de 600 ranuras/mm. Tanto la señal sin realimentar como la realimentada las medimos en el OSA puesto que por el momento no precisamos de gran resolución. El esquema de la configuración Littrow es el representado en la figura 4.4. Figura 4.4. Montaje correspondiente a la configuración Littrow Es importante realizar el montaje de esta configuración Littrow por dos razones: 1. El correcto alineamiento de este montaje (chip, objetivo, rejilla) es la fase previa para realizar el montaje de la configuración Littman. 2. Tener los datos de esta configuración nos servirá de comparativa de prestaciones con Littman para ver cuál de los dos montajes nos interesa más implementar. En esta configuración, la señal pasa una vez por la rejilla de difracción y por tanto se debería observar el efecto del filtrado. Para ver cómo evoluciona la señal y poder comparar la emisión del chip con la señal final que nos llega observamos la gráfica de la figura 4.5. Capítulo 4 Figura 4.5. Evolución espectral de la señal filtrada en la configuración Littrow En esta figura 4.5, podemos ver en color verde la emisión del se super pone la señal filtrada, en rojo. V onda con un simple paso por rejilla. Si nos centramos ahora en la sintonización de recibiendo el orden uno de la rejilla podemos ir variando la posición del monocromador de tal forma que podemos sintonizar la longitud de onda que nos interese resultados más importantes que podemos observar en la figura 4.6. Figura 4.6. Sintonización en longitud de onda obtenida con la configuración Littrow Para obtener la gráfica de la figura 4.6, hemos ido variando la y toman do el espectro para poder ver có chip. Construcción y montaje del sistema 53 Figura 4.5. Evolución espectral de la señal filtrada en la configuración Littrow podemos ver en color verde la emisión del chip en transmisión pone la señal filtrada, en rojo. V emos que tenemos una gran selectividad en longitud de onda con un simple paso por rejilla. Si nos centramos ahora en la sintonización de la longitud de onda, dada la configuración y recibiendo el orden uno de la rejilla podemos ir variando la posición del monocromador de tal forma que podemos sintonizar la longitud de onda que nos interese . Éste resultados más importantes que buscábamos, la sintonización en longitud de onda, el cual lo podemos observar en la figura 4.6. Figura 4.6. Sintonización en longitud de onda obtenida con la configuración Littrow Para obtener la gráfica de la figura 4.6, hemos ido variando la posición de la rejilla de difracción do el espectro para poder ver có mo evoluciona la señal en el rango de amplificación del Construcción y montaje del sistema Figura 4.5. Evolución espectral de la señal filtrada en la configuración Littrow . chip en transmisión sobre la que emos que tenemos una gran selectividad en longitud de la longitud de onda, dada la configuración y recibiendo el orden uno de la rejilla podemos ir variando la posición del monocromador de tal . Éste es uno de los buscábamos, la sintonización en longitud de onda, el cual lo Figura 4.6. Sintonización en longitud de onda obtenida con la configuración Littrow . posición de la rejilla de difracción mo evoluciona la señal en el rango de amplificación del Capítulo 4 Medimos experimentalmente el rango de sintonización en el que podemos detectar longitudes de onda. Para ello utilizam os una de las aplicaciones del OSA que nos permite hacer un barrido buscando el máximo en cada punto y así obtener la respuesta o banda de longitudes de onda de interés. Concretamente lo que hacemos es variar la posición de la rejilla mediante el monocrom ador y medir con el OSA la evolución en potencia de la señal. La gráfica correspondiente a esta medida la encontramos en la figura 4.7. Figura 4.7. Rango de sintonización de la configuración Littrow Rango de sintonización obtenido experimentalmente: Esto significa que centrándonos en la banda deseada, vamos a tener un rango de 80nm en el que seremos capaces de recibir cualquier longitud de onda a la salida de nuestro filtro. Llegado a este punto tenemos el estudio realizado con la config configuración más ampliamente prestaciones y llegar a unos mejores resultados si cabe, el siguiente paso es montar la configuración Littman, en la que t efecto de filtrado mucho mayor. Para comprobar que estamos en lo cierto, vamos a estudiarla en profundidad. Construcción y montaje del sistema 54 Medimos experimentalmente el rango de sintonización en el que podemos detectar longitudes os una de las aplicaciones del OSA que nos permite hacer un barrido buscando el máximo en cada punto y así obtener la respuesta o banda de longitudes de onda de interés. Concretamente lo que hacemos es variar la posición de la rejilla mediante el ador y medir con el OSA la evolución en potencia de la señal. La gráfica correspondiente a esta medida la encontramos en la figura 4.7. Figura 4.7. Rango de sintonización de la configuración Littrow . Rango de sintonización obtenido experimentalmente:  = 80nm. Esto significa que centrándonos en la banda deseada, vamos a tener un rango de 80nm en el que seremos capaces de recibir cualquier longitud de onda a la salida de nuestro filtro. Llegado a este punto tenemos el estudio realizado con la config uración Littrow, que es la ampliamente utilizada hasta el momento. Con el objetivo de comparar prestaciones y llegar a unos mejores resultados si cabe, el siguiente paso es montar la configuración Littman, en la que t enemos doble paso por rejilla que nos permitirá tener un efecto de filtrado mucho mayor. Para comprobar que estamos en lo cierto, vamos a estudiarla en Construcción y montaje del sistema Medimos experimentalmente el rango de sintonización en el que podemos detectar longitudes os una de las aplicaciones del OSA que nos permite hacer un barrido buscando el máximo en cada punto y así obtener la respuesta o banda de longitudes de onda de interés. Concretamente lo que hacemos es variar la posición de la rejilla mediante el ador y medir con el OSA la evolución en potencia de la señal. La gráfica Esto significa que centrándonos en la banda deseada, vamos a tener un rango de 80nm en el que seremos capaces de recibir cualquier longitud de onda a la salida de nuestro filtro. uración Littrow, que es la utilizada hasta el momento. Con el objetivo de comparar prestaciones y llegar a unos mejores resultados si cabe, el siguiente paso es montar la que nos permitirá tener un efecto de filtrado mucho mayor. Para comprobar que estamos en lo cierto, vamos a estudiarla en Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 55 4.3.2. Configuración Littman En la configuración Littman, además de los componentes utilizados en Littrow, tenemos un espejo. El método operativo es el siguiente: la salida de la rejilla en vez de llevarla de vuelta hacia la entrada, la introducimos en el espejo, y la reflexión del espejo la volvemos a introducir de nuevo en la rejilla cuya difracción sí que llevamos de vuelta hacia la entrada. De esta forma pasamos dos veces por la rejilla y una por el espejo, y por tanto el efecto de filtrado debería ser mucho mayor. La disposición de los elementos en esta configuración de Littman la podemos observar en la figura 4.8. En dicha figura, podemos observar que para este caso utilizamos un aparato de medida diferente, el BOSA-C. Con esta configuración el efecto del filtrado es mucho mayor y por tanto nos interesa medir con la mejor resolución posible y en el OSA teníamos la limitación de la misma con RES_BW=0,06nm. Otro de los detalles importantes de este montaje es el hecho de que utilicemos un atenuador óptico, necesario para evitar que el BOSA se sature. OBJECTIVE MIRROR SAF GAIN CHIP CONTROLLER BOSA‐C TUNICS‐REFERENCE ATTENUATOR DIFRACTION GRATING Figura 4.8. Montaje correspondiente a la configuración Littman. El hecho de que incidamos en la resolución es para poder ver todos los efectos que se producen, poder ver de forma precisa si la salida filtrada que obtenemos es monomodo o multimodo y poder calcular parámetros como por ejemplo la supresión modal o la separación modal con gran precisión. • Espectro de la configuración Littman La primera de las medidas del espectro de la configuración Littman la hacemos con ambos aparatos de medida, tanto el OSA como el BOSA. La primera de ellas, en la que utilizamos en OSA, la tenemos representada en la figura 4.9 y podemos apreciar que el efecto del filtrado de esta configuración es muy notable. Capítulo 4 Figura 4.9. Espectro de la señal filtrada obtenido en la configuración Littm Si utilizamos ahora como aparato de medida el BOSA y ampli el gráfico de la figura 4.10. Observamos que tenemos una mejor resolución y somos capaces de ver con mucho más detalle la señal. Figura 4.10. Espectro de la señal filtrada obtenido en la configuración Littman medido con el BOSA. Una de las primeras observaciones es que hemos conseguido obtener espectros es una señal monomodo tras el doble paso por la rejilla, lo cual resultados buscados en cuanto a prestaciones. Construcción y montaje del sistema 56 Figura 4.9. Espectro de la señal filtrada obtenido en la configuración Littm an medido con el OSA. Si utilizamos ahora como aparato de medida el BOSA y ampli amos uno de los picos obtenemos el gráfico de la figura 4.10. Observamos que tenemos una mejor resolución y somos capaces de ver con mucho más detalle la señal. 4.10. Espectro de la señal filtrada obtenido en la configuración Littman medido con el BOSA. Una de las primeras observaciones es que hemos conseguido obtener , tras espectros es una señal monomodo tras el doble paso por la rejilla, lo cual resultados buscados en cuanto a prestaciones. Construcción y montaje del sistema an medido con el OSA. amos uno de los picos obtenemos el gráfico de la figura 4.10. Observamos que tenemos una mejor resolución y somos capaces de 4.10. Espectro de la señal filtrada obtenido en la configuración Littman medido con el BOSA. tras analizar ambos espectros es una señal monomodo tras el doble paso por la rejilla, lo cual era uno de los Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 57 • Separación modal Al hacer zoom sobre el pico principal, aparentemente monomodo, observamos en torno al mismo unos picos que no corresponden con los secundarios. Para saber su procedencia estudiamos en profundidad la separación entre ellos mediante el BOSA y obtenemos:  ,227 =0,00163nm Vamos a comparar este resultado experimental con la separación entre modos laterales teórica que viene dada por la ecuación 4.1. Si ambos resultados coincidieran, estos nuevos modos corresponderían con los modos laterales; en caso contrario deberíamos seguir estudiando su origen.   ≈ 5  (     ) [4.1]   = 2∗ 7W7?XX + 2 ∗  XX?8h7 [4.2] Si utilizamos los datos q = 3∗10 r, 8 ,  = 3,5, = 1533*-,  = 0,001- y las medidas correspondientes al montaje real ( 7W7?XX = 22q-,  XX?8h7 = 13q-) y aplicamos la ecuación 4.2 obtenemos el siguiente resultado:   =0,00167nm Este resultado teórico es muy cercano al obtenido experimentalmente por lo que podemos concluir diciendo decir que los nuevos modos detectados son los modos laterales y nos impiden tener una señal monomodo por completo. Para tener un mayor conocimiento de los modos laterales, vamos a hacer un estudio de su evolución en función de la longitud de onda y ver si esa separación entre modos sigue alguna tendencia determinada o simplemente coincide con la tendencia teórica. El método operativo de este estudio consiste en ir variando la longitud de onda y medir la separación entre los modos laterales. Los resultados de dicho estudio se muestran en la tabla 4.1. Tabla 4.1. Valores obtenidos en el estudio de los modos laterales en función de la longitud de onda. λ_monoc λ_max_BOSA ∆λ_medida(nm) ∆λ_teorica(nm) 360 1558,3874 0,00276 0,003452127 362 1555,2145 0,00289 0,003438084 364 1553,0783 0,00295 0,003428646 366 1550,6055 0,00282 0,003417736 368 1548,8441 0,00294 0,003409976 370 1546,4072 0,00291 0,003399254 372 1542,8805 0,0028 0,003383767 374 1541,1453 0,00275 0,00337616 376 1538,3303 0,00307 0,003363838 378 1535,6289 0,0029 0,003352034 380 1533,5704 0,00258 0,003343054 Capítulo 4 Para tener un resultado contrastado sobre la supresión final obtenida, se presenta en la figura 4.17 la gráfica en la que podemos ver de forma simultánea la supresión modal en los puntos de interés (Pin , Pout) realizada variando la intensidad del controlador del chip de ganancia. Figura 4.17. Gráfica comparativa de la supresión modal obtenida antes de aplicar el efecto Brillouin (Pin) y después de aplicarlo (Pout) para diferentes valores de intensida 4.5. Resultados y conclusiones Una vez terminada la fase de montaje experimental del sistema completo y haber obtenido resultados en cada una de las configuraciones posibles, el siguiente paso es realizar la evaluación de nuestro sistema en cuanto a prestaciones finales y parámetros de rendimiento. Para ver de forma clara los resultados y poder comprar los resultados finales de cada una de las configuraciones los representamos todos de forma conjunta en la tabla 4.2. Tabla 4.2. Parámetros de rendimiento del láser sintonizable diseñado En vista de los resultados obtenidos en la experiencia y reflejados en la Tabla 4.2 podemos sacar las siguientes conclusiones: Rango de sintonización (nm) Capacidad de filtrado Supresion modal (dB) Potencia de salida(dBm) FWHM(nm) Construcción y montaje del sistema 64 Para tener un resultado contrastado sobre la supresión final obtenida, se presenta en la figura 4.17 la gráfica en la que podemos ver de forma simultánea la supresión modal en los puntos de , Pout) realizada variando la intensidad del controlador del chip de ganancia. Figura 4.17. Gráfica comparativa de la supresión modal obtenida antes de aplicar el efecto Brillouin (Pin) y después de aplicarlo (Pout) para diferentes valores de intensida d del chip de emisión. 4.5. Resultados y conclusiones Una vez terminada la fase de montaje experimental del sistema completo y haber obtenido resultados en cada una de las configuraciones posibles, el siguiente paso es realizar la nuestro sistema en cuanto a prestaciones finales y parámetros de rendimiento. Para ver de forma clara los resultados y poder comprar los resultados finales de cada una de las configuraciones los representamos todos de forma conjunta en la tabla 4.2. Tabla 4.2. Parámetros de rendimiento del láser sintonizable diseñado En vista de los resultados obtenidos en la experiencia y reflejados en la Tabla 4.2 podemos sacar LITTROW LITTMAN LITTMAN +BRILLOUIN Rango de sintonización (nm) 80 80 80 multimodo multimodo monomodo 2 10 30 Potencia de salida(dBm) 12 9 -25 0,75 0,35 0,35 Construcción y montaje del sistema Para tener un resultado contrastado sobre la supresión final obtenida, se presenta en la figura 4.17 la gráfica en la que podemos ver de forma simultánea la supresión modal en los puntos de , Pout) realizada variando la intensidad del controlador del chip de ganancia. Figura 4.17. Gráfica comparativa de la supresión modal obtenida antes de aplicar el efecto Brillouin (Pin) y después d del chip de emisión. Una vez terminada la fase de montaje experimental del sistema completo y haber obtenido resultados en cada una de las configuraciones posibles, el siguiente paso es realizar la nuestro sistema en cuanto a prestaciones finales y parámetros de rendimiento. Para ver de forma clara los resultados y poder comprar los resultados finales de cada una de las En vista de los resultados obtenidos en la experiencia y reflejados en la Tabla 4.2 podemos sacar LITTMAN +BRILLOUIN monomodo Capítulo 4 Construcción y montaje del sistema 65 • El rango de sintonización obtenido para el chip de ganancia es de 80nm, el cual está centrado en banda C, en el que somos capaces de recibir cualquier longitud de onda a la salida de nuestro filtro. • El láser sintonizable en longitud de onda utilizando rejilla de difracción tanto en la configuración Littrow como en Littman nos da una respuesta multimodo. • Tanto en términos de supresión modal como en FWHM tiene mejores prestaciones la configuración Littman que la configuración Littrow y eso es debido a que al tener doble paso por la rejilla el filtrado que se produce es mayor que con un solo paso por la misma. • En cuanto a la primera de las técnicas de filtrado modal, el cristal resonador, nos permite un filtrado más fino que utilizando sólo rejilla de difracción (filtra uno de cada dos modos que le llegan). Las desventajas que presenta son la dificultad de sintonización y la no obtención de una señal de salida monomodo. No es capaz de filtrar modos laterales si están muy próximos al modo principal. • Con respecto al umbralizado de Brillouin, permite no sólo mejorar las prestaciones en cuanto a supresión modal sino que es capaz de obtener una señal de salida monomodo. Su principal virtud es que funciona como filtro activo de tal forma que si a su entrada tiene una señal con cierta supresión es capaz de potenciarla y discernir así el modo principal del resto, aun estando los modos indeseados muy cerca del principal. • Los resultados óptimos de nuestro diseño se han conseguido por tanto aplicando a la configuración Littman el umbralizado de Brillouin. 66 67 V Conclusiones El objetivo del proyecto ha sido el diseño, construcción y evaluación de un láser de cavidad externa utilizando como sintonizador en longitud de onda una rejilla de difracción. En la parte de diseño, la elección de cada uno de los componentes a utilizar así como sus condiciones óptimas de funcionamiento han sido determinantes de cara al montaje final. Se ha realizado por tanto la caracterización de forma individual de todos los elementos que forman parte del sistema final como son: chip de ganancia, cavidad externa, cristal resonador y umbralizado Brillouin. Con respecto a la construcción del sistema, se ha realizado el alineamiento óptico de los elementos en infrarrojo con la ayuda de las tarjetas detectoras. Una vez alineados los componentes, se han montado las dos configuraciones posibles utilizando rejillas de difracción: configuración Littrow y configuración Littman. La evaluación de las prestaciones de ambas configuraciones nos ha llevado a los siguientes resultados: ambas tienen una señal multimodo a su salida; Littman tiene mejores prestaciones que Littrow en cuanto a supresión modal y FWHM y eso se debe al hecho de que en Littman tenemos doble paso por rejilla lo que hace que el filtrado sea más fino que en el caso de Littrow en el que tenemos un único paso por rejilla. Puesto que nuestro objetivo final es tener una señal monomodo, es decir una única longitud de onda, se han utilizado dos técnicas de filtrado modal para mejorar las prestaciones de nuestro sistema: cristal resonador y umbralizado de Brillouin. En cuanto al cristal resonador, nos ha permitido obtener un filtrado más fino que utilizando sólo rejilla de difracción (filtra uno de cada dos modos que le llegan). Las desventajas que presenta 68 son la dificultad de sintonización y la no obtención de una señal de salida monomodo. No es capaz de filtrar modos laterales si están muy próximos al modo principal. Con respecto al umbralizado de Brillouin, nos ha permitido no sólo mejorar las prestaciones en cuanto a supresión modal sino que ha sido capaz de obtener una señal de salida monomodo. Su principal virtud es que funciona como filtro activo de tal forma que si a su entrada tiene una señal con cierta supresión es capaz de potenciarla y discernir así el modo principal del resto, aun estando los modos indeseados muy cerca del principal. Por tanto podemos decir que llegado a la finalización del proyecto y observando los objetivos que nos habíamos propuesto al principio del mismo los hemos cumplido en su totalidad: • Hemos diseñado y construido un láser sintonizable de cavidad externa cuya única longitud de onda a su salida la controlamos externamente mediante un ordenador. • Hemos caracterizado todos y cada uno de los componentes que forman parte de nuestro sistema final estudiando su dependencia con parámetros como la temperatura y la corriente. • Se han aplicado nuevas técnicas de filtrado modal a las configuraciones tradicionales de rejillas de difracción (Littrow y Littman) para hacer una evaluación final de las mismas y obtener los resultados buscados de salida monomodo y elevadas prestaciones en cuanto a supresión modal gracias a una de ellas: el umbralizado Brillouin. Una vez expresadas las conclusiones derivadas de la ejecución del proyecto y de los resultados obtenidos a lo largo del mismo, podemos proponer mejoras de implementación e ilustrar los campos futuros de investigación relacionados con nuestro sistema. En cuanto a mejoras de implementación, el montaje se ha realizado sobre mesa óptica, lo que conlleva la influencia en los resultados de parámetros difícilmente medibles como por ejemplo vibraciones o exposición a luz y ruido. Para mejorar este aspecto, se podrían establecer los componentes de forma fija en una carcasa que evitara este tipo de problemas, lo cual no resultaría excesivamente costoso y el diseño actual sería válido gracias al control externo de la longitud de onda mediante software. Uno de los campos de desarrollo es utilizar el láser sintonizable en aplicaciones de medida. La más inmediata es utilizarlo como fuente sintonizable para el BOSA de tal forma que funcione como láser de referencia para el mismo. Otra de ellas sería modificar el programa de software del monocromador para que en vez de sintonizar una longitud de onda determinada, realice un “barrido” entre dos longitudes de onda dadas. En cuanto a futuros campos de investigación, la sintonización mediante MEMS puede resultar una alternativa de diseño atractiva para muchas aplicaciones actuales debido a su pequeña dimensión que hace posible diseñar la cavidad externa del láser de dimensiones reducidas (<100 µm). Además de su reducido tamaño, otras de las ventajas que presenta son la elevada velocidad de sintonizado, la gran estabilidad mecánica y su gran exactitud.