Supercontinuo

En óptica , se forma un supercontinuo cuando una colección de procesos no lineales actúan juntos sobre un haz de bombeo para provocar un ensanchamiento espectral severo del haz de bombeo original, por ejemplo, utilizando una fibra óptica microestructurada . El resultado es un continuo espectral uniforme (consulte la figura 1 para ver un ejemplo típico). No hay consenso sobre cuánto ensanchamiento constituye un supercontinuo; sin embargo, los investigadores han publicado trabajos que afirman tan solo 60 nm de ensanchamiento como supercontinuo. [1]Tampoco hay acuerdo sobre la planitud espectral requerida para definir el ancho de banda de la fuente, y los autores utilizan cualquier valor entre 5 dB y 40 dB o más. Además, el término supercontinuo en sí mismo no obtuvo una aceptación generalizada hasta este siglo, y muchos autores utilizaron frases alternativas para describir sus continuos durante los años setenta, ochenta y noventa.

Figura 1. Un espectro de supercontinuo típico. La línea azul muestra el espectro de la fuente de la bomba lanzada en una fibra de cristal fotónico, mientras que la línea roja muestra el espectro supercontinuo resultante generado después de propagarse a través de la fibra.
Imagen de un supercontinuo típico. Este supercontinuo se generó enfocando pulsos de 800 nm, sub-100 fs en un cristal de granate de itrio y aluminio (YAG), generando luz de banda ultra ancha que abarca tanto el visible como el NIR.
Propagación de pulsos láser ultracortos en una fibra óptica microestructurada . La luz láser de entrada (parte inferior de la imagen, no visible antes de entrar en la fibra) es infrarroja cercana y genera longitudes de onda que cubren la mayor parte del espectro visible .
"> Archivo: Supercontinuo para aumentar gradualmente la intensidad del láser.ogvReproducir medios
Generación de supercontinuo a partir de una fibra óptica de cristal fotónico (visto como un hilo brillante a la izquierda) para aumentar gradualmente la intensidad de un láser de bombeo. A la derecha, se muestra el espectro del supercontinuo después de que el haz de salida pasó a través de un prisma. Cuanto mayor sea la intensidad de la bomba, más amplio será el supercontinuo. El láser de la bomba es un láser de femtosegundos de 800 nm.

Durante la última década, el desarrollo de fuentes supercontinuas se ha convertido en un campo de investigación. [2] Esto se debe en gran parte a los nuevos desarrollos tecnológicos, que han permitido una generación más controlada y accesible de supercontinua. Esta investigación renovada ha creado una variedad de nuevas fuentes de luz que están encontrando aplicaciones en una amplia gama de campos, incluida la tomografía de coherencia óptica , [3] [4] metrología de frecuencia, [5] [6] [7] imágenes de fluorescencia de por vida, [ 8] comunicaciones ópticas, [1] [9] [10] detección de gas [11] [12] [13] y muchos otros. La aplicación de estas fuentes ha creado un circuito de retroalimentación por el cual los científicos que utilizan la supercontinua exigen mejores continuos personalizables para adaptarse a sus aplicaciones particulares. Esto ha llevado a los investigadores a desarrollar métodos novedosos para producir estos continuos y desarrollar teorías para comprender su formación y ayudar al desarrollo futuro. Como resultado, se ha logrado un rápido progreso en el desarrollo de estas fuentes desde 2000. Si bien la generación de supercontinuo ha sido durante mucho tiempo el dominio exclusivo de las fibras, en los últimos años, las guías de onda integradas han alcanzado la mayoría de edad para producir espectros extremadamente amplios, abriendo la puerta a más , fuentes de supercontinuo compactas, robustas, escalables y de producción masiva. [14] [15]

Las décadas de 1960 y 1970

En 1964 Jones y Stoicheff [16] informaron sobre el uso de un continuo generado por un máser para estudiar la absorción Raman inducida en líquidos a frecuencias ópticas. Stoicheff había señalado en una publicación anterior [17] que "cuando la emisión de máser estaba en una sola línea espectral aguda, todas las líneas de emisión de Raman eran nítidas; siempre que la emisión de máser contenía componentes adicionales, todas las líneas de emisión de Raman, con la excepción de la primera línea de Stokes , se ampliaron considerablemente, a veces hasta varios cientos de cm- 1 ". [16] Estos continuos débiles, como se describieron, permitieron realizar las primeras mediciones de espectroscopía de absorción Raman .

En 1970, Alfano y Shapiro informaron de las primeras mediciones de la ampliación de frecuencia en cristales y vidrios utilizando un láser bloqueado en modo Nd: Glass de frecuencia duplicada . Los pulsos de salida eran de aproximadamente 4 ps y tenían una energía de pulso de 5 mJ. Los filamentos formados produjeron los primeros espectros de luz blanca en el rango de 400-700 nm y los autores explicaron su formación a través de la modulación de fase propia y la mezcla de cuatro ondas . Los propios filamentos no tenían ninguna utilidad real como fuente; sin embargo, los autores sugirieron que los cristales podrían resultar útiles como puertas de luz ultrarrápidas. [18] [19] Alfano es el descubridor e inventor del supercontinuo en 1970 con tres artículos fundamentales en el mismo número de Phy Rev Letters (24, 592,584,1217 (1970)) sobre la última fuente de luz blanca ahora llamada supercontinuo.

El estudio de vapores atómicos, vapores orgánicos y líquidos por espectroscopía de absorción Raman durante las décadas de 1960 y 1970 impulsó el desarrollo de fuentes continuas. A principios de la década de 1970, los continuos formados por lámparas de destello de nanosegundos de duración y la chispa de descomposición activada por láser en los gases, junto con los continuos de fluorescencia excitados por láser de los tintes centelleadores , se estaban utilizando para estudiar los estados excitados. [20] Todas estas fuentes tuvieron problemas; lo que se requería era una fuente que produjera amplios continuos a altos niveles de potencia con una eficiencia razonable. En 1976, Lin y Stolen informaron sobre una nueva fuente de nanosegundos que producía continuos con un ancho de banda de 110-180 nm centrado en 530 nm con potencias de salida de alrededor de un kW. [20] El sistema utilizó un láser de colorante de 10-20 kW que producía pulsos de 10 ns con 15-20 nm de ancho de banda para bombear una fibra de sílice de 19,5 m de largo y 7 μm de diámetro del núcleo. Solo pudieron lograr una eficiencia de acoplamiento en la región del 5-10%.

En 1978, Lin y Nguyen informaron de varios continuos, más notablemente uno que se extiende desde 0,7 a 1,6 μm utilizando un GeO de 315 m de largo.fibra de sílice dopada con un núcleo de 33 μm. [21] La configuración óptica era similar al trabajo anterior de Lin con Stolen, excepto que en este caso la fuente de la bomba era un láser Nd: YAG de conmutación Q de 150 kW, 20 ns. De hecho, tenían tanta potencia disponible que dos tercios se atenuaron para evitar daños en la fibra. Los 50 kW acoplados a la fibra surgieron como un continuo de 12 kW. Las líneas de Stokes eran claramente visibles hasta 1,3 μm, momento en el que el continuo comenzó a suavizarse, excepto por una gran pérdida debida a la absorción de agua a 1,38 μm. A medida que aumentaron la potencia de lanzamiento más allá de los 50 kW, notaron que el continuo se extiende hacia la parte verde del espectro visible. Sin embargo, los niveles de potencia más altos dañaron rápidamente su fibra. En el mismo papel también bombearon una fibra monomodo con un núcleo de 6 μm de diámetro y "unos 100 m de longitud". Generaba un continuo similar que se extendía desde 0,9 μm hasta 1,7 μm con potencias de lanzamiento y salida reducidas. Sin darse cuenta, también habían generado solitones ópticos por primera vez.

Los ochenta

En 1980 Fujii et al. repitió la configuración de Lin de 1978 con un modo Nd: YAG bloqueado. [22] Se informó que la potencia máxima de los pulsos era superior a 100 kW y lograron una eficiencia de acoplamiento superior al 70% en una fibra dopada con Ge monomodo de núcleo de 10 μm. Inusualmente, no informaron la duración de su pulso. Su espectro abarcó toda la ventana espectral en sílice de 300 nm a 2100 nm. Los autores se preocuparon por el lado visible del espectro e identificaron que el mecanismo principal para la generación era la mezcla de cuatro ondas de la bomba y el Stokes generado por Raman. Sin embargo, hubo algunos modos de orden superior, que se atribuyeron a la generación de frecuencia de suma entre la bomba y las líneas de Stokes. La condición de coincidencia de fases se cumplió mediante el acoplamiento de la luz convertida hacia arriba y el cuasi-continuo de los modos de revestimiento.

Washio et al. [23] en 1980 cuando bombearon 150 m de fibra monomodo con un láser Nd: YAG de conmutación Q de 1,34 μm. Esto estaba dentro del régimen de dispersión anómalo de su fibra. El resultado fue un continuo que se extendía de 1,15 a 1,6 μm y no mostraba líneas de Stokes discretas.

Hasta este punto, nadie había proporcionado realmente una explicación adecuada de por qué el continuo se suavizó entre las líneas de Stokes en longitudes de onda más largas en las fibras. En la mayoría de los casos, esto se explica por mecanismos de solitón; sin embargo, los solitones no se reportaron en fibras hasta 1985. [24] [25] Se comprendió que la modulación de auto-fase no podía explicar los amplios continuos vistos, pero en su mayor parte se ofreció poco más como explicación.

En 1982 Smirnov et al. [26] reportaron resultados similares a los logrados por Lin en 1978. Usando fibras de fosfosilicato multimodo bombeadas a 0.53 y 1.06 μm, vieron los componentes normales de Stokes y un espectro que se extendía desde el ultravioleta hasta el infrarrojo cercano. Calcularon que el ensanchamiento espectral debido a la modulación de la autofase debería haber sido de 910 cm -1 , pero su continuo era superior a 3000 cm -1 . Llegaron a la conclusión de que "un continuo óptico no puede explicarse únicamente mediante la modulación de fase propia". Continuaron señalando las dificultades de la adaptación de fases en longitudes largas de fibra para mantener la mezcla de cuatro ondas , e informaron de un mecanismo de daño inusual (en retrospectiva, esto probablemente se consideraría un fusible de fibra muy corto). Señalan una sugerencia mucho anterior de Loy y Shen [27] de que si los pulsos de nanosegundos consistieran en picos de sub-nanosegundos en una envolvente de nanosegundos , esto explicaría el amplio continuo.

Esta idea de pulsos muy cortos que resultan en un amplio continuo se estudió un año después cuando Fork et al. [28] informó el uso de pulsos de 80 fs de un láser bloqueado en modo de colisión. [29] La longitud de onda del láser era de 627 nm y lo usaron para bombear un chorro de etilenglicol. Colimaron el continuo resultante y midieron la duración del pulso en diferentes longitudes de onda, notando que la parte roja del continuo estaba al frente del pulso y la azul en la parte posterior. Informaron chirridos muy pequeños a lo largo del continuo. Estas observaciones y otras les llevaron a afirmar que la modulación de fase propia era el efecto dominante por cierto margen. Sin embargo, también notaron que sus cálculos mostraban que el continuo permanecía mucho más grande de lo que permitiría la modulación de fase propia, lo que sugiere que también deben estar presentes procesos de mezcla de cuatro ondas. Afirmaron que era mucho más fácil producir un continuo confiable y repetible usando una fuente de femtosegundos . Durante los años siguientes, esta fuente se desarrolló aún más y se usó para examinar otros líquidos. [30]

En el mismo año, Nakazawa y Tokuda informaron sobre el uso de las dos transiciones en Nd: YAG a 1,32 y 1,34 μm para bombear una fibra multimodo simultáneamente en estas longitudes de onda. Atribuyeron el espectro continuo a una combinación de mezcla forzada de cuatro ondas y una superposición de dispersión Raman estimulada secuencial . La principal ventaja de esto fue que pudieron generar un continuo a potencias de bomba relativamente bajas de unos pocos kW, en comparación con el trabajo anterior. [31]

Desde principios hasta finales de la década de 1980, Alfano, Ho, Corkum, Manassah y otros llevaron a cabo una amplia variedad de experimentos, aunque muy pocos de ellos involucraban fibras. La mayor parte del trabajo se centró en el uso de fuentes más rápidas (10 ps y menos) para bombear varios cristales, líquidos, gases y semiconductores con el fin de generar continuos principalmente en la región visible. [32] La modulación de fase automática se utilizaba normalmente para explicar los procesos, aunque desde mediados de la década de 1980 se ofrecieron otras explicaciones, incluida la modulación de fase cruzada de segunda generación armónica [33] y la modulación de fase inducida. [34] De hecho, se hicieron esfuerzos para explicar por qué la modulación de fase propia podría resultar en continuos mucho más amplios, principalmente a través de modificaciones a la teoría al incluir factores como una envolvente de amplitud que varía lentamente, entre otros. [35] [36]

En 1987 Gomes et al. [37] informaron de la dispersión Raman estimulada en cascada en una fibra a base de fosfosilicato de modo único . Bombearon la fibra con un Nd: YAG de conmutación Q y bloqueo de modo, que produjo pulsos de 130 ps con una potencia máxima de 700 kW. Lanzaron hasta 56 kW en la fibra y como resultado del fósforo lograron un continuo mucho más amplio y plano que el que se había logrado hasta ese punto con la fibra de sílice. Un año después, Gouveia-Neto et al. [38] del mismo grupo publicó un artículo que describe la formación y propagación de ondas de solitón a partir de la inestabilidad de la modulación. Utilizaron un láser Nd: YAG de 1,32 μm que producía pulsos de 100 ps con una potencia máxima de 200 W para bombear 500 m de fibra monomodo con un diámetro de núcleo de 7 μm. La longitud de onda de dispersión cero de la fibra fue de 1,30 μm, colocando la bomba justo dentro del régimen de dispersión anómala. Observaron que surgían pulsos con duraciones de menos de 500 fs (solitones) y, a medida que aumentaban la potencia de la bomba, se formaba un continuo que se extendía de 1,3 a 1,5 μm.

Los noventa

Gross y col. en 1992 publicó un artículo que modela la formación de supercontinua (en la región de dispersión de velocidad de grupo anómalo) cuando se genera mediante pulsos de femtosegundos en la fibra. Era fácilmente el modelo más completo, hasta esa fecha, con solitones fundamentales y desplazamiento de frecuencia propia de solitones emergiendo como soluciones a las ecuaciones. [39]

La aplicabilidad de supercontinua para su uso en sistemas multiplexados por división de longitud de onda (WDM) para comunicaciones ópticas se investigó intensamente durante la década de 1990. En 1993 Morioka et al. [9] informó de un esquema de multiplexación de canales de 100 longitudes de onda que producía simultáneamente cien pulsos de 10 ps en la región espectral de 1.224-1.394 μm con un espaciado espectral de 1.9 nm. Produjeron un supercontinuo usando una bomba Nd: YLF centrada en 1.314 μm que estaba bloqueada en modo para producir pulsos de 7.6 ps. Luego filtraron el continuo resultante con una fibra birrefringente para generar los canales.

Morioka y Mori continuaron con el desarrollo de tecnologías de telecomunicaciones utilizando generación de supercontinuo a lo largo de la década de 1990 hasta la actualidad. Su investigación incluyó: el uso de un supercontinuo para medir la dispersión de la velocidad del grupo en fibras ópticas; [40] la demostración de un sistema WDM basado en 1 Tbit / s; [10] y más recientemente un sistema multiplexado por división de longitud de onda densa de 1000 canales (DWDM) capaz de 2,8 Tbit / s utilizando un supercontinuo fraccionalmente de más de 60 nm de ancho. [1]

La primera demostración de un supercontinuo basado en fibras bombeado por un láser basado en fibras fue informado por Chernikov et al. [41] en 1997. Hicieron uso de la retrodispersión distribuida para lograr la conmutación Q pasiva en fibras dopadas con iterbio y erbio monomodo. La conmutación Q pasiva produjo pulsos con una potencia máxima de 10 kW y una duración de 2 ns. El continuo resultante se extendía desde 1 μm hasta el borde de la ventana de sílice a 2,3 μm. Las primeras tres líneas de Stokes eran visibles y el continuo se extendía hasta aproximadamente 0,7 μm, pero a niveles de potencia significativamente reducidos.

Progreso desde 2000

Los avances realizados durante la década de 1980 significaron que había quedado claro que para obtener los continuos más amplios en la fibra, era más eficiente bombear el régimen de dispersión anómalo. Sin embargo, era difícil sacar provecho de esto con láseres de 1 µm de alta potencia, ya que había resultado extremadamente difícil lograr una longitud de onda de dispersión cero de mucho menos de 1,3 µm en fibra de sílice convencional. Una solución apareció con la invención de las fibras de cristal fotónico (PCF) en 1996 por Knight et al. [42] Las propiedades de los PCF se discuten en detalle en otra parte, pero tienen dos propiedades que hacen del PCF un medio excelente para la generación de supercontinuo, a saber: alta no linealidad y una longitud de onda de dispersión cero personalizable. Entre los primeros se encontraban Ranka et al. en 2000, [5] que utilizaron un PCF de 75 cm con una dispersión cero a 767 nm y un diámetro de núcleo de 1,7 μm. Bombearon la fibra con pulsos de 100 fs, 800 pJ a 790 nm para producir un continuo plano entre 400 y 1450 nm.

A este trabajo le siguieron otros que bombeaban longitudes cortas de PCF con cero dispersiones alrededor de 800 nm con láseres de zafiro de femtosegundo de alta potencia. Lehtonen y col. [43] estudiaron el efecto de la polarización en la formación de continuos en un PCF birrefringente, así como la variación de la longitud de onda de la bomba (728-810 nm) y la duración del pulso (70-300 fs). Descubrieron que los mejores continuos se formaron justo dentro de la región anómala con pulsos de 300 fs. Los pulsos más cortos dieron como resultado una clara separación de los solitones que eran visibles en la salida espectral. Herrmann y col. proporcionó una explicación convincente del desarrollo de la supercontinua de femtosegundos, específicamente la reducción de solitones de órdenes superiores a los fundamentales y la producción de ondas dispersivas durante este proceso. [44] [45] Desde entonces, se han desarrollado y demostrado fuentes de femtosegundos totalmente integradas en fibra. [46] [47]

Otras áreas de desarrollo desde 2000 han incluido: fuentes supercontinuas que operan en los regímenes de picosegundos, nanosegundos y CW; el desarrollo de fibras para incluir nuevos materiales, técnicas de producción y conos; métodos novedosos para generar continuos más amplios; ecuaciones de propagación novedosas para describir el supercontinuo en nanocables fotónicos, [48] y el desarrollo de modelos numéricos para explicar y ayudar a comprender la generación de supercontinuo. Desafortunadamente, una discusión en profundidad de estos logros está más allá de este artículo, pero se remite al lector a un excelente artículo de revisión de Dudley et al. [49]

Generación de supercontinuo en plataformas fotónicas integradas

Si bien las fibras ópticas han sido el caballo de batalla de la generación de supercontinuo desde sus inicios, las fuentes de supercontinuo integradas basadas en guías de ondas se han convertido en un área activa de investigación en el siglo XXI. Estas plataformas a escala de chips prometen miniaturizar las fuentes de supercontinuo en dispositivos que son compactos, robustos, escalables, de producción masiva y más económicos. Dichas plataformas también permiten la ingeniería de dispersión variando la geometría de la sección transversal de la guía de ondas. Materiales a base de silicio tales como sílice , [50] nitruro de silicio , [51] [52 ] silicio cristalino y amorfo [53] [54] han demostrado una generación de supercontinuo que abarca el visible, [55] infrarrojo cercano [55] [56] y regiones del infrarrojo medio [56] [57] del espectro electromagnético. A partir de 2015, el supercontinuo más ancho generado en el chip se extiende desde 470 nm en el visible hasta 2130 nm para la región de longitud de onda infrarroja. [58]

En esta sección discutiremos brevemente la dinámica de los dos regímenes principales en los que se generan supercontinuas en fibra. Como se dijo anteriormente, un supercontinuo ocurre a través de la interacción de muchos procesos no lineales para causar un ensanchamiento espectral extenso. Muchos de estos procesos, como la modulación de fase propia, la mezcla de cuatro ondas y la dinámica basada en solitones, se han comprendido bien, individualmente, durante algún tiempo. Los avances en los últimos años han involucrado la comprensión y el modelado de cómo todos estos procesos interactúan juntos para generar supercontinuos y cómo se pueden diseñar parámetros para mejorar y controlar la formación del continuo. Los dos regímenes principales son el régimen de fisión del solitón y el régimen de inestabilidad de modulación. Se puede considerar que los procesos físicos son bastante similares y las descripciones realmente nos permiten distinguir entre los procesos que impulsan la formación del continuo para diferentes condiciones de bombeo. También se cubre un tercer régimen, bombeo en la región de dispersión normal . Esta es una forma perfectamente viable de generar un supercontinuo. Sin embargo, no es posible generar los mismos anchos de banda con este método.

Régimen de fisión de solitón

En el régimen de fisión de solitón, se lanza un pulso corto de femtosegundos de alta potencia en la PCF u otra fibra altamente no lineal. El pulso de femtosegundo puede considerarse como un solitón de orden superior, por lo que se ensancha rápidamente y luego se fisiona en solitones fundamentales. Durante el proceso de fisión, el exceso de energía se desprende en forma de ondas dispersivas en el lado de la longitud de onda corta. Generalmente, estas ondas dispersivas no sufrirán más cambios [49] y, por lo tanto, la extensión por debajo de la bomba depende de la amplitud con la que se expande el solitón al respirar. [59] [60] Los solitones fundamentales se someten a dispersión Raman intrapulso y se desplazan a longitudes de onda más largas (también conocido como desplazamiento de frecuencia propia del solitón), generando el lado de longitud de onda larga del continuo. Es posible que el continuo de solitones Raman interactúe con la radiación dispersiva a través de la mezcla de cuatro ondas [61] y la modulación de fase cruzada. [62] En determinadas circunstancias, es posible que estas ondas dispersivas se acoplen a los solitones mediante el efecto de captura de solitones. [63] [64] Este efecto significa que a medida que la frecuencia propia del solitón cambia a longitudes de onda más largas, la onda dispersiva acoplada se desplaza a longitudes de onda más cortas según lo dictado por las condiciones de adaptación de la velocidad del grupo. Generalmente, este mecanismo de captura de solitones permite que el continuo se extienda a longitudes de onda más cortas de lo que es posible mediante cualquier otro mecanismo.

El primer supercontinuo generado en PCF operó en este régimen [5] y muchos de los experimentos posteriores también utilizaron sistemas de femtosegundos de pulsos ultracortos como fuente de bombeo. [49] Una de las principales ventajas de este régimen es que el continuo a menudo exhibe un alto grado de coherencia temporal, [49] además, es posible generar supercontinuos amplios en longitudes muy cortas de PCF. Las desventajas incluyen la incapacidad de escalar a potencias promedio muy altas en el continuo, aunque el factor limitante aquí son las fuentes de bombeo disponibles; y típicamente el espectro no es uniforme debido a la naturaleza localizada de los componentes espectrales que lo generan.

Se puede determinar si este régimen es dominante a partir de los parámetros de pulso y fibra. Podemos definir una longitud de fisión de solitón,, para estimar la longitud a la que se logra la mayor compresión de solitones, de manera que:

dónde es la longitud de dispersión característica y es el orden de los solitones. Como la fisión tiende a ocurrir a esta longitud, siempre que es más corta que la longitud de la fibra y otras escalas de longitud características, como la longitud de inestabilidad de modulación , dominará la fisión.

Régimen de inestabilidad de modulación

La inestabilidad de modulación (MI), conduce a la ruptura de una onda continua (CW) o campos de onda cuasi-continuos, que se convierte en un tren de solitones fundamentales. Es importante enfatizar que los solitones generados en este régimen son fundamentales, ya que varios artículos sobre la formación de supercontinuos CW y cuasi-CW han acreditado la generación de longitud de onda corta a la fisión de solitones y la generación de ondas dispersivas como se describió anteriormente. [65] [66] De manera similar al régimen de fisión de solitones, el lado de longitud de onda larga del continuo es generado por los solitones que experimentan dispersión Raman intrapulso y desplazamiento de frecuencia propia a longitudes de onda más largas. Como el proceso de MI está impulsado por ruido, se crea una distribución de solitones con diferentes energías, lo que da como resultado diferentes tasas de cambio de frecuencia propia. El resultado neto es que los continuos solitón-Raman impulsados ​​por MI tienden a ser espectralmente mucho más suaves que los generados en el régimen de fisión. La generación de longitud de onda corta es impulsada por una mezcla de cuatro ondas, especialmente para potencias de pico más altas en el régimen cuasi-CW. En el régimen de onda continua pura, la generación de longitudes de onda cortas solo se ha logrado recientemente en longitudes de onda más cortas que las de una fuente de bomba de 1 μm. En este caso, se ha demostrado que la captura de solitones desempeña un papel en la generación de longitudes de onda cortas en el régimen impulsado por MI.

Un continuo solo ocurrirá en el régimen de MI si los parámetros de la fibra y el campo son tales que el MI se forma y domina sobre otros procesos como la fisión. De manera similar al régimen de fisión, es constructivo desarrollar una escala de longitud característica para MI,:

dónde es el nivel de ruido de fondo por debajo del nivel de potencia pico. La ecuación es esencialmente una medida de la longitud requerida para que la ganancia de MI amplifique el ruido cuántico de fondo en solitones. Por lo general, se considera que este ruido de disparo es de ~ 200 dB por debajo. Así provisto entonces MI dominará sobre la fisión de solitones en el caso cuasi-CW y esta condición puede expresarse como:

El término medio de la ecuación es simplemente la ecuación del solitón. Para que MI domine, necesitamos que el lado izquierdo sea mucho menor que el lado derecho, lo que implica que el orden de los solitones debe ser mucho mayor que 4. En la práctica, este límite se ha establecido como aproximadamente. [49] Por lo tanto, podemos ver que son predominantemente los pulsos ultracortos los que conducen al mecanismo de fisión del solitón.

Bombeo en el régimen de dispersión normal

Los dos regímenes descritos anteriormente asumen que la bomba está en la región de dispersión anómala. Es posible crear supercontinua en la región normal y, de hecho, muchos de los primeros resultados discutidos en el resumen histórico fueron bombeados en el régimen de dispersión normal. Si los pulsos de entrada son lo suficientemente cortos, la modulación de autofase puede conducir a un ensanchamiento significativo que es temporalmente coherente. Sin embargo, si los pulsos no son ultracortos, la dispersión Raman estimulada tiende a dominar y, por lo general, aparecerá una serie de líneas de Stokes discretas en cascada hasta que se alcance la longitud de onda de dispersión cero. En este punto puede formarse un continuo de solitones Raman. Como el bombeo en lo anómalo es mucho más eficiente para la generación continua, la mayoría de las fuentes modernas evitan el bombeo en el régimen de dispersión normal.

  1. ^ a b c Takara, H .; Ohara, T .; Yamamoto, T .; Masuda, H .; Abe, M .; Takahashi, H .; Morioka, T. (2005). "Demostración de campo de transmisión DWDM de más de 1000 canales con fuente multiportadora supercontinua". Cartas de electrónica . Institución de Ingeniería y Tecnología (IET). 41 (5): 270-271. doi : 10.1049 / el: 20057011 . ISSN  0013-5194 .
  2. ^ Spie (2014). "Robert Alfano sobre el supercontinuo: historia y aplicaciones futuras". Sala de prensa SPIE . doi : 10.1117 / 2.3201404.03 .
  3. ^ Hartl, I .; Li, XD; Chudoba, C .; Ghanta, RK; Ko, TH; Fujimoto, JG; Ranka, JK; Windeler, RS (1 de mayo de 2001). "Tomografía de coherencia óptica de ultra alta resolución utilizando generación continua en una fibra óptica de microestructura aire-sílice". Letras de óptica . La sociedad óptica. 26 (9): 608–10. doi : 10.1364 / ol.26.000608 . ISSN  0146-9592 . PMID  18040398 .
  4. ^ Hsiung, Pei-Lin; Chen, Yu; Ko, Tony H .; Fujimoto, James G .; de Matos, Christiano JS; Popov, Sergei V .; Taylor, James R .; Gapontsev, Valentin P. (1 de noviembre de 2004). "Tomografía de coherencia óptica utilizando una fuente de luz continua Raman de alta potencia de onda continua" . Optics Express . La sociedad óptica. 12 (22): 5287–95. doi : 10.1364 / opex.12.005287 . ISSN  1094-4087 . PMID  19484089 .
  5. ^ a b c Ranka, Jinendra K .; Windeler, Robert S .; Stentz, Andrew J. (1 de enero de 2000). "Generación de continuo visible en fibras ópticas de microestructura aire-sílice con dispersión anómala a 800 nm". Letras de óptica . La sociedad óptica. 25 (1): 25–7. doi : 10.1364 / ol.25.000025 . ISSN  0146-9592 . PMID  18059770 .
  6. ^ Jones, DJ (28 de abril de 2000). "Control de fase de envolvente portadora de láseres bloqueados en modo de femtosegundo y síntesis de frecuencia óptica directa" . Ciencia . Asociación Estadounidense para el Avance de la Ciencia (AAAS). 288 (5466): 635–639. doi : 10.1126 / science.288.5466.635 . ISSN  0036-8075 . PMID  10784441 .
  7. ^ Schnatz, H .; Hollberg, LW (2003). "Peines de frecuencia óptica: de la metrología de frecuencia al control de fase óptica". Revista IEEE de temas seleccionados en electrónica cuántica . Instituto de Ingenieros Eléctricos y Electrónicos (IEEE). 9 (4): 1041–1058. doi : 10.1109 / jstqe.2003.819109 . ISSN  1077-260X .
  8. ^ Dunsby, C; Lanigan, PMP; McGinty, J; Elson, DS; Requejo-Isidro, J; et al. (20 de noviembre de 2004). "Una fuente láser ultrarrápida sintonizable electrónicamente aplicada a la microscopía de imágenes de fluorescencia y de imágenes de vida útil de fluorescencia". Revista de Física D: Física Aplicada . Publicación de IOP. 37 (23): 3296–3303. doi : 10.1088 / 0022-3727 / 37/23/011 . ISSN  0022-3727 . S2CID  401052 .
  9. ^ a b Morioka, T .; Mori, K .; Saruwatari, M. (13 de mayo de 1993). "Generación de pulsos ópticos de picosegundos de canal de longitud de onda de más de 100 a partir de una sola fuente de láser utilizando supercontinuo en fibras ópticas". Cartas de electrónica . Institución de Ingeniería y Tecnología (IET). 29 (10): 862–864. doi : 10.1049 / el: 19930576 . ISSN  1350-911X .
  10. ^ a b Morioka, T .; Takara, H .; Kawanishi, S .; Kamatani, O .; Takiguchi, K .; et al. (1996). "Transmisión OTDM / WDM de 1 Tbit / s (100 Gbit / s × 10 canales) utilizando una única fuente WDM supercontinua". Cartas de electrónica . Institución de Ingeniería y Tecnología (IET). 32 (10): 906-907. doi : 10.1049 / el: 19960604 . ISSN  0013-5194 .
  11. ^ H. Delbarre y M. Tassou, Detección de trazas de gas atmosférico con pulsos ultracortos o continuo de luz blanca, en Conference on Lasers and Electro-Optics Europe, (2000), p. CWF104.
  12. ^ Sanders, ST (1 de noviembre de 2002). "Láser de fibra ágil en longitud de onda que utiliza dispersión de velocidad de grupo de super-continuos pulsados ​​y aplicación a espectroscopia de absorción de banda ancha". Física Aplicada B: Láseres y Óptica . Springer Science and Business Media LLC. 75 (6–7): 799–802. doi : 10.1007 / s00340-002-1044-z . ISSN  0946-2171 . S2CID  122125718 .
  13. ^ M. Ere-Tassou, C. Przygodzki, E. Fertein y H. Delbarre, Fuente láser de femtosegundos para detección de gas atmosférico en tiempo real en UV - visible, Opc. Comun. 220 , 215-221 (2003).
  14. ^ DeVore, PTS; Solli, DR; Ropers, C .; Koonath, P .; Jalali, B. (5 de marzo de 2012). "La generación de supercontinuo estimulada extiende los límites de ampliación en el silicio". Letras de Física Aplicada . 100 (10): 101111. Código Bibliográfico : 2012ApPhL.100j1111D . doi : 10.1063 / 1.3692103 . ISSN  0003-6951 .
  15. ^ Halir, R .; Okawachi, Y .; Levy, JS; Foster, MA; Lipson, M .; Gaeta, AL (15 de mayo de 2012). "Generación de supercontinuo de banda ultra ancha en una plataforma compatible con CMOS". Letras de óptica . 37 (10): 1685–7. Código Bibliográfico : 2012OptL ... 37.1685H . doi : 10.1364 / OL.37.001685 . ISSN  1539-4794 . PMID  22627537 .
  16. ^ a b Jones, WJ; Stoicheff, BP (30 de noviembre de 1964). "Espectros Raman inverso: absorción inducida en frecuencias ópticas". Cartas de revisión física . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 13 (22): 657–659. doi : 10.1103 / physrevlett.13.657 . ISSN  0031-9007 .
  17. ^ Stoicheff, BP (1963). "Características de la radiación raman estimulada generada por luz coherente". Letras de física . Elsevier BV. 7 (3): 186–188. doi : 10.1016 / 0031-9163 (63) 90377-9 . ISSN  0031-9163 .
  18. ^ Alfano, RR; Shapiro, SL (16 de marzo de 1970). "Observación de la modulación de autofase y filamentos de pequeña escala en cristales y vidrios". Cartas de revisión física . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 24 (11): 592–594. doi : 10.1103 / physrevlett.24.592 . ISSN  0031-9007 .
  19. ^ Alfano, RR; Shapiro, SL (1 de junio de 1970). "Distorsión directa de nubes electrónicas de átomos de gases raros en campos eléctricos intensos". Cartas de revisión física . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 24 (22): 1217-1220. doi : 10.1103 / physrevlett.24.1217 . ISSN  0031-9007 .
  20. ^ a b Lin, Chinlon; Robado, RH (15 de febrero de 1976). "Nuevo continuo de nanosegundos para espectroscopia de estado excitado". Letras de Física Aplicada . Publicación AIP. 28 (4): 216–218. doi : 10.1063 / 1.88702 . ISSN  0003-6951 .
  21. ^ Lin, Chinlon; Nguyen, VT; Francés, GT (1978). "Continuo infrarrojo cercano de banda ancha (0,7-2,1 μm) generado en fibras ópticas de baja pérdida". Cartas de electrónica . Institución de Ingeniería y Tecnología (IET). 14 (25): 822-823. doi : 10.1049 / el: 19780556 . ISSN  0013-5194 .
  22. ^ Fujii, Y .; Kawasaki, BS; Hill, KO; Johnson, DC (1 de febrero de 1980). "Generación de luz de frecuencia suma en fibras ópticas". Letras de óptica . La sociedad óptica. 5 (2): 48. doi : 10.1364 / ol.5.000048 . ISSN  0146-9592 . PMID  19693118 .
  23. ^ Washio, K .; Inoue, K .; Tanigawa, T. (1980). "Generación eficiente de dispersión de luz estimulada por el infrarrojo cercano en fibras ópticas bombeadas en la región de baja dispersión a 1,3 μm". Cartas de electrónica . Institución de Ingeniería y Tecnología (IET). 16 (9): 331-333. doi : 10.1049 / el: 19800237 . ISSN  0013-5194 .
  24. ^ E. Golovchenko, EM Dianov, A. Prokhorov y V. Serkin, Decaimiento de los solitones ópticos, JETP Lett. 42 , 87-91 (1985).
  25. ^ Mitschke, FM; Mollenauer, LF (1 de octubre de 1986). "Descubrimiento del desplazamiento de frecuencia propia del solitón". Letras de óptica . La sociedad óptica. 11 (10): 659–61. doi : 10.1364 / ol.11.000659 . ISSN  0146-9592 . PMID  19738720 .
  26. ↑ V. Grigor'yants, VI Smirnov e Y. Chamorovski, Generación de un continuo óptico de banda ancha en guías de ondas de fibra, Sov. J. Quant. Electo. 12 , 841-847 (1982).
  27. ^ Loy, M .; Shen, Y. (1973). "Estudio de filamentos de luz autoenfocables y de pequeña escala en medios no lineales" . Revista IEEE de Electrónica Cuántica . Instituto de Ingenieros Eléctricos y Electrónicos (IEEE). 9 (3): 409–422. doi : 10.1109 / jqe.1973.1077489 . ISSN  0018-9197 .
  28. ^ Tenedor, RL; Tomlinson, WJ; Vástago, CV; Hirlimann, C .; Yen, R. (1 de enero de 1983). "Pulsos continuos de luz blanca de femtosegundos". Letras de óptica . La sociedad óptica. 8 (1): 1–3. doi : 10.1364 / ol.8.000001 . ISSN  0146-9592 . PMID  19714115 .
  29. ^ Tenedor, RL; Greene, BI; Shank, CV (1981). "Generación de pulsos ópticos de menos de 0,1 pseg por bloqueo de modo de pulso en colisión". Letras de Física Aplicada . Publicación AIP. 38 (9): 671–672. doi : 10.1063 / 1.92500 . ISSN  0003-6951 . S2CID  45813878 .
  30. ^ Knox, WH; Downer, MC; Tenedor, RL; Shank, CV (1 de diciembre de 1984). "Pulsos ópticos de femtosegundos amplificados y generación de continuo a una tasa de repetición de 5 kHz". Letras de óptica . La sociedad óptica. 9 (12): 552–4. doi : 10.1364 / ol.9.000552 . ISSN  0146-9592 . PMID  19721665 .
  31. ^ Nakazawa, Masataka; Tokuda, Masamitsu (20 de abril de 1983). "Generación de espectro continuo en una fibra multimodo utilizando dos haces de bomba en una región de longitud de onda de 1,3 µm". Revista japonesa de física aplicada . Sociedad Japonesa de Física Aplicada. 22 (Parte 2, núm. 4): L239 – L241. doi : 10.1143 / jjap.22.l239 . ISSN  0021-4922 .
  32. ^ RR Alfano, The Supercontinuum Laser Source: Fundamentals With Updated References (Springer, 2006), 2nd ed.
  33. ^ Alfano, RR; Wang, QZ; Jimbo, T .; Ho, PP; Bhargava, RN; Fitzpatrick, BJ (1 de enero de 1987). "Ampliación espectral inducida sobre un segundo armónico generado por un intenso pulso de láser ultracorto primario en cristales de ZnSe". Physical Review A . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 35 (1): 459–462. doi : 10.1103 / physreva.35.459 . ISSN  0556-2791 . PMID  9897980 .
  34. ^ Alfano, RR; Li, QX; Jimbo, T .; Manassah, JT; Ho, PP (1 de octubre de 1986). "Ampliación espectral inducida de un pulso de picosegundo débil en vidrio producido por un pulso de picosegundo intenso". Letras de óptica . La sociedad óptica. 11 (10): 626–8. doi : 10.1364 / ol.11.000626 . ISSN  0146-9592 . PMID  19738709 .
  35. ^ Manassah, Jamal T .; Alfano, Robert R .; Mustafa, Mustafa (1985). "Distribución espectral de una fuente láser supercontinuo ultrarrápida". Physics Letters A . Elsevier BV. 107 (7): 305-309. doi : 10.1016 / 0375-9601 (85) 90641-3 . ISSN  0375-9601 .
  36. ^ Manassah, Jamal T .; Mustafa, Mustafa A .; Alfano, Robert R .; Po, Ping P. (1985). "Supercontinuo inducido y empinamiento de un pulso láser ultrarrápido". Physics Letters A . Elsevier BV. 113 (5): 242–247. doi : 10.1016 / 0375-9601 (85) 90018-0 . ISSN  0375-9601 .
  37. ^ Gomes, ASL; Da Silva, VL; Taylor, JR; Ainslie, BJ; Craig, SP (1987). "Dispersión Raman estimulada por picosegundos en fibra óptica monomodo basada en P 2 O 5 -SiO 2 ". Comunicaciones ópticas . Elsevier BV. 64 (4): 373–378. doi : 10.1016 / 0030-4018 (87) 90254-9 . ISSN  0030-4018 .
  38. ^ Gouveia-Neto, AS; Gomes, ASL; Taylor, JR (1988). "Generación Raman Femto soliton". Revista IEEE de Electrónica Cuántica . Instituto de Ingenieros Eléctricos y Electrónicos (IEEE). 24 (2): 332–340. doi : 10.1109 / 3.130 . ISSN  0018-9197 .
  39. ^ Gross, Barry; Manassah, Jamal T. (1 de octubre de 1992). "Supercontinuo en la región de dispersión de velocidad de grupo anómala". Revista de la Sociedad Americana de Óptica B . La sociedad óptica. 9 (10): 1813-1818. doi : 10.1364 / josab.9.001813 . ISSN  0740-3224 .
  40. ^ Mori, K .; Morioka, T .; Saruwatari, M. (1995). "Medición de dispersión de velocidad de grupo de rango espectral ultra amplio utilizando supercontinuo en una fibra óptica bombeada por una fuente láser compacta de 1,5 μm". Transacciones IEEE sobre instrumentación y medición . Instituto de Ingenieros Eléctricos y Electrónicos (IEEE). 44 (3): 712–715. doi : 10.1109 / 19.387315 . ISSN  0018-9456 .
  41. ^ Chernikov, SV; Zhu, Y .; Taylor, JR; Gapontsev, vicepresidente (1 de marzo de 1997). "Láser de fibra de iterbio autoconmutable supercontinuo". Letras de óptica . La sociedad óptica. 22 (5): 298–300. doi : 10.1364 / ol.22.000298 . ISSN  0146-9592 . PMID  18183181 .
  42. ^ Knight, JC; Birks, TA; Russell, P. St. J .; Atkin, DM (1 de octubre de 1996). "Fibra óptica monomodo totalmente de sílice con revestimiento de cristal fotónico". Letras de óptica . La sociedad óptica. 21 (19): 1547–9. doi : 10.1364 / ol.21.001547 . ISSN  0146-9592 . PMID  19881720 .
  43. ^ Lehtonen, M .; Genty, G .; Ludvigsen, H .; Kaivola, M. (7 de abril de 2003). "Generación de supercontinuo en una fibra microestructurada altamente birrefringente" . Letras de Física Aplicada . Publicación AIP. 82 (14): 2197–2199. doi : 10.1063 / 1.1565679 . ISSN  0003-6951 .
  44. ^ Husakou, AV; Herrmann, J. (24 de octubre de 2001). "Generación supercontinuo de solitones de orden superior por fisión en fibras de cristal fotónico". Cartas de revisión física . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 87 (20): 203901. doi : 10.1103 / physrevlett.87.203901 . ISSN  0031-9007 . PMID  11690475 .
  45. ^ Herrmann, J .; Griebner, U .; Zhavoronkov, N .; Husakou, A .; Níquel, D .; Knight, JC; Wadsworth, WJ; Russell, P. St. J .; Korn, G. (11 de abril de 2002). "Evidencia experimental para la generación de supercontinuo por fisión de solitones de orden superior en fibras fotónicas". Cartas de revisión física . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 88 (17): 173901. doi : 10.1103 / physrevlett.88.173901 . ISSN  0031-9007 . PMID  12005754 .
  46. ^ RE Kennedy, AB Rulkov, JC Travers, SV Popov, VP Gapontsev y JR Taylor, fuentes de supercontinuo totalmente integradas de fibra de alta potencia, en Proceedings SPIE: Fiber Lasers II: Technology, Systems, and Applications: Lase: Photonics West , vol. 5709 (SPIE, 2005), vol. 5709, págs. 231–241.
  47. ^ Tausenev, Anton V; Kryukov, PG; Bubnov, MM; Likhachev, ME; Romanova, E Yu; Yashkov, MV; Khopin, VF; Salganskii, M Yu (31 de julio de 2005). "Fuente eficiente de pulsos de femtosegundos y su uso para la generación de supercontinuo de banda ancha". Electrónica cuántica . Publicación de IOP. 35 (7): 581–585. doi : 10.1070 / qe2005v035n07abeh006586 . ISSN  1063-7818 .
  48. ^ Tran, Truong X .; Biancalana, Fabio (22 de septiembre de 2009). "Una ecuación de envolvente precisa para la propagación de la luz en nanocables fotónicos: nuevos efectos no lineales" . Optics Express . La sociedad óptica. 17 (20): 17934–49. doi : 10.1364 / oe.17.017934 . ISSN  1094-4087 . PMID  19907582 .
  49. ^ a b c d e Dudley, John M .; Genty, Goëry; Coen, Stéphane (4 de octubre de 2006). "Generación de supercontinuo en fibra de cristal fotónico". Reseñas de Física Moderna . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 78 (4): 1135-1184. doi : 10.1103 / revmodphys.78.1135 . ISSN  0034-6861 .
  50. ^ Oh, Dong Yoon; Vende, David; Lee, Hansuek; Yang, Ki Youl; Diddams, Scott A .; Vahala, Kerry J. (15 de febrero de 2014). "Generación de supercontinuo en una guía de ondas de sílice en chip" (PDF) . Letras de óptica . 39 (4): 1046–8. Código Bibliográfico : 2014OptL ... 39.1046O . doi : 10.1364 / OL.39.001046 . ISSN  1539-4794 . PMID  24562274 .
  51. ^ Johnson, Adrea R .; Mayer, Aline S .; Klenner, Alexander; Luke, Kevin; Cordero, Erin S .; Lamont, Michael RE; Joshi, Chaitanya; Okawachi, Yoshitomo; Wise, Frank W. (1 de noviembre de 2015). "Generación de supercontinuo coherente que abarca octavas en una guía de ondas de nitruro de silicio" . Letras de óptica . 40 (21): 5117–20. Código bibliográfico : 2015OptL ... 40.5117J . doi : 10.1364 / OL.40.005117 . ISSN  1539-4794 . PMID  26512533 . S2CID  38293802 .
  52. ^ Liu, Xing; Pu, Minhao; Zhou, Binbin; Krückel, Clemens J .; Fülöp, Attila; Torres-Company, Víctor; Bache, Morten (15 de junio de 2016). "Generación de supercontinuo de octava en una guía de ondas de nitruro rico en silicio". Letras de óptica . 41 (12): 2719–2722. arXiv : 1606.00568 . Código bibliográfico : 2016OptL ... 41.2719L . doi : 10.1364 / OL.41.002719 . ISSN  1539-4794 . PMID  27304272 . S2CID  11118520 .
  53. ^ Safioui, Jassem; Leo, François; Kuyken, Bart; Gorza, Simon-Pierre; Selvaraja, Shankar Kumar; Baets, Roel; Emplit, Philippe; Roelkens, Gunther; Massar, Serge (10 de febrero de 2014). "Generación de supercontinuo en guías de ondas de silicio amorfo hidrogenado en longitudes de onda de telecomunicaciones". Optics Express . 22 (3): 3089–97. Código bibliográfico : 2014OExpr..22.3089S . doi : 10.1364 / OE.22.003089 . hdl : 1854 / LU-4367636 . ISSN  1094-4087 . PMID  24663599 .
  54. ^ Dave, Utsav D .; Uvin, Sarah; Kuyken, Bart; Selvaraja, Shankar; Leo, Francois; Roelkens, Gunther (30 de diciembre de 2013). "Telecomunicaciones a la generación de supercontinuo que abarca el infrarrojo medio en guías de ondas de silicio amorfo hidrogenado utilizando una fuente de bomba láser de fibra dopada con tulio". Optics Express . 21 (26): 32032–9. Código bibliográfico : 2013OExpr..2132032D . doi : 10.1364 / OE.21.032032 . hdl : 1854 / LU-4317947 . ISSN  1094-4087 . PMID  24514798 .
  55. ^ a b Zhao, Haolan; Kuyken, Bart; Clemmen, Stéphane; Leo, François; Subramanian, Ananth; Dhakal, Ashim; Helin, Philippe; Severi, Simone; Brainis, Edouard (15 de mayo de 2015). "Octava visible al infrarrojo cercano que abarca la generación de supercontinuo en una guía de ondas de nitruro de silicio" . Letras de óptica . 40 (10): 2177–80. Código bibliográfico : 2015OptL ... 40.2177Z . doi : 10.1364 / OL.40.002177 . hdl : 1854 / LU-7047222 . ISSN  1539-4794 . PMID  26393693 .
  56. ^ a b Ettabib, Mohamed A .; Xu, Lin; Bogris, Adonis; Kapsalis, Alexandros; Belal, Mohammad; Lorent, Emerick; Labeye, Pierre; Nicoletti, Sergio; Hammani, Kamal (1 de septiembre de 2015). "Telecomunicaciones de banda ancha a generación de supercontinuo de infrarrojo medio en una guía de ondas de germanio de silicio diseñada por dispersión" (PDF) . Letras de óptica . 40 (17): 4118–21. Código Bibliográfico : 2015OptL ... 40.4118E . doi : 10.1364 / OL.40.004118 . ISSN  1539-4794 . PMID  26368726 .
  57. ^ Lau, Ryan KW; Lamont, Michael RE; Griffith, Austin G .; Okawachi, Yoshitomo; Lipson, Michal; Gaeta, Alexander L. (1 de agosto de 2014). "Generación de supercontinuo de infrarrojo medio de octava en guías de nanoondas de silicio". Letras de óptica . 39 (15): 4518-21. Código bibliográfico : 2014OptL ... 39.4518L . CiteSeerX  10.1.1.651.8985 . doi : 10.1364 / OL.39.004518 . ISSN  1539-4794 . PMID  25078217 .
  58. ^ Epping, Jörn P .; Hellwig, Tim; Hoekman, Marcel; Mateman, Richard; Leinse, Arne; Heideman, René G .; Rees, Albert van; Slot, Peter JM van der; Lee, Chris J. (27 de julio de 2015). "Generación de supercontinuo visible a infrarrojo en chip con más de 495 THz de ancho de banda espectral" . Optics Express . 23 (15): 19596–604. Código bibliográfico : 2015OExpr..2319596E . doi : 10.1364 / OE.23.019596 . ISSN  1094-4087 . PMID  26367617 .
  59. ^ Tran, Truong X .; Biancalana, Fabio (25 de junio de 2009). "Dinámica y control de la etapa temprana de generación de supercontinuo en fibras ópticas de núcleo submicrónico". Physical Review A . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 79 (6): 065802. doi : 10.1103 / physreva.79.065802 . ISSN  1050-2947 .
  60. ^ Cristiani, Ilaria; Tediosi, Riccardo; Tartara, Luca; Degiorgio, Vittorio (2004). "Generación de ondas dispersivas por solitones en fibras ópticas microestructuradas" . Optics Express . La sociedad óptica. 12 (1): 124–35. doi : 10.1364 / opex.12.000124 . ISSN  1094-4087 . PMID  19471518 .
  61. ^ Gorbach, AV; Skryabin, DV; Stone, JM; Knight, JC (16 de octubre de 2006). "Mezcla de cuatro ondas de solitones con radiación y paquetes de ondas cuasi no dispersivas en el borde de longitud de onda corta de un supercontinuo" . Optics Express . La sociedad óptica. 14 (21): 9854–63. doi : 10.1364 / oe.14.009854 . ISSN  1094-4087 . PMID  19529378 .
  62. ^ Genty, G .; Lehtonen, M .; Ludvigsen, H. (20 de septiembre de 2004). "Efecto de la modulación de fase cruzada sobre el supercontinuo generado en fibras microestructuradas con pulsos sub-30 fs" . Optics Express . La sociedad óptica. 12 (19): 4614–24. doi : 10.1364 / opex.12.004614 . ISSN  1094-4087 . PMID  19484014 .
  63. ^ Gorbach, Andrey V .; Skryabin, Dmitry V. (5 de noviembre de 2007). "Teoría del atrapamiento de radiación por los solitones acelerados en fibras ópticas". Physical Review A . Sociedad Estadounidense de Física (APS). 76 (5): 053803. arXiv : 0707.1598 . doi : 10.1103 / physreva.76.053803 . ISSN  1050-2947 . S2CID  13673597 .
  64. ^ Beaud, P .; Hodel, W .; Zysset, B .; Weber, H. (1987). "Propagación de pulso ultracorto, ruptura de pulso y formación fundamental de solitones en una fibra óptica monomodo". Revista IEEE de Electrónica Cuántica . Instituto de Ingenieros Eléctricos y Electrónicos (IEEE). 23 (11): 1938-1946. doi : 10.1109 / jqe.1987.1073262 . ISSN  0018-9197 .
  65. ^ Abeeluck, Akheelesh K .; Headley, Clifford (1 de enero de 2005). "Bombeo de onda continua en los regímenes de dispersión anómala y normal de fibras no lineales para la generación de supercontinuo". Letras de óptica . La sociedad óptica. 30 (1): 61–3. doi : 10.1364 / ol.30.000061 . ISSN  0146-9592 . PMID  15648638 .
  66. ^ Vanholsbeeck, Frédérique; Martín-López, Sonia; González-Herráez, Miguel; Coen, Stéphane (22 de agosto de 2005). "El papel de la incoherencia de la bomba en la generación de supercontinuo de onda continua" . Optics Express . La sociedad óptica. 13 (17): 6615-25. doi : 10.1364 / opex.13.006615 . ISSN  1094-4087 . PMID  19498676 .

  • Supercontinuum en la Enciclopedia de física y tecnología láser , por Rüdiger Paschotta
  • Generación de supercontinuo en silicio y cómo superar el problema con la absorción de dos fotones y la absorción de portadores libres