microestruturadas: princípios fundamentais e fabricação.
2. Fibras ópticas microestruturadas (MOF)
2.2. Propriedades ópticas das MOFs
Essas duas categorias de fibras ópticas microestruturadas vêm chamando a atenção na pesquisa nos últimos anos, principalmente pela liberdade da “manipulação” dos parâmetros físicos e geométricos na busca do resultado desejado. Dessa forma, as MOFs permitem:
9 Manejo das curvas de dispersão45 ;
9 Operação monomodo em uma larga faixa de comprimentos de onda47 ; 9 Possibilidade de ajuste da área efetiva (diâmetro do núcleo) 48
; 9 Controle e exploração dos efeitos ópticos não lineares49
, entre outros.
A primeira característica explorada nas MOFs foi sua propriedade em apresentar guiamento monomodo em uma larga faixa de comprimentos de onda, possibilitando a variação da freqüência de operação sem alterar o comportamento monomodo. Uma fibra óptica é efetivamente monomodo quando o parâmetro V é mantido abaixo de 2,40547,50. Nas
ϲϰ
MOFs, este efeito pode ser explicado fisicamente devido ao fato do índice de refração médio do conjunto da casca ser função do comprimento de onda36. Para comprimentos de onda curtos, a luz tende a permanecer mais confinada no núcleo da fibra, penetrando menos na estrutura da casca. Essa menor interação entre o campo eletromagnético e a região de ar (menor índice de refração) aumenta o índice efetivo da região da casca, diminuindo, assim, a diferença entre os índices da casca e do núcleo. De maneira oposta, para comprimentos de onda mais longos (IV), o confinamento da luz no núcleo diminui. Neste caso a luz tem maior interação com a região de ar, o que tende a diminuir o índice efetivo da casca, aumentando assim, a diferença entre os índices da casca e do núcleo. Desta forma, consegue-se projetar fibras com arranjos periódicos capazes de conservar o valor V praticamente constante e abaixo de 2,405, possibilitando manter o guiamento monomodo em uma ampla faixa espectral36,50.
Outra propriedade muito estudada nessas fibras é o manejo da área efetiva, Aeff, dada por48,49:
ࢋࢌࢌൌ
ሺ ȁࡴࡿ ࢚ȁࢊ࢞ࢊ࢟ሻ ȁࡴࡿ ࢚ȁࢊ࢞ࢊ࢟
(Eq. II.5) onde Ht correponde à distribuição de campo magnético na seção transversal da fibra. A determinação da área efetiva é fundamental no controle dos efeitos não-lineares, uma vez que o coeficiente não linear da fibra, γ, é inversamente proporcional à área efetiva, conforme a expressão: ࢽ ൌ ሺ࣊ሻ ሺࣅ
ࢋࢌࢌሻ
൘ [W-1m-1], sendo n2 o coeficiente do índice não linear do material (para a sílica n2 ~ 2,66 x 10-20 m2/W)47,49,51. Logo, as MOFs possibilitam duas situações distintas: (i) fibras com elevada área do nucleo, guiando alta intensidade de potencia optica, sem excitar efeitos não lineares51 e (ii) fibras guiando alta densidade de potencia óptica, excitando efeitos não lineares. Devido ao alto contraste entre os índices de refração da sílica e do ar, as MOFs oferecem a possibilidade de forte confinamento modal para uma faixa de comprimentos de onda. Estes efeitos podem ser explorados na geração de luz supercontinua51, na propagação de sólitons, em amplificadores Raman52, entre outros.
Outras características também são bastante exploradas nas MOFs, como o controle da dispersão cromática e efeitos birrefringentes.
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2.2.1. Dispersão cromática em MOFs
Nas MOFs, a dispersão causada pelo guia geralmente é menor do que a dispersão do material. O índice efetivo do modo depende fortemente do comprimento de onda. Em outras palavras, a microestruturação influencia muito no termo da dispersão do guia na expressão da dispersão cromática total.
2.2.2. Propriedades ópticas não lineares
Dentre as diversas aplicações das MOFs, um dos efeitos mais estudados é a geração de supercontinuo. Este efeito surge da combinação de diversos efeitos não lineares. Os efeitos não lineares são decorrentes da polarização do material, como descrito no capitulo I, abrangendo tanto os efeitos lineares (ação de campo eletromagnético fraco) e não lineares (ação de campo eletromagnetico intenso). No caso dos vidros, os quais não apresentam o termo de segunda ordem, as partes lineares e não lineares de polarização estão relacionados diretamente com o campo elétrico aplicado, de acordo com as relações:
ࡼ
ࢋࢇ࢘ൌ ࢿ
࣑
ሺሻǤ ࡱ (
Eq. II.6)
ࡼ
ࢋࢇ࢘ൌ ࢿ
࣑
ሺሻǤ ࡱࡱࡱ (
Eq. II.7) Como já foi visto, o efeito elastico que induz a susceptibilidade de ordem 3 é o efeito Kerr, no qual não há troca de energia entre o feixe de bombeio (campo eletromagnetico aplicado) e o meio de propagação. De forma contrária, os efeitos inelásticos induzem uma troca de energia entre o campo eletromagnetico aplicado e o material, como é o caso dos espalhamentos Raman e Brillouin.
2.2.2.1. Efeito Kerr óptico
Basicamente, o efeito Kerr óptico é a modificação do índice de refração, n, do meio pela intensidade do campo eletromagnético propagante:
ൌ
ࡵ
(Eq. II.8) onde I é a intensidade do campo eletromagnético propagante no meio, n0 o índice de refração linear e n2 o índice não linear do material.ϲϲ
2.2.2.2. Auto-modulação de fase
Este fenômeno é uma manifestação direta do efeito Kerr óptico e se traduz pela modificação da fase da onda pela sobreposição da própria onda. Em contrapartida, o perfil temporal do pulso não é modificado. Esta mudança de fase induzida pela auto-modulação é aumentada com a distancia de propagação, em outras palavras, novas freqüências são geradas, o que resulta em um alargamento espectral dos pulsos, ou do inglês SPM – self phase
modulation.
2.2.2.3. Mistura de Quatro ondas
A mistura da quatro ondas (do inglês, FWM – four wave mixing) é um efeito óptico não linear que consiste da interação de 3 ondas eletromagneticas levando a geração/amplificação de uma quarta.
Quando três ondas de freqüências ω1, ω2 e ω3 interagem de forma não linear, elas podem produzir freqüências ω1цω3цω2. A FWM é a base da amplificação paramétrica.
2.2.3. Espalhamento Raman
O espalhamento Raman é causado pelas vibrações moleculares que interagem espontaneamente com a luz cuja freqüência é deslocada para freqüências mais altas (linhas anti Stokes) e freqüências mais baixas (linhas Stokes). Se considerarmos pulsos de alta potencia de bombeamento, é possível transferir eficientemente a maior parte da potencia do pulso para a linha Stokes do material53. Desta forma é possível amplificar consideravelmente os sinais ópticos a partir de efeito Raman
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2.2.4. Espalhamento Brillouin
Em seu princípio, o espalhamento Brillouin é bastante semelhante ao espalhamento Raman. Diferem na ordem de grandeza das medidas (da ordem de THz para o Raman e GHz para o Brillouin).
O espalhamento Brillouin é o espalhamento da luz por uma onda acústica. A deformação do meio associado a uma onda é acompanhada de uma modificação local do índice de refração do meio. Para feixes intensos (por exemplo, os lasers) viajando no meio, a variação do campo elétrico da luz é capaz de produzir vibrações acústicas no meio via eletro fricção. O feixe pode ser então submetido ao espalhamento Brillouin devido a essas vibrações, normalmente na direção inversa ao feixe incidente, este fenômeno é conhecido como espalhamento Brillouin54.
2.2.5. Geração de Supercontínuo
Dentre os diferentes efeitos não lineares de terceira ordem, a geração de supercontinuo na região do IV têm sido muito explorado. A geração de luz supercontinua (SCG) teve inicio em 1970 com Alfano e Shapiro que, ao bombear uma amostra de vidro com pulso de picosegundos a 530nm, obtiveram como saída luz branca cobrindo a faixa entre 400 e 700 nm55. Desde então, o interesse pela geração e, consequentemente, pela modelagem deste efeito, que é caracterizado por um forte alargamento espectral desencadeado por uma serie de efeitos não lineares presentes no meio óptico, têm crescido consideravelmente na literatura. Todo esse interesse tem favorecido uma grande diversidade de aplicações praticas, tais como tomografia por coerência óptica56, espectroscopia57 e metrologia de freqüência58. Embora o efeito de SCG possa ser observado em diversos meios não lineares59, os mais atraentes são as fibras ópticas a base de vidros com altas não linearidades ópticas, principalmente porque estas proporcionam alto confinamento da luz e, consequentemente, maior interação não-linear. O primeiro experimento de SCG em uma fibra data de 197660, quando foi utilizada uma fibra de sílica convencional com diâmetro de núcleo de 7μm.
Com o advento das fibras microestruturadas, combinado com a crescente popularização dos laser Ti:safira, a SCG atraiu fortemente a atenção da comunidade cientifica. Tal fato ocorreu porque essas fibras apresentam características únicas de dispersão e confinamento que
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beneficiam a SCG. Apesar disso, em 2004, Gopinath e colaboradores geraram um alargamento espectral em uma fibra do tipo núcleo-casca de óxido de bismuto, se estendendo de 1200 a 1900 nm com bombeamento por um OPO entre 1450 e 1540 nm, em 2 cm de fibra (Figura 3A). A fibra tinha um núcleo de 1,7 μm e uma área efetiva de 3,3 μm261.