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Supercontinuo

Figura 1. Espectro supercontinuo típico. La línea azul muestra el espectro de la fuente de bombeo lanzada a 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 y sub-100 fs en un cristal de granate de itrio y aluminio (YAG), lo que genera una luz de banda ultra ancha que abarca tanto el espectro visible como el infrarrojo cercano.

En óptica , un supercontinuo se forma cuando una colección de procesos no lineales actúan juntos sobre un haz de bombeo para causar un ensanchamiento espectral severo del haz de bombeo original, por ejemplo utilizando una fibra óptica microestructurada . El resultado es un continuo espectral suave (ver la figura 1 para un ejemplo típico). No hay consenso sobre cuánto ensanchamiento constituye un supercontinuo; sin embargo, los investigadores han publicado trabajos que afirman que tan solo 60 nm de ensanchamiento constituyen un supercontinuo. [1] Tampoco hay acuerdo sobre la planitud espectral requerida para definir el ancho de banda de la fuente, con autores que usan cualquier valor desde 5 dB a 40 dB o más. Además, el término supercontinuo en sí no ganó una aceptación generalizada hasta este siglo, con muchos autores usando frases alternativas para describir sus continuos durante los años 1970, 1980 y 1990.

Patrón de color típico de un haz de femtosegundos enfocado en el aire; observe que el haz pasa desde la derecha y es invisible hasta que se genera una chispa debido al fuerte campo eléctrico en su foco.
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 de infrarrojo cercano y genera longitudes de onda que cubren la mayor parte del espectro visible .
Generación de supercontinuo a partir de una fibra óptica de cristal fotónico (que se ve 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 pasa a través de un prisma. Cuanto mayor sea la intensidad del bombeo, más amplio será el supercontinuo. El láser de bombeo es un láser de femtosegundo de 800 nm.

En la década que condujo hasta 2014, el desarrollo de fuentes supercontinuas surgió como un campo de investigación. [2] Esto se debe en gran medida a los avances tecnológicos, que han permitido una generación más controlada y accesible de supercontinuas. 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 tiempo de vida de fluorescencia, [8] comunicaciones ópticas, [1] [9] [10] detección de gases, [11] [12] [13] y muchos otros. La aplicación de estas fuentes ha creado un ciclo de retroalimentación por el cual los científicos que utilizan los supercontinuos exigen mejores continuos personalizables para adaptarse a sus aplicaciones particulares. Esto ha llevado a los investigadores a desarrollar nuevos métodos 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 supercontinuos ha sido durante mucho tiempo un privilegio de las fibras, en los años previos a 2012, las guías de ondas integradas alcanzaron la madurez para producir espectros extremadamente amplios, abriendo la puerta a fuentes de supercontinuos más económicas, compactas, robustas, escalables y de producción en masa. [14] [15]

Panorama histórico

Los años 1960 y 1970

En 1964, Jones y Stoicheff [16] informaron que habían utilizado un continuo generado por un máser para estudiar la absorción Raman inducida en líquidos a frecuencias ópticas. Stoicheff había observado en una publicación temprana [17] que "cuando la emisión del máser se encontraba en una única línea espectral nítida, todas las líneas de emisión Raman eran nítidas; siempre que la emisión del máser contenía componentes adicionales, todas las líneas de emisión Raman, con excepción de la primera línea de Stokes , se ensanchaban considerablemente, a veces hasta varios cientos de cm −1 ." [16] Estos continuos débiles, tal como se los describió, permitieron realizar las primeras mediciones de espectroscopia de absorción Raman .

En 1970, Alfano y Shapiro informaron sobre las primeras mediciones de ensanchamiento de frecuencia en cristales y vidrios utilizando un láser bloqueado en modo Nd:Glass de frecuencia duplicada . Los pulsos de salida fueron 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 automodulación de fase y mezcla de cuatro ondas . Los filamentos en sí mismos no tenían una 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 seminales en el mismo número de Phy Rev Letters (24, 592,584,1217(1970)) sobre la fuente de luz blanca definitiva ahora llamada supercontinuo.

El estudio de vapores atómicos, vapores orgánicos y líquidos mediante espectroscopia de absorción Raman durante los años 1960 y 1970 impulsó el desarrollo de fuentes continuas. A principios de los años 1970, los continuos formados por lámparas de destellos de duración de nanosegundos y chispas de ruptura activadas por láser en gases, junto con continuos de fluorescencia excitados por láser a partir de tintes centelleadores , se utilizaban para estudiar los estados excitados. [20] Todas estas fuentes tenían problemas; lo que se necesitaba era una fuente que produjera continuos amplios 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 a 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 un ancho de banda de 15-20 nm para bombear una fibra de sílice de 19,5 m de largo y 7 μm de diámetro de núcleo. Solo pudieron lograr una eficiencia de acoplamiento en la región del 5-10%.

En 1978, Lin y Nguyen informaron sobre varios continuos, en particular uno que se extendía desde 0,7 a 1,6 μm utilizando una fibra de sílice dopada con GeO de 315 m de largo 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 bombeo era un láser Nd:YAG conmutado por Q de 150 kW y 20 ns. De hecho, tenían tanta potencia disponible que se atenuaron dos tercios para evitar dañar 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, punto en el que el continuo comenzó a suavizarse, excepto por una gran pérdida debido a la absorción de agua a 1,38 μm. A medida que aumentaban la potencia de lanzamiento por encima de los 50 kW, observaron que el continuo se extendía hasta la parte verde del espectro visible. Sin embargo, los niveles de potencia más altos dañaron rápidamente su fibra. En el mismo artículo, también bombearon una fibra monomodo con un diámetro de núcleo de 6 μm y "unos cientos de metros de longitud". Generaron un continuo similar que abarcaba 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 años 1980

En 1980, Fujii et al. repitieron la configuración de Lin de 1978 con un Nd:YAG bloqueado en modo. [22] Se informó que la potencia pico de los pulsos era mayor de 100 kW y lograron una eficiencia de acoplamiento mejor del 70% en una fibra dopada con Ge monomodo de núcleo de 10 μm. Inusualmente, no informaron la duración de sus pulsos. Su espectro abarcó toda la ventana espectral en sílice desde 300 nm hasta 2100 nm. Los autores se ocuparon del lado visible del espectro e identificaron que el mecanismo principal para la generación era la mezcla de cuatro ondas de la bomba y la Stokes generada por Raman. Sin embargo, hubo algunos modos de orden superior, que se atribuyeron a la generación de suma de frecuencias entre las líneas de bomba y Stokes. La condición de coincidencia de fase se cumplió mediante el acoplamiento de la luz convertida ascendentemente y el cuasicontinuo de los modos de revestimiento.

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

Hasta este punto, nadie había aportado una explicación adecuada de por qué el continuo se suavizaba 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 solitones; sin embargo, no se informó de solitones en fibras hasta 1985. [24] [25] Se advirtió que la modulación de fase propia no podía explicar los continuos amplios observados, pero en su mayor parte no se ofreció ninguna otra explicación.

En 1982, Smirnov et al. [26] informaron resultados similares a los obtenidos por Lin en 1978. Utilizando fibras de fosfosilicato multimodo bombeadas a 0,53 y 1,06 μm, observaron 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 automodulación de fase debería haber sido de 910 cm −1 , pero su continuo era mayor que 3000 cm −1 . Concluyeron que "un continuo óptico no puede explicarse solo por la automodulación de fase". Continuaron señalando las dificultades de la coincidencia de fase en largas longitudes 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 subnanosegundos en una envoltura de nanosegundos , eso explicaría el amplio continuo.

Esta idea de pulsos muy cortos que resultan en un continuo amplio fue estudiada un año después cuando Fork et al. [28] informaron que usaron pulsos de 80 fs de un láser bloqueado por modo en colisión. [29] La longitud de onda del láser era de 627 nm y la 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 trasera. Informaron chirridos muy pequeños a lo largo del continuo. Estas observaciones y otras los llevaron a afirmar que la modulación de fase propia era el efecto dominante por un margen considerable. Sin embargo, también notaron que sus cálculos mostraban que el continuo seguía siendo 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. Con el paso de los años, esta fuente se desarrolló aún más y se utilizó 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 bombeo relativamente bajas de unos pocos kW, en comparación con trabajos anteriores. [31]

A principios y finales de los años 1980, Alfano, Ho, Corkum, Manassah y otros realizaron una amplia variedad de experimentos, aunque muy pocos de ellos involucraban fibras. La mayoría 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 automodulación de fase se utilizó normalmente para explicar los procesos, aunque desde mediados de los años 1980 se ofrecieron otras explicaciones, incluida la modulación de fase cruzada de generación de segundo armónico [33] y la modulación de fase inducida. [34] De hecho, se hicieron esfuerzos para explicar por qué la automodulación de fase bien podría dar lugar a continuos mucho más amplios, principalmente a través de modificaciones a la teoría mediante la inclusión de factores como una envolvente de amplitud que varía lentamente, entre otros. [35] [36]

En 1987, Gomes et al. [37] informaron sobre la dispersión Raman estimulada en cascada en una fibra monomodo basada en fosfosilicato . Bombearon la fibra con un láser Nd:YAG con conmutación Q y bloqueo de modo, que produjo pulsos de 130 ps con una potencia pico 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 momento con la fibra de sílice. Un año después, Gouveia-Neto et al. [38] del mismo grupo publicaron un artículo que describía la formación y propagación de ondas solitón a partir de la inestabilidad de la modulación. Utilizaron un láser Nd:YAG de 1,32 μm que produjo pulsos de 100 ps con una potencia pico 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 era de 1,30 μm, lo que situaba la bomba justo dentro del régimen de dispersión anómala. Observaron que surgían pulsos con duraciones inferiores a 500 fs (solitones) y, a medida que aumentaban la potencia de la bomba, se formaba un continuo que se extendía desde 1,3 a 1,5 μm.

Los años 1990

Gross et al. en 1992 publicaron un artículo que modelaba la formación de supercontinuos (en la región de dispersión de velocidad de grupo anómala) cuando se generaban mediante pulsos de femtosegundos en fibra. Era fácilmente el modelo más completo, hasta esa fecha, con solitones fundamentales y el cambio de frecuencia propio de los solitones emergiendo como soluciones a las ecuaciones. [39]

Durante la década de 1990 se investigó intensamente la aplicabilidad de los supercontinuos para su uso en sistemas multiplexados por división de longitud de onda (WDM) para comunicaciones ópticas. En 1993, Morioka et al. [9] informaron sobre 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 utilizando una bomba Nd:YLF centrada en 1,314 μm que estaba bloqueada por 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 el desarrollo de tecnologías de telecomunicaciones utilizando la generación de supercontinuos a lo largo de la década de 1990 hasta la actualidad. Sus investigaciones incluyeron: el uso de un supercontinuo para medir la dispersión de velocidad de 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 (DWDM) de 1000 canales capaz de alcanzar 2,8 Tbit/s utilizando un supercontinuo de un ancho ligeramente superior a 60 nm. [1]

La primera demostración de un supercontinuo basado en fibra bombeado por un láser basado en fibra fue reportada por Chernikov et al. [41] en 1997. Hicieron uso de retrodispersión distribuida para lograr una conmutación Q pasiva en fibras monomodo dopadas con iterbio y erbio . La conmutación Q pasiva produjo pulsos con una potencia pico de 10 kW y una duración de 2 ns. El continuo resultante se extendió 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 extendió hasta aproximadamente 0,7 μm pero a niveles de potencia significativamente reducidos.

Progreso desde el año 2000

Los avances logrados durante la década de 1980 significaron que había quedado claro que para obtener los continuos más amplios en la fibra, era más eficiente bombear en el régimen de dispersión anómala. Sin embargo, era difícil capitalizar esto con láseres de alta potencia de 1 μm, ya que había demostrado ser extremadamente difícil lograr una longitud de onda de dispersión cero de mucho menos de 1,3 μm en la 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 las PCF se analizan en detalle en otra parte, pero tienen dos propiedades que hacen de la PCF un medio excelente para la generación de supercontinuos, a saber: alta no linealidad y una longitud de onda de dispersión cero personalizable. Entre los primeros estuvo Ranka et al. en 2000, [5] que utilizaron una 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 y 800 pJ a 790 nm para producir un continuo plano entre 400 y 1450 nm.

Este trabajo fue seguido por otros que bombearon longitudes cortas de PCF con dispersiones cero alrededor de 800 nm con láseres de zafiro de titanio de femtosegundos de alta potencia. Lehtonen et al. [43] estudiaron el efecto de la polarización en la formación de los continuos en un PCF birrefringente, así como la variación de la longitud de onda de bombeo (728-810 nm) y la duración del pulso (70-300 fs). Encontraron 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 separación clara de los solitones que eran visibles en la salida espectral. Herrmann et al. proporcionaron una explicación convincente del desarrollo de supercontinuos de femtosegundos, específicamente la reducción de solitones desde órdenes altos hasta el fundamental 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 el año 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 conicidades; métodos novedosos para generar continuos más amplios; nuevas ecuaciones de propagación para describir el supercontinuo en nanocables fotónicos [48] , y el desarrollo de modelos numéricos para explicar y ayudar a comprender la generación del supercontinuo. Lamentablemente, 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 supercontinuos en plataformas fotónicas integradas

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

Descripción de la dinámica de formación del continuo en la fibra.

En esta sección, analizaremos brevemente la dinámica de los dos regímenes principales en los que se generan supercontinuos en la fibra. Como se ha indicado anteriormente, un supercontinuo se produce mediante la interacción de muchos procesos no lineales que provocan 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 de los últimos años han implicado 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 de continuos. Los dos regímenes principales son el régimen de fisión de solitones y el régimen de inestabilidad de modulación. Los procesos físicos pueden considerarse bastante similares y las descripciones realmente nos permiten distinguir entre los procesos que impulsan la formación de continuos para condiciones de bombeo variables. También se cubre un tercer régimen, el 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 solitones

En el régimen de fisión de solitones, se lanza un pulso corto de alta potencia de femtosegundos a la PCF u otra fibra altamente no lineal. El pulso de femtosegundos puede considerarse como un solitón de alto orden, en consecuencia se ensancha rápidamente y luego se fisiona en solitones fundamentales. Durante el proceso de fisión, el exceso de energía se desprende como ondas dispersivas en el lado de longitud de onda corta. Generalmente, estas ondas dispersivas no sufrirán más desplazamientos [49] y, por lo tanto, la extensión antes de la bomba depende de cuán ampliamente se expanda el solitón mientras respira. [59] [60] Los solitones fundamentales luego experimentan dispersión Raman intrapulso y cambian a longitudes de onda más largas (también conocido como el desplazamiento de autofrecuencia del solitón), generando el lado de longitud de onda larga del continuo. Es posible que el continuo Raman del solitón 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 con los solitones a través del efecto de atrapamiento de solitones. [63] [64] Este efecto significa que, a medida que la frecuencia propia del solitón se desplaza a longitudes de onda más largas, la onda dispersiva acoplada se desplaza a longitudes de onda más cortas según lo dictan las condiciones de coincidencia de velocidad de grupo. En general, este mecanismo de atrapamiento de solitones permite que el continuo se extienda a longitudes de onda más cortas de lo que es posible a través de cualquier otro mecanismo.

El primer supercontinuo generado en PCF funcionó en este régimen [5] y muchos de los experimentos posteriores también hicieron uso de sistemas de femtosegundos pulsados ​​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 una incapacidad para 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 del pulso y de la fibra. Podemos definir una longitud de fisión del solitón, , para estimar la longitud en la que se logra la mayor compresión del solitón, de modo que:

donde es la longitud de dispersión característica y es el orden del solitón. Como la fisión tiende a ocurrir en esta longitud, siempre que sea más corta que la longitud de la fibra y otras escalas de longitud características, como la longitud de inestabilidad de modulación , la fisión dominará.

Régimen de inestabilidad de modulación

La inestabilidad de modulación (MI) conduce a la ruptura de una onda continua (CW) o de campos de ondas cuasi-continuas, que se convierten en un tren de solitones fundamentales.

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 longitudes de onda cortas 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 cambio de frecuencia propia a longitudes de onda más largas. Como el proceso MI es impulsado por ruido, se crea una distribución de solitones con diferentes energías, lo que resulta en 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 la 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 recién se ha logrado en longitudes de onda más cortas que las de una fuente de bombeo de 1 μm. En este caso, se ha demostrado que el atrapamiento de solitones desempeña un papel en la generación de longitudes de onda cortas en el régimen impulsado por MI.

En el régimen MI sólo se producirá un continuum si los parámetros de la fibra y del campo son tales que se forme MI y domine sobre otros procesos como la fisión. De manera similar al régimen de fisión, es constructivo desarrollar una escala de longitud característica para MI :

donde es el nivel del 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. Normalmente, se considera que este ruido de disparo está ~200 dB por debajo. Por lo tanto, siempre que MI domine sobre la fisión de solitones en el caso de onda cuasi-onda continua, esta condición puede expresarse como:

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

Bombeo en régimen de dispersión normal

Los dos regímenes descritos anteriormente suponen que el bombeo se encuentra en la región de dispersión anómala. Es posible crear supercontinuos en la región normal y, de hecho, muchos de los primeros resultados analizados en la descripción histórica se bombearon en el régimen de dispersión normal. Si los pulsos de entrada son lo suficientemente cortos, la automodulación de fase puede producir un ensanchamiento significativo que es coherente temporalmente. 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 Raman de solitones. Como el bombeo en la región anómala es mucho más eficiente para la generación de continuos, la mayoría de las fuentes modernas evitan el bombeo en el régimen de dispersión normal.

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