Diseño de un sistema de Comunicaciones de Alto Rendimiento Mediante Láser en Espacio Libre entre la Tierra y Marte.

1. TRABAJO DE FOTÓNICA
Grado en Ingeniería de Tecnologías de Telecomunicación
3er
Curso, 2do
Cuatrimestre
COMUNICACIONES DE ALTO
RENDIMIENTO MEDIANTE LÁSER EN
ESPACIO LIBRE ENTRE LA TIERRA Y
MARTE
Curso 20/21
ESCUELA POLITÉCNICA SUPERIOR
DEPARTAMENTO DE TECNOLOGÍA ELECTRÓNICA
Autores:
Jacobo Del Castillo Monche. 100384048, grupo 91
Francisco Fariña Salguero. 100384020, grupo 91
Jose Antonio Navarro Martins. 100388279, grupo 91

2. Índice
Abstract 3
1. Introducción 3
2. Motivación 5
3. Objetivos 7
4. Concepción y Diseño del Sistema 8
4.1 Elección del emisor Láser 9
4.1.1. Láseres de estado sólido 9
4.1.2. Selección del láser 10
4.2 Esquema de Foto-Detección 11
4.2.1. Esquema de detección coherente 11
4.2.2. Esquema de detección no coherente 12
4.3 Esquema de Modulación 13
4.4 Elección de fotodiodo 15
4.4.1. Tamaño del fotodiodo 15
4.4.2. Velocidad de respuesta 16
4.4.3. Sensibilidad 16
4.4.4. Selección del fotodiodo 18
4.5 Efectos Atmosféricos 19
4.5.1. Atenuación atmosférica 19
4.5.2. Turbulencias atmosféricas 21
4.5.3. Cálculo de la eficiencia atmosférica 22
4.6 Elección de Telescopios 22
4.6.1. Telescopio Transmisor 22
4.6.2. Telescopio Receptor 24
4.7 Balance de enlace 24
4.7.1. Ecuación de Friis 24
5. Implementación del Sistema 26
1

3. 5.1 Transmisión 26
5.1.1. Acoplo Emisor Láser - Modulador Externo 26
5.2 Recepción 28
5.2.1. Ganancia 29
5.2.2. Modelo real y compensación 30
5.2.3. Diseño del amplificador de transimpedancia 32
6. Conclusiones 34
7. Trabajo Futuro 35
8. Anexos 35
8.1 Hojas de especificaciones 35
9. Bibliografía 36
2

4. Abstract
En la actualidad, las radiofrecuencias (RF) dominan las comunicaciones en el espacio. Sin
embargo, el progreso en las últimas décadas de las comunicaciones ópticas y la tecnología
láser ha abierto la posibilidad de alcanzar nuevas capacidades de comunicación. Las
comunicaciones han experimentado un aumento continuo en la frecuencia de transmisión
desde los kHz en los experimentos de Marconi a principios del s.XX, hasta los THz en los
sistemas láser. Esto se debe al aumento del ancho de banda y capacidad de transmisión cuanto
mayor es la frecuencia de operación. Para las misiones en Marte, las comunicaciones se
extienden a millones de kilómetros, a velocidades de 256 kbps. Con el creciente aumento de
misiones con destino a Marte, el sistema de comunicación debe proveer de una mayor
capacidad de transmisión. Como alternativa a la tecnología RF, la comunicación láser
(lasercom) ofrece capacidades mayores que las actuales, como ha demostrado al conseguir
transmitir a 622 Mbps en una comunicación Tierra-Luna. Este trabajo describe los elementos
de un sistema lasercom en espacio libre desde un satélite en la órbita de Marte hasta una base
en la Tierra. Una potencia media de 1W es transmitida a través de un telescopio de 10 cm de
diámetro y recibida por un telescopio de 10 m de diámetro en tierra. A su vez, el trabajo trata
las distintas atenuaciones y distorsiones del canal que afectan a la señal.
1. Introducción
Debido a la incapacidad de suplir la creciente demanda de comunicaciones inalámbricas a
altas velocidades por parte de las comunicaciones radiofrecuencia (RF), están siendo motivo
de investigación las comunicaciones ópticas inalámbricas (OWC) mediante el uso de
tecnología LED y LÁSER, que operan en el espectro visible e infrarrojo (IR). En el caso de la
tecnología LÁSER, se aprovecha el ancho de haz (10000 veces más estrecho que el de haces
de radiofrecuencia) para transmitir información a capacidades mucho mayores, haciendo uso
además de un recurso no regulado, el espectro óptico [1]. Este nuevo modo de comunicación
presenta nuevas clases de mitigaciones que contribuyen a la atenuación de la señal a lo largo
de la transmisión, entre las que se encuentran: pérdidas por el sistema, pérdidas geométricas,
pérdidas debido a la desalineación, y pérdidas debido a los diversos factores atmosféricos [2].
Muchas de estas atenuaciones dependen de la longitud de onda a la que opera la fuente óptica.
Para poder establecer una esquema transmisión-recepción de información estable y fiable en
este nuevo canal, el sistema cuenta con componentes distintos a los encontrados en uno
basado en RF, entre los que destacan: un amplificador óptico en el transmisor, y un receptor
3

5. óptico junto con un amplificador transimpedancia en el receptor; además de la utilización de
telescopios en lugar de antenas.
Estos sistemas de comunicación pueden aplicarse a distintas escalas, desde el interior de chips
hasta en las futuras comunicaciones intersatelitales o interplanetarias. En este escenario de
transmisión y recepción en espacio profundo, proponemos un sistema de comunicaciones
ópticas no guiadas, siguiendo el ejemplo de los proyectos de la NASA y la Agencia Espacial
Europea (ESA), tanto aquellos llevados a cabo con éxito, como los que se encuentran
actualmente en desarrollo [3].
Los desarrollos de la tecnología de comunicación láser comenzaron en la Agencia Espacial
Europea (ESA) a mediados de la década de 1970, y han continuado desde entonces. En 2001
se demostró el primer enlace de comunicación óptica entre satélites (SILEX), entre el satélite
de retransmisión de datos ARTEMIS en órbita geoestacionaria y el satélite de observación de
la Tierra SPOT-4, en órbita terrestre baja [4].
SILEX fue un hito importante que demostró que las estrictas precisiones de apuntado y
seguimiento requeridas para la comunicación láser se pueden dominar en el espacio [1]; sin
embargo, la tecnología utilizada para SILEX no pudo competir con la tecnología de
comunicación por radio de última generación en términos de masa y velocidad de datos.
Con el pasar del tiempo, las necesidades de datos y comunicaciones de las misiones espaciales
tripuladas han aumentado constantemente, lo que ha impulsado la necesidad de enlaces con
mayor capacidad. En este sentido, la NASA ha continuado explorando la aplicación y las
ventajas de las comunicaciones ópticas para futuras misiones tripuladas. El deseo es actualizar
los sistemas de comunicaciones de RF de la era Apolo a un sistema más moderno, con mayor
ancho de banda y velocidad de transmisión [5].
La Demostración de comunicación láser lunar (LLCD), fue un proyecto llevado a cabo por
investigadores de la NASA en 2013, y fue el primer enlace de comunicación láser
bidireccional exitoso del mundo desde la órbita lunar a receptores en suelo terrestre,
estableciendo el récord de velocidades de datos más altas jamás logradas hacia o desde la
Luna utilizando cualquier medio alcanzando 622 Mbps [6]. La demostración de
comunicaciones láser lunar estaba destinada a ser un primer paso hacia el desarrollo de una
capacidad operativa de comunicaciones ópticas para futuras misiones tripuladas y robóticas.
Tras el éxito de la misión, la NASA ha continuado la investigación desarrollando proyectos
como el OCSD en 2017 [7]. A día de hoy, tiene previsto probar la comunicación láser en el
4

6. espacio para largas distancias con la Demostración de relé de comunicaciones láser (LCRD),
que tiene fecha prevista de lanzamiento para Junio 2021 [8].
Siguiendo el curso de los acontecimientos, y teniendo en cuenta las nuevas misiones con
Marte como objetivo, para las cuales la necesidad de altas velocidades de transmisión son
cruciales, desarrollaremos un sistema de comunicación láser de alto rendimiento en espacio
libre entre la Tierra y Marte. Además, explicaremos la utilidad de los servicios de
retransmisión de comunicaciones ópticas bidireccionales entre el espacio y la Tierra. Se
caracterizará el rendimiento del sistema, se evaluará la aplicabilidad para misiones futuras y
se proporcionará una capacidad en órbita para probar y demostrar estándares para
comunicaciones de transmisión óptica. El potencial éxito de esta tecnología implicaría su
implementación en las misiones de la NASA, y de otras agencias globales, así como por parte
de los fabricantes y operadores de satélites, con una amplia gama de aplicaciones comerciales.
2. Motivación
Los nodos transceptores de radiofrecuencia (RF) utilizados en la mayoría de los sistemas de
red requieren el diseño de transmisor y receptor, equipados con componentes básicos de alto
rendimiento incluyendo antenas, amplificadores de potencia y de bajo ruido, mezcladores y
osciladores controlados por voltaje. Hoy en día, los investigadores se enfrentan a diversos
desafíos para diseñar tales bloques de construcción cumpliendo con las limitaciones de
consumo de energía ultrabajo, área pequeña y alto rendimiento.
Si bien las principales investigaciones y aplicaciones se han centrado en la comunicación
inalámbrica de RF, los sistemas basados ​
​
en comunicaciones inalámbricas ópticas han
comenzado a llamar la atención de los investigadores para un sistema terrestre, así como para
terminales aéreos, satelitales e interplanetarios. Este renovado interés en las comunicaciones
ópticas inalámbricas está impulsado por varias ventajas, como la ausencia de una política de
requisitos de licencia, la ausencia de riesgos de radiación de RF y la ausencia de la necesidad
de excavar carreteras, además de su gran ancho de banda y bajo consumo de energía.
5

7. Fig. 1 Diagrama de bloques del sistema LLCD [8]
Observando una demostración particular desarrollada por ingenieros de la NASA en 2012
(cita) comparando un enlace coherente de microondas por radiofrecuencia en banda Ka, con
uno óptico y el óptico de infrarrojo cercano no coherente. Procedieron a colocar una serie de
parámetros de enlace que se podían lograr bajo ciertas suposiciones (Tabla 1) y luego
procedieron a comparar la capacidad del enlace óptico con la capacidad del enlace RF.
Tabla 1. Datos numéricos de los enlaces del estudio de comparación de enlace microondas coherente
(RF) vs. enlace infrarrojo no coherente (óptico) [9]
6

8. La potencia recibida se calcula como:
𝑃𝑟
= 𝑃𝑤
· (
π 𝐷𝑡
λ
)
2
· (
π 𝐷𝑟
λ
)
2
· (
λ
4π𝑅
)
2
· η
De acá se obtiene la capacidad de cada enlace, definida como la tasa de datos soportable:
𝐶𝑂𝑃𝑇
≈
𝑃𝑟
𝑙𝑜𝑔2
(𝑀)
(ℎ𝑐/λ)
𝑏/𝑠
𝐶𝑅𝐹
≈
𝑃𝑟
𝑙𝑜𝑔2
(2)𝑁𝑜
𝑏/𝑠
Comparando para cada enlace queda:
𝐶𝑂𝑃𝑇
𝐶𝑅𝐹
= (
𝐷𝑡
𝑜
𝐷𝑟
𝑜
𝐷𝑡
𝑟
𝐷𝑟
𝑟 )
2
· (
η
𝑜
η
𝑟 ) · (
𝑁𝑜
(ℎ𝑐/λ)/𝑙𝑜𝑔2
(𝑀)
) · (
λ
𝑜
λ
𝑟 )
2
Realizando las cuentas, llegamos a una suma de decibelios. El primer componente es el de
apertura, que arroja -33dB, el segundo la eficiencia -16 dB, el tercero el ruido -12dB, y
finalmente la divergencia del haz de +76dB.
Básicamente, el punto ganador real en un enlace óptico es que puede hacer que el haz sea tan
estrecho que obtiene una gran ventaja en una menor divergencia del haz, y cuando suma
después de usar aperturas reales más pequeñas y tiene eficiencias más pequeñas, la red
todavía está en ganancia. La mayor parte de la ingeniería que se hace en un sistema óptico
como este se centra en tratar de mantener la mayor parte de la ganancia teórica.
3. Objetivos
En este documento se va a proponer un modelo de enlace óptico entre la Tierra y Marte con
una tasa de transmisión de datos de 1 Mbps.
Como sistema transmisor se propondrá el uso de un láser de estado sólido Nd:YAG, con
modulación externa. En esa línea, se analizará en detalle el mejor modelo de modulación, así
como los parámetros del telescopio de transmisión.
En cuanto al sistema receptor, se expondrán los criterios tenidos en cuenta para la elección del
fotodiodo, con las consideraciones respecto a su tamaño, velocidad de respuesta y
sensibilidad.
Correspondiente al enlace, se realizará el balance de potencias mediante la ecuación de Friis,
presentando el cálculo detallado de las pérdidas atmosféricas (atm), en espacio-libre (LS), y
7

9. por desalineación (Ldes), así como las ganancias del transmisor (GTx) y receptor (GRx), y
sus eficiencias ópticas (Tx, Rx).
Por último, se presentará la arquitectura de implementación, con los modelos propuestos para
láser y fotodiodo, y especificaciones de la amplificación en recepción.
La concepción de este proyecto es llevar a cabo una prueba de concepto de las
comunicaciones ópticas en enlaces de espacio profundo. Si bien no se pretende conseguir una
implementación óptima, se busca explorar el potencial de la tecnología, y demostrar que tiene
sentido y ventajas prácticas.
4. Concepción y Diseño del Sistema
A la hora de desarrollar un esquema fotónico para la transmisión de información mediante el
uso de comunicación láser (LASERCOM), el primer paso es establecer un modelo que recoja
todos aquellos mecanismos que vayan a afectar al funcionamiento, y por tanto al desempeño,
del sistema.
Algunos de estos mecanismos serán propios del entorno de propagación y por tanto estarán
presentes independientemente del sistema, como es el caso de los factores atmosféricos, las
pérdidas de espacio libre, etc. Aunque estos mecanismos sean inevitables si que pueden ser
mitigados a través del diseño del esquema de comunicación.
Además existen otros factores a tener en cuenta que surgirán o no dependiendo de las
decisiones de diseño. Estos pueden estar relacionados con la longitud de onda a la que opere
el sistema, o con la selección de componentes, esquemas de modulación, etc.
Para explicar todos los conceptos a tener en cuenta a la hora de diseñar el sistema fotónico
partiremos del diagrama de bloques general para cualquier sistema LASERCOM.
8

10. Fig 2. Diagrama de bloques del sistema
En la figura 2 se puede observar la aparición de diversos bloques de gran importancia a la
hora de tomar las decisiones de diseño. A continuación trataremos cada uno de estos en orden
de relevancia según el impacto que estos tengan sobre el diseño general.
4.1 Elección del emisor Láser
Para satisfacer las demandas de las comunicaciones ópticas de gran capacidad en el espacio
profundo entre la Tierra y Marte, se diseñará el transmisor óptico usando un láser Nd: YAG,
láser de estado sólido.
4.1.1. Láseres de estado sólido
Los láseres de estado sólido son láseres excitados ópticamente cuyo medio activo es un cristal
de estado sólido. Dependiendo de la estructura del resonador láser, pueden producir radiación
láser continua, pulsada, o de pulsos ultracortos.
Una de las principales ventajas de los láseres de estado sólido es que reemplazan el bombeo
con lámparas de arco por bombeo de diodo-láser, lo que asegura una mayor eficiencia del
dispositivo y una vida útil más larga.
En este proyecto se usará un láser con medio activo de cristal Nd: YAG (granate de itrio
aluminio dopado con neodimio). El dopante, neodimio triplemente ionizado, Nd (III),
9

11. reemplaza una pequeña fracción de los iones de itrio en la estructura cristalina huésped del
granate de itrio y aluminio (YAG), ya que los dos iones son de tamaño similar.
El cristal Nd: YAG tiene una vida útil de estado superior prolongada, y propiedades ópticas y
térmicas superiores, que le permiten generar fácilmente un pico de potencia y pulsos de láser
de conmutación Q de alta energía.
Su emisión característica posee una longitud de onda de 1064 nanómetros, por lo que emite en
el espectro infrarrojo.
Obtener un pico de potencia alto en el rango de luz visible de un láser de estado sólido con
bombeo continuo de diodos es una tarea desafiante. No obstante, el crecimiento de la potencia
máxima es posible mediante métodos de bloqueo de modo del láser (ML) y mediante la
técnica de modular el factor Q de la cavidad del láser (conmutación Q).
Igualmente, la realización del bloqueo de modo junto con Q-switch (a diferencia del caso del
modo de funcionamiento continuo) es una tarea técnicamente desafiante: nos enfrentamos a
una alta amplificación, efectos no lineales casi incontrolables, y a posibles daños de elementos
ópticos en el láser.
También, es importante destacar que el modo estable de generación para Q-switch acoplado
con bloqueo de modo (llamado QML), se logra con el uso de dos moduladores
acústico-ópticos (AOM) en una cavidad: un modulador opera en la onda acústica viajera y el
otro modulador tiene la onda estacionaria.
Usualmente, el láser de diodo (DL) se puede utilizar en diferentes esquemas de bombeo:
longitudinal o transversal. Los láseres de estado sólido con bombeo longitudinal son más
eficientes y el haz de emisión tiene mejor calidad.
El láser a utilizar se requiere que sea Nd:YAG, con una longitud de onda de 1064 nm, y un
ancho de pulso de 5 ns, aunque no es prioritario dado que nos interesa lograr una tasa de
transmisión de entre los 100 kbps y 1 Mbps.
4.1.2. Selección del láser
Para la implementación, hemos decidido utilizar concretamente el modelo Vibrant™ IR 2731,
cuya hora se caracteriza de anexa al final de este documento, dado su alto grado de tuning que
permite. En concreto, la afinación de la longitud de onda es monitorizada y controlada.
Permite un gran número de opciones en su funcionalidad como atenuación variable de
10

12. potencia, y medidas en tiempo real de las longitud de onda, y dispone de un Software
Development Kit (SDK) para integrar las funcionalidades al sistema global.
Fig 3. Dimensiones del cabezal del láser Vibrant™ IR 2731
4.2 Esquema de Foto-Detección
La elección del esquema de detección será de vital importancia para la consecución del resto
de decisiones de diseño, ya que supone el primer punto de divergencia entre los distintos tipos
de sistemas de comunicación láser.
Concretamente, los sistemas de comunicación láser pueden ser categorizados de forma
general, según el tipo de detección que empleen, en coherentes y no coherentes [10]. La
elección de uno u otro dependerá de la aplicación.
4.2.1. Esquema de detección coherente
Fig 4. Diagrama de bloques de un sistema de detección coherente
El elemento diferenciador de un esquema de detección coherente es la utilización de un
oscilador local en el receptor, como se puede observar en la figura 4. Haciendo uso de este
11

13. oscilador la señal recibida es amplificada, aumentando de ese modo la sensibilidad del
sistema receptor.
La principal ventaja de este es que permite la codificación de información tanto en la
amplitud del haz láser como en su fase e incluso en su polarización. Por este motivo, estos
esquemas pueden obtener una eficiencia espectral más alta [11]. Los esquemas de modulación
típicamente usados en consonancia con la detección coherente son: multilevel phase shift
keying (PSK), quadrature amplitude modulation (QAM) o multilevel Polarization shift keying
(PolSK)
Adicionalmente, este tipo de detección ha mostrado un mayor rendimiento en entornos
atmosféricos adversos.
Sin embargo, estos esquemas nos son usados en sistemas destinados a las comunicaciones en
el espacio profundo y solo recientemente han empezado a verse algunas implementaciones de
los mismos en sistemas ópticos terrestres. Los motivos son principalmente su mayor
complejidad y su alto coste.
4.2.2. Esquema de detección no coherente
Fig 5. Diagrama de bloques de un sistema de detección no coherente
Como se puede apreciar a simple vista, el elemento característico de los esquemas coherentes,
el oscilador local, no está presente en el esquema de detección no coherente. En
consecuencia, las modulaciones avanzadas que dotaban a la detección coherente de su gran
eficiencia espectral ya no son implementables. En su lugar se usan modulaciones más simples
que codifican la información directamente sobre la intensidad de la luz emitida [10].
Pese a la pérdida de eficiencia espectral, cabe destacar que este tipo de detección, conocido
como IM/DD (Intensity Modulation / Direct Detection), presenta una mejor eficiencia
fotónica, hecho que sumado a la utilización de la técnica conocida como Photon Counting
(PC) puede conseguir un considerable aumento de la eficiencia de potencia. Este compromiso
entre eficiencia espectral y eficiencia
12

14. Estos factores, unidos a la reducción de la complejidad del sistema de recepción, convierten
este tipo de detección en la mejor opción para sistemas destinados a aplicaciones espaciales
en las que la comunicación se produce a muy largas distancias, la eficiencia energética es
esencial y la propagación se produce esencialmente en el vacío del espacio, lo cual da
viabilidad al la técnica de Photon Counting.
Fig 6. Eficiencia en potencia vs data rate para sistemas de detección coherentes y no coherentes
4.3 Esquema de Modulación
Como se explica en el apartado anterior, correspondiente al sistema de detección, el hecho de
haber seleccionado un sistema de detección no coherente, IM/DD, elimina la opción de usar
los complejos esquemas de modulación de fase o polarización utilizados en otras aplicaciones.
En su lugar, se usará un esquema de modulación de intensidad. En este sentido, las dos
opciones más obvias son on off keying (OOK) y pulse position modulation (PPM).
Evaluaremos ambas opciones comenzando con OOK, la más simple de las dos. De hecho,
como dice [12] la simplicidad de OOK no tiene rival.
OOK transmite la información en la señal óptica mediante la codificación binaria de la
misma. Los datos binarios son representados por la presencia o ausencia de un único pulso de
luz en cada intervalo de tiempo de un símbolo [13]. Un pico en la intensidad de señal captada
en el receptor representa un ‘1’ mientras que la ausencia de intensidad (teniendo en cuenta la
presencia de ruido) representa un ‘0’.
13

15. Al utilizar una modulación al estilo de OOK, el sistema de recepción deberá detectar esos
pulsos mediante la lectura de los cambios en la intensidad de la señal recibida. Esta tarea,
puede ser sencillamente desempeñada por un fotodiodo que cuente la cantidad de fotones
recibidos en cada intervalo de tiempo. Esta técnica, ya mencionada en secciones anteriores,
será explicada en más detalle más adelante.
Para que este sencillo método de modulación sea viable, debemos tratar de reducir su
consumo de energía, ya que transmitir un pulso cada vez que se quiera transmitir un ‘1’
acabará por ser muy ineficiente.
Una posible solución sería un esquema de modulación en el que para cada ‘1’ lógico, exista
una probabilidad de transmitir un pulso o no hacerlo. De este modo la transmisión de pulsos
sería menos frecuente. Sin embargo existe una alternativa casi equivalente conocida como
Pulse Position Modulation (PPM).
A efectos prácticos PPM se trata de una codificación más eficiente de OOK.
En M-ary PPM, se decide que un único pulso puede ser transmitido cada M intervalos de
tiempo. De este modo, a efectos prácticos, hemos alcanzado el mismo objetivo antes expuesto
de limitar la frecuencia a la que un pulso es transmitido. El valor de M determinará el número
de bits K de información que se podrán codificar mediante la transmisión de un único pulso.
𝑀 = 2
𝑘
De este modo, como se puede apreciar en la siguiente figura, se puede incrementar la
eficiencia energética, respecto a la alcanzable con OOK.
Fig 7. Transmisión de cadena 101001 en OOK
Fig 8. Transmisión de cadena 101001 en 8-PPM
El diseño del esquema de modulación PPM se reduce a la elección del número de slots de
transmisión por símbolo y la la duración de dichos slots . Para este trabajo hemos elegido
𝑀 𝑇𝑠
un esquema 256-PPM y 32 ns de time slot.
14

16. 4.4 Elección de fotodiodo
Como se ha mencionado en secciones anteriores, la señal recolectada por el telescopio
receptor, será focalizada sobre las superficie del fotodiodo para llevar a cabo la detección del
pulso emitido mediante la técnica de “photon counting” o conteo de fotones.
Debemos seleccionar un fotodiodo que cumpla una serie de requisitos para poder detectar los
pulsos recibidos y que garantice el rendimiento deseado.
Según [14], los principales factores a considerar en el diseño de un receptor optoelectrónico
son, el tamaño del detector, velocidad y sensibilidad.
4.4.1. Tamaño del fotodiodo
El tamaño del fotodiodo ha de ser lo suficientemente grande como para que colecte una
cantidad aceptable de la energía focalizada por el telescopio receptor.
Un sistema óptico cuya resolución opera a su límite teórico, se considera que está limitado por
su difracción [15]. Para una apertura circular, este límite de la resolución angular es
inversamente proporcional al diámetro de la apertura de entrada y, por tanto, el tamaño de la
característica más pequeña de una imagen captada por esta clase de sistema sería el de su
disco de Airy.
Fig 9.Disco de Airy formado por haz de luz que atraviesa una apertura
Sin embargo, este límite teórico no es alcanzable en un sistema de recepción óptica en la
atmósfera terrestre, debido a la influencia de las turbulencias atmosféricas.
Los efectos de estas turbulencias y otros efectos atmosféricos son tratados en otras secciones
de este trabajo, por el momento basta con saber que estas turbulencias provocan la incorrecta
15

17. focalización de la energía recolectada por el telescopio receptor, por lo cual afectarán al
diámetro mínimo necesario del fotodiodo.
Tabla 2. Diámetro del detector para varios tamaños de apertura del telescopio
Como se puede observar, un diámetro de detector menor de 2 mm, no sería adecuado para
nuestra implementación en la que se utiliza un telescopio receptor con una apertura de 10 𝑚
de diámetro.
4.4.2. Velocidad de respuesta
La velocidad de respuesta del fotodiodo es un parámetro esencial. Un fotodiodo con una
velocidad adecuada será capaz de detectar todos los pulsos que llegan desde el canal. El
parámetro utilizado para medir la velocidad de respuesta de un fotodiodo es el rise time (o
tiempo de subida) .
𝑡𝑟
El rise time, o el tiempo de respuesta de un fotodiodo ante una entrada óptica, se define como
el tiempo que tarda un fotodiodo en incrementar su salida de un 10% a un 90%, y está
relacionado con el ancho de banda.
𝐵𝑊 =
0.35
𝑡𝑟
Como se puede observar el ancho de banda disminuye a medida que el rise time aumenta, es
decir, el ancho de banda aumenta con la velocidad del fotodiodo. Un valor aceptable para el
trabajo con emisiones de láser tipo Nd-YAG es 12. 5 𝑛𝑠
4.4.3. Sensibilidad
Una vez seleccionados los parámetros del tamaño del fotodiodo y su velocidad, el último
factor a determinar es su sensibilidad.
16

18. En este trabajo entenderemos que determinar la sensibilidad del fotodiodo será equivalente a
determinar las responsividad y la eficiencia cuántica necesarias para la correcta detección de
la potencia recibida en el enlace.
Primero definiremos estas dos magnitudes y después explicaremos el procedimiento que
seguiremos para la elección de un dispositivo que cumpla con los requerimientos de nuestro
sistema.
La eficiencia cuántica de un fotodiodo se refiere a la razón entre el número de electrones
colectados y el número de fotones incidentes. En otras palabras, la eficiencia cuántica expresa
cuál es la probabilidad de que un fotón incidente sobre el fotodiodo genere un electrón que
sea detectable por el mismo.
η =
𝑁º 𝑒𝑙𝑒𝑐𝑡𝑟𝑜𝑛𝑒𝑠 𝑐𝑜𝑙𝑒𝑐𝑡𝑎𝑑𝑜𝑠
𝑁º 𝑓𝑜𝑡𝑜𝑛𝑒𝑠 𝑖𝑛𝑐𝑖𝑑𝑒𝑛𝑡𝑒𝑠
El número de electrones colectados, o más específicamente el número de pares electrón hueco
generados, se puede expresar en función de la corriente eléctrica y la carga de electrón .
𝐼 𝑞
𝑁º 𝑒𝑙𝑒𝑐𝑡𝑟𝑜𝑛𝑒𝑠 =
𝐼
𝑞
El número de fotones incidentes se puede expresar en función de la potencia incidente y la
𝑃𝑟𝑥
energía de un fotón 𝐸𝑓
𝑁º 𝑓𝑜𝑡𝑜𝑛𝑒𝑠 𝑖𝑛𝑐𝑖𝑑𝑒𝑛𝑡𝑒𝑠 =
𝑃𝑟𝑥
𝐸𝑓
Y haciendo uso de la relación de Planck-Einstein,
𝐸𝑓
= ℎ * ν = ℎ *
𝑐
λ
Se puede expresar de la siguiente forma,
𝑁º 𝑓𝑜𝑡𝑜𝑛𝑒𝑠 𝑖𝑛𝑐𝑖𝑑𝑒𝑛𝑡𝑒𝑠 =
𝑃𝑟𝑥
*λ
ℎ*𝑐
Finalmente, podemos obtener la expresión equivalente para la eficiencia cuántica como:
η =
𝐼
𝑃𝑟𝑥
*
ℎ*𝑐
𝑞*λ
Siendo la constante de Planck, la carga del electrón, la velocidad de la luz en el vacío y
ℎ 𝑞 𝑐
teniendo en cuenta que la longitud de onda y la potencia recibida del enlace son
λ 𝑃𝑟𝑥
parámetros fijos dependientes del diseño previo del enlace, podemos observar que las únicas
incógnitas de nuestra expresión son la corriente deseada y la eficiencia cuántica ,
𝐼 η
característica del fotodiodo seleccionado.
Idealmente, buscamos incrementar esa corriente generada por el fotodiodo lo máximo posible,
pues esto permitirá una mejor interpretación de la señal recibida. Sin embargo, hay que tener
17

19. en cuenta, que dependiendo del tipo de fotodiodo seleccionado, este proceso de conversión
entre potencia y corriente se verá afectado por distintos factores que añadirán ruido a la señal,
como la corriente oscura, el ruido térmico, o en el caso de los fotodiodos APD el factor de
ruido F, provocado por la ganancia multiplicativa de los electrones generados por el ruido
térmico o la corriente oscura, por citar algunos.
Para los objetivos de este trabajo trataremos de maximizar en la medida de lo posible la
eficiencia cuántica, seleccionando un fotodiodo con la mejor sensibilidad disponible para la
longitud de onda de trabajo.
4.4.4. Selección del fotodiodo
Teniendo en cuenta los requerimientos del fotodiodo a emplear antes mencionados, el tipo de
fotodiodo más apropiado será el fotodiodo Si-PIN, gracias a su excepcional eficiencia
cuántica en la banda de . Como inconveniente frente al otro tipo de fotodiodo que ha
1064 𝑛𝑚
sido considerado, el fotodiodo APD, encontramos el hecho de que los fotodiodos Si-PIN no
cuentan con el factor de ganancia introducido por el efecto de avalancha con el que sí cuentan
los APD. Este hecho deberá ser compensado en la etapa amplificadora de transimpedancia en
el circuito de recepción, que será diseñada más adelante.
Específicamente hemos elegido un fotodiodo HAMAMATSU Si-PIN S3759 , el cual tiene
unas características adecuadas para nuestros requerimientos, y cuya hoja de especificaciones
está disponible en el anexo de este trabajo.
Fig 10.Vista de planta superior de fotodiodo S3759
18

20. 4.5 Efectos Atmosféricos
Un sistema de comunicaciones FSO está compuesto por tres componentes: un transmisor
(Tx), una línea-de-mira (LOS) en un canal de espacio libre, y un receptor (Rx). La selección
de los distintos componentes depende de varios factores, entre los cuales se encuentran los
factores atmosféricos del canal en el que el LOS es establecido que afectan al haz de fotones.
Dichos factores impactan a la radiación óptica propagante de dos formas. Primero, mediante
la absorción de la energía de los fotones por parte de las partículas atmosféricas que acaba
siendo disipada en forma de calor, o al dispersar el haz transmitido de su ruta original. Y
segundo, distorsionando la señal debido a las variaciones del índice de refracción a lo largo de
su ruta en la atmósfera. Estos factores, en combinación con otros, son los responsables de
pérdidas de información y de la variación entre potencia transmitida y recibida [2].
4.5.1. Atenuación atmosférica
La señal transmitida es atenuada, como se ha introducido, debido a dos procesos, como son la
absorción y la dispersión [16]. Dichos procesos dependen de las condiciones meteorológicas
de la región geográfica y de la hora a la que tiene lugar la comunicación. La atenuación
atmosférica viene dada por la expresión de Beer-Lambert:
τ = 𝑒𝑥𝑝(− γ𝐿)
Donde representa la atenuación atmosférica, es el coeficiente de la atenuación total, y es
τ γ 𝐿
la distancia de separación entre el transmisor y el receptor. La atenuación total se debe a la
γ
presencia de partículas y moléculas gaseosas en la atmósfera. Dicho coeficiente es la suma de
los siguientes componentes:
γ = α𝑚, 𝑎
+ β𝑚, 𝑎
Donde es el coeficiente de absorción molecular y de aerosoles, y es el coeficiente
α𝑚, 𝑎
β𝑚, 𝑎
de dispersión molecular y de aerosoles.
En el primer proceso, las partículas atmosféricas absorben la energía de los fotones al
colisionar, para después disiparse en forma de calor. El coeficiente de absorción depende del
tipo de molécula atmosférica, de su concentración, y de la longitud de onda ( ). Al ser
λ
selectivo con , dá lugar a “zonas transparentes” en las que para ciertos rangos de hay una
λ λ
mínima absorción (también conocidas como ventanas atmosféricas de transmisión). En rangos
inferiores de infrarrojos (IR) se suelen situar en 850-1550 nm, mientras que en rangos
19

21. superiores de IR se sitúan en 8-14 μm. La frecuencia de transmisión se suele fijar para que λ
coincida con una ventana de transmisión, de forma que las atenuaciones representadas por
son despreciables. Por consiguiente, el coef. de atenuación total es . Las
α𝑚, 𝑎
γ ≈ β𝑚, 𝑎
moléculas que mayor impacto tienen en el rango de IR son el el el y el [2].
𝐻2
𝑂, 𝑂2
, 𝑂3
, 𝐶𝑂2
En la dispersión, a diferencia de la absorción, la colisión de los fotones con las partículas
ambientales no supone una pérdida de energía. En este caso, las partículas absorben la energía
de los fotones para después irradiarla en distintas direcciones. Este proceso depende del radio
de la partícula ( ) y de la longitud de onda ( ). Como muestra la Tabla 3, en función de la
𝑟 λ
comparación entre y , se da una clase de dispersión u otra. Para distinguir el tipo de
𝑟 λ
dispersión se usa el size parameter . Si , se llevaría a cabo una dispersión
𝑥0
=
2π 𝑟
λ
𝑥0
<< 1
de Rayleigh; si hay una dispersión de Mie; y si se realiza una dispersión
𝑥0
≈ 1, 𝑥0
>> 1,
geométrica. Los patrones de dispersión generados por las partículas de diferentes tamaños se
muestra en la figura 11.
Tabla 3. Tamaño de partícula, size parameter y clase de dispersión [2]
Fig 11. Patrones de dispersión: Rayleigh, Mie, y Geométrica [2]
20

22. 4.5.2. Turbulencias atmosféricas
Además de la atenuación producida por la atmósfera, la distribución no homogénea de la
temperatura crea bolsas de aire (eddies) con distintos índices de refracción, dando lugar a
turbulencias que distorsionan la radiación transmitida [2]. Esta turbulencia depende de la
altitud, la presión, la velocidad del viento, y las variaciones de temperatura. El tamaño de los
eddies comprende entre 0.1 cm hasta 10 m, y en función de su tamaño relativo al diámetro del
haz de fotones la radiación propagada puede ser desviada parcialmente o por completo. Si el
tamaño del eddie es mayor que el diámetro del haz entonces el haz es desviado por completo,
por el contrario si es menor, parte del haz sería desviado dando lugar a pequeñas variaciones
en el tiempo de llegada al receptor. Como consecuencia, la radiación recibida presenta
fluctuaciones en su irradiancia y fase con respecto a la transmitida inicialmente.
Fig 12. Canal FSO con eddies [17]
El parámetro que determina el grado de turbulencia en el canal es la variación de índice de
refracción el cual depende de la localización geográfica, la altitud, y la hora del día. En
(𝐶𝑛
),
comunicaciones que requieren una ruta vertical, como Tierra-satélite, el valor de varía por
𝐶𝑛
la diferencia de temperatura y presión entre el nivel del mar y alturas más significativas.
Mientras que en comunicaciones cuya ruta es horizontal, como entre edificios de tamaños
similares, se asume un valor constante de Entre los efectos que produce la turbulencia
𝐶𝑛
.
están la desviación y extensión del haz, y el centelleo [18].
● Desviación del haz (Beam Steering). Una señal que viaja a través de un canal en el
que hay distintos índices de refracción sufre desviaciones de su LOS original que
pueden provocar pérdidas de información.
● Extensión del haz (Beam Spreading). Las turbulencias generan dispersión en la señal
incrementando el tamaño del haz. Esto provoca un decremento en la densidad de
potencia recibida.
21

23. ● Centelleo (Scintillation). Las fluctuaciones en irradiancia y fase provocan una
interferencia destructiva en el receptor afectando a la calidad de la conexión. Este
efecto es descrito por el índice de centelleo (scintillation index).
σ𝑖
2
4.5.3. Cálculo de la eficiencia atmosférica η𝑎𝑡𝑚
Teniendo en cuenta los factores explicados, y siguiendo el modelo presentado en [19],
llevamos a cabo los cálculos de las pérdidas atmosféricas en nuestro sistema situando el
transmisor en Tenerife (Islas Canarias, España). En condiciones meteorológicas favorables se
puede conseguir una visibilidad de 355 km [20]. Por lo tanto, las pérdidas por unidad de
distancia son:
γ ≈ β𝑚, 𝑎
=
17
355𝑘𝑚
(
0.55
1.064µ𝑚
)
1.6
= 0. 0166
𝑑𝐵
𝑘𝑚
Para obtener las pérdidas atmosféricas del canal hemos de tener en cuenta la distribución de
partículas gaseosas en la atmósfera. Dichas partículas se encuentran en grandes
concentraciones en los primeros 2 km [2], pasada dicha frontera la concentración disminuye,
y por ello la atenuación. Consecuentemente, la eficiencia atmosférica es:
η𝑎𝑡𝑚
η𝑎𝑡𝑚
= τ = 𝑒
−γ𝐿
= 𝑒
−0.0166*2
= 0. 967 → 96. 7%
Por lo tanto, teniendo en cuenta únicamente las pérdidas atmosféricas, nuestro sistema recibe
el 96.7% de la potencia transmitida, produciendo una atenuación de 0.1447dB.
4.6 Elección de Telescopios
4.6.1. Telescopio Transmisor
La eficiencia del transmisor, es un factor en función de cuatro parámetros: el ratio de
η𝑇𝑥
,
pérdidas por truncamiento ( ), los efectos de transmisión en el campo cercano ( ), el ratio de
α β
pérdidas por oscurecimiento ( ), y la distribución de la transmisión fuera del eje ( ) [21].
γ 𝑋
Dicha eficiencia se describe como:
η𝑇𝑥
(α, β, γ, 𝑋) = 2α
2
γ
2
1
∫ 𝑒𝑥𝑝(𝑗β𝑢) 𝑒𝑥𝑝(− α
2
𝑢) 𝐽0
𝑋(𝑢)
1/2
[ ]𝑑𝑢
|
|
|
|
|
|
|
|
2
22

24. Nuestro caso modela un sistema de comunicación en el eje y en el campo lejano, por lo tanto,
obtendremos la siguiente eficiencia:
η𝑇𝑥
α, 0, γ, 0
( ) =
2
α
2 𝑒𝑥𝑝(− α
2
) − 𝑒𝑥𝑝(− γ
2
α
2
)
[ ]
2
Esta eficiencia puede optimizarse si
α ≃ 1. 12 − 1. 3γ
2
+ 2. 12γ
4
Para la ecuación previa tiene un margen de error de De esta forma, podemos
γ ≤ 0. 4, ± 1%.
obtener la máxima eficiencia cuando y consecuentemente
γ = 0 α = 1. 12.
γ = 0 → α = 1. 12 → η𝑇𝑥
=
2
1.12
2 𝑒𝑥𝑝(− 1. 12
2
)
[ ]
2
= 0. 8145 = 81. 45%
Solo es posible transmitir el 81.45% de la potencia total ya que el sistema aplica unas
pérdidas mínimas de -0.89dB.
En nuestro sistema, contamos con dos espejos, uno principal de diámetro y otro
𝑎 = 10𝑐𝑚
secundario de diámetro , que producen el siguiente ratio de pérdidas por
𝑏 = 2𝑐𝑚
oscurecimiento, con un ratio de truncamiento óptimo.
α
γ =
𝑏
𝑎
=
2
10
= 0. 2 → α =
𝑎
𝑤
= 1. 0714
Ambas pérdidas provocan que se transmita únicamente el 70.88% de la potencia total
aplicando unas pérdidas de 1.49dB.
Fig 13. Relación del perfil del haz Gaussiano y el telescopio transmisor [22]
23

25. A continuación, calculamos la ganancia del telescopio de transmisión,
𝐺𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
= 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π 𝐴𝑇𝑥
λ
2 ) = 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π *π(𝑅𝑇𝑥
)
2
λ
2 ) = 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π *π(
𝐷𝑇𝑥
2
)
2
λ
2 ) =
10𝑙𝑜𝑔10
(
π 𝐷𝑇𝑥
λ
)
2
= 20𝑙𝑜𝑔10
(
π 𝐷𝑇𝑥
λ
) = 20𝑙𝑜𝑔10
(
π*0.1
1064*10
−9 ) = 109. 4 𝑑𝐵
4.6.2. Telescopio Receptor
La eficiencia del receptor, está determinada únicamente por el ratio de pérdidas por
η𝑅𝑥
,
oscurecimiento en la siguiente expresión [23].
(γ)
η𝑅𝑥
= 1 − γ𝑅
2
El cual, al igual que en el telescopio transmisor, el factor de oscurecimiento es el ratio entre el
diámetro del espejo secundario ( ), y del primario ( ). En nuestro sistema, ambos tienen un
𝑏 𝑎
diámetro de 4m y 10m respectivamente. Por lo tanto, la eficiencia óptica del telescopio
receptor es la siguiente.
η𝑅𝑥
= 1 − γ𝑅
2
= 1 −
𝑏
𝑎
( )𝑅
2
= 1 −
4
10
( )
2
= 0. 84 = 84%
Dichas pérdidas provocan que se reciba un 84% de la potencia transmitida aplicando unas
pérdidas de 0.75dB.
Del mismo modo que en el telescopio transmisor, obtendremos la ganancia de un telescopio
receptor.
𝐺𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
= 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π 𝐴𝑅𝑥
λ
2 ) = 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π *π(𝑅𝑅𝑥
)
2
λ
2 ) = 10𝑙𝑜𝑔10
(
4π *π(
𝐷𝑅𝑥
2
)
2
λ
2 ) =
10𝑙𝑜𝑔10
(
π 𝐷𝑅𝑥
λ
)
2
= 20𝑙𝑜𝑔10
(
π 𝐷𝑅𝑥
λ
) = 20𝑙𝑜𝑔10
(
π*10
1064*10
−9 ) = 149. 4 𝑑𝐵
4.7 Balance de enlace
Para el análisis del balance de potencias partiremos de la fórmula de transmisión de Friis, la
cual se puede expresar como el cociente entre la potencia recibida y la potencia emitida
24

26. siendo igual al producto de las ganancias de las antenas (en nuestro caso telescopios) dividido
por las pérdidas de propagación en espacio libre.
4.7.1. Ecuación de Friis
𝑃𝑟𝑥
𝑃𝑡𝑥
=
𝐺𝑡𝑥*𝐺𝑟𝑥
4π𝑑
λ
( )
2
Si expresamos esta fórmula en decibelios será más sencillo ver las aportaciones de sus
elementos en forma de ganancias y pérdidas
10 * 𝑙𝑜𝑔 10
(𝑃𝑟𝑥) = 10 * 𝑙𝑜𝑔 10
(𝑃𝑡𝑥) + 10 * 𝑙𝑜𝑔 10
(𝐺𝑡𝑥) + 10 * 𝑙𝑜𝑔 10
(𝐺𝑟𝑥) − 10 * 𝑙𝑜𝑔 10
(
4π𝑑
λ
( )
2
)
(𝑃𝑟𝑥) 𝑑𝐵
= (𝑃𝑡𝑥) 𝑑𝐵
+ (𝐺𝑡𝑥) 𝑑𝐵
+ (𝐺𝑟𝑥) 𝑑𝐵
− (𝐿𝑠) 𝑑𝐵
Como se puede apreciar, la fórmula de transmisión de Friis no tiene en cuenta el resto de
pérdidas que se producen a lo largo de la transmisión, por lo tanto no es muy representativa de
nuestro canal de comunicación.
Por consiguiente, desarrollaremos en detalle las variables de las distintas pérdidas que existen
tanto en el transmisor y receptor, como en el canal en sí. Teniendo en cuenta las ganancias del
transmisor ( ) y receptor ( ), sus eficiencias ópticas ( ), las pérdidas atmosféricas
𝐺𝑇𝑥
𝐺𝑅𝑥
η𝑇𝑥
, η𝑅𝑥
( ), en espacio-libre ( ), y por desalineación ( ), obtenemos la siguiente expresión.
η𝑎𝑡𝑚
𝐿𝑆
𝐿𝑑𝑒𝑠
𝑃𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
= 𝑃𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ 𝐺𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ 𝐺𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
+ η𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ η𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
+ η𝑎𝑡𝑚
( )𝑑𝐵
− 𝐿𝑆
( )𝑑𝐵
− 𝐿𝑑𝑒𝑠
( )𝑑𝐵
Como se puede observar, todos los factores que aparecen en nuestro balance de enlace, con
alguna excepción han sido estudiados, y sus valores obtenidos, durante las secciones
anteriores. Por lo tanto, tenemos casi todo lo necesario para obtener la potencia recibida en
nuestro receptor óptico.
A continuación mostraremos los cálculos de los parámetros restantes, los cuales son realmente
sencillos.
Para la pérdida debida a la propagación en el espacio libre, utilizando una distancia de la
Tierra a marte de aproximadamente unidades astronómicas,
2
𝐿𝑆
( )𝑑𝐵
= 10𝑙𝑜𝑔 10
4π𝑑
λ
( )
2
= 20𝑙𝑜𝑔 10
4π𝑑
λ
( ) = 20𝑙𝑜𝑔 10
4π* 300*10
9
1064*10
−9
( ) = 371𝑑𝐵
A continuación se recoge una recopilación del valor de todos los factores del balance de
enlace:
25

27. Factor dB
𝐺𝑇𝑥
109. 4
𝐺𝑅𝑥
149. 4
𝐿𝑆
371
η𝑇𝑥
1.49
η𝑅𝑥
0.75
η𝑎𝑡𝑚
0.1447
𝐿𝑑𝑒𝑠
2.01
Tabla 4. Resumen de factores del balance de potencias
De este modo, teniendo en cuenta la potencia pico de salida en el láser transmisor de
, podemos llevar a cabo el cálculo de la potencia recibida mediante el
9. 37𝑘𝑊 = 69. 72 𝑑𝐵𝑚
cálculo del balance de enlace.
𝑃𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
= 𝑃𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ 𝐺𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ 𝐺𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
− 𝐿𝑆
( )𝑑𝐵
+ η𝑇𝑥
( )𝑑𝐵
+ η𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
+ η𝑎𝑡𝑚
( )𝑑𝐵
− 𝐿𝑑𝑒𝑠
( )𝑑𝐵
𝑃𝑅𝑥
( )𝑑𝐵
= 69. 72𝑑𝐵𝑚 + 109. 4𝑑𝐵 + 149. 4𝑑𝐵 − 371 − 1. 49𝑑𝐵
− 0. 75 − 0. 1447 − 2. 01 = − 46. 88𝑑𝐵𝑚
𝑃𝑅𝑥
≃ 20. 51 µ𝑊
5. Implementación del Sistema
5.1 Transmisión
Dada la gran distancia entre Tierra y Marte, la principal propiedad del sistema transmisor es
que debe lograr una tasa de transmisión de entre 100 kbps y 1 Mbps. Como fue explicado
anteriormente, el láser a utilizar será el modelo Vibrant™ IR 2731, cuyas especificaciones se
adjuntan en los anexos, y se empleará un modulador externo que proveerá un formato PPM, y
26

28. telescopio con dos espejos, uno principal de diámetro a = 10 cm y otro secundario de
diámetro b = 2 cm.
5.1.1. Acoplo Emisor Láser - Modulador Externo
En primer lugar, las especificaciones del transmisor de referencia para implementar un enlace
de comunicación entre la Tierra y Marte, con un láser Nd: YAG, se detallan en la Tabla 5.
Parámetro Especificación
Tipo de láser Nd:YAG
Potencia media de salida 1W
Longitud de onda 1064 nm
Ancho de pulso 5 ns
Formato de modulación PPM (M=25)
Tabla 5. Especificaciones requeridas al transmisor a implementar en el enlace Tierra-Marte
El transmisor de modulación externa del sistema propuesto, emplea dos componentes
separados para crear una portadora óptica de intensidad modulada: un láser de estado sólido y
un modulador externo. El láser es polarizado DC, y por lo tanto emite una portadora óptica de
onda continua que tiene una amplitud y longitud de onda extremadamente estables.
Fig 14. Esquema de modulación externa
27

29. La confiabilidad y la red de transmisión optoelectrónica es, naturalmente, una función del
número total de componentes involucrados en la red y la confiabilidad individual de cada
componente. Dada una calidad constante de fabricación, el examen de la fiabilidad del láser
de estado sólido y del modulador externo debería ser suficiente para comprender cualquier
diferencia de fiabilidad que pueda presentar un transmisor de modulación externo.
El enfoque de modulación externa naturalmente disfruta de una probabilidad mucho menor de
fallas de componentes aleatorios que las tecnologías de transmisión óptica alternativas.
El formato de modulación más prometedor para la comunicación DS es la modulación por
posición de pulso (PPM). Gracias a la alta relación de potencia pico a promedio (PAPR), se
mejora la eficiencia de potencia promedio. Además, este esquema es fácil de implementar y
no se requiere un umbral adaptativo en el receptor. La información se codifica en intervalos
de tiempo entre pulsos.
La salida del Nd:YAG se acopla mediante una polarización que mantiene la fibra monomodo
a la entrada de un modulador externo. La energía de la portadora óptica se divide en la entrada
del modulador, se propaga a través de dos caminos paralelos y finalmente se recombina. La
señal de modulación se agrega a un voltaje de polarización del modulador, luego se alimenta a
tiras conductoras paralelas a los caminos de luz. Las propiedades del material de niobato de
litio empleado en el modulador provocan que se produzcan cambios complementarios en el
tiempo de propagación a lo largo de las dos trayectorias de luz a medida que se aplica la señal
moduladora a las tiras conductoras.
La principal ventaja de esta solución es la alta eficiencia y madurez tecnológica. La potencia
de salida de los láseres de estado sólido puede alcanzar un nivel de varios kilovatios y es
totalmente escalable. La gestión térmica es mucho más fácil debido a la alta relación
superficie-volumen de un medio activo. En un sistema láser correctamente diseñado, se puede
lograr un haz de difracción limitada. Desde el punto de vista de la calificación espacial, los
láseres de estado sólido Nd:YAG son ligeros, compactos y de construcción robusta.
Otro factor significativo, es que la mayoría de los sistemas de láser pulsado están optimizados
para funcionar con una frecuencia de repetición de pulsos constante. Esto ayuda a reducir las
distorsiones de la señal como efecto de la saturación del medio activo. Además, los intervalos
de tiempo prolongados entre pulsos posteriores pueden aumentar un nivel de emisión
espontánea amplificada, lo que conduce a una disminución de la relación señal / ruido.
28

30. 5.2 Recepción
Una vez conocida la potencia recibida en el detector, podremos calcular la corriente generada
por el fotodiodo. Como bien sabemos, para poder llevar a cabo las tareas de modulación de la
señal debemos trabajar con un voltaje, y no con una corriente.
Adicionalmente hay que tener en cuenta la pequeña magnitud de la señal recibida, que tendrá
que ser debidamente amplificada.
Por lo tanto, la herramienta adecuada que nos ayudará a convertir la corriente del fotodiodo en
un voltaje, amplificando al mismo tiempo la señal, será un amplificador de transimpedancia o
TIA.
El amplificador que utilizaremos en este caso será el amplificador OPA855 cuya hoja de
especificaciones se encuentra en el anexo.
5.2.1. Ganancia
Idealmente, la configuración de nuestro TIA será la siguiente,
Fig 15. Etapa de transimpedancia ideal
Para hallar la ganancia del TIA llevamos a cabo el análisis de la red de realimentación. La
expresión para la función de ganancia de transimpedancia es
𝐺𝑧
=
𝐴𝑧
1+𝐴𝑧
*β
Al tratarse de un conversor corriente-voltaje, podemos determinar la red d e realimentación,
β
la cual se trata del resistor . Del análisis de esta red con topología paralelo-paralelo,
𝑅𝑓
podremos obtener el parámetro del amplificador.
β
29

31. β =
𝐼1
𝑉2
=
𝐼1
−𝐼1
*𝑅𝑓
=
−1
𝑅𝑓
Y si tenemos valores de , lo cual nos interesa para poder tener una ganancia suficiente para
𝑅𝑓
trabajar con corrientes en el ámbito de los , podemos aproximar la expresión de la
𝑛𝑊
ganancia de transimpedancia de la siguiente forma,
𝐺𝑧
=
𝐴𝑧
1+𝐴𝑧
*β
=
𝐴𝑧
𝐴𝑧
*β
=
1
β
=
1
−1
𝑅𝑓
= − 𝑅𝑓
Por lo tanto podremos modular el valor de nuestra ganancia mediante la selección del valor de
.
𝑅𝑓
5.2.2. Modelo real y compensación
En el modelo real del TIA, tanto el fotodiodo como el amplificador operacional añaden unas
capacidades parásitas al circuito, por lo tanto nuestro modelo queda de la siguiente forma.
Fig 16. Etapa de transimpedancia real
Como se puede apreciar, el modelo del fotodiodo en el circuito será el de una fuente de
corriente que además introduce una capacidad parásita que es modelada con el condensador
. Esta capacidad, se puede extraer de la hoja de especificaciones del fotodiodo, en la que
𝐶𝑃𝐷
viene denominada como capacidad terminal 𝐶𝑡
También podemos observar el condensador , el cual modela la capacidad de entrada del
𝐶𝐼𝑁
amplificador operacional, cuyo valor figura en la hoja de especificaciones del mismo.
30

32. A la capacidad resultante del paralelo entre y la llamaremos
𝐶𝐼𝑁
𝐶𝑃𝐷
𝐶𝑇
𝐶𝑇
= 𝐶𝐼𝑁
+𝐶𝑃𝐷
Debido a la presencia de esta capacidad , la etapa amplificadora es inestable a altas
𝐶𝑇
frecuencias. Específicamente debido al zero introducido por y , con frecuencia,
𝐶𝑇
𝑅𝑓
𝑓𝑍
=
1
2π𝑅𝑓
𝐶𝑇
Para compensar el la función de transferencia debemos colocar un condensador en paralelo
𝐶𝑓
con la resistencia . Este condensador introducirá un polo de frecuencia
𝑅𝑓
𝑓𝑃
=
1
2π𝑅𝑓
𝐶𝐹
Mediante el la elección cuidadosa del valor de podremos hacer que la ganancia de ruido sea
𝐶𝐹
igual a la ganancia de lazo abierto del operacional a la frecuencia de polo . Este
𝑓𝑃
aplanamiento de la curva de la ganancia de ruido resulta en un margen de fase de .
45
◦
Fig 17. Etapa de transimpedancia compensada
Por lo tanto, teniendo en cuenta la inclusión de dichas capacidades, la función de la ganancia
de ruido, que determina la estabilidad del operacional, resulta:
𝑁𝐺 =
1+𝑠𝑅𝑓
(𝐶𝑇
+𝐶𝐹
)
1+𝑠𝐶𝑇
𝐶𝐹
31

33. Fig 18. Diagrama de Bode de la respuesta en frecuencias del TIA
Podemos obtener el valor óptimo de mediante la siguiente fórmula,
𝐶𝐹
𝐶𝐹
=
𝐶𝑇
2π𝑅𝑓
(𝐺𝐵𝑊)
y el ancho de banda con,
3𝑑𝐵
𝑓3𝑑𝐵
=
𝐺𝐵𝑊
2π𝑅𝑓
𝐶𝑇
Como ya ha sido mencionado, lo valores de y son valores fijos proporcionados en las
𝐶𝑃𝐷
𝐶𝐼𝑁
hojas de especificaciones del fotodiodo y del operacional respectivamente, así como el
producto .
Por lo tanto el diseño se reduce a la elección del valor de , el cual determinará tanto el valor
𝑅𝑓
de la ganancia como del ancho de banda a 3dB.
Por lo tanto, nos encontramos ante un compromiso entre la ganancia y el ancho de banda, ya
que el primero escala con y el segundo con .
𝑅𝑓
1
𝑅𝑓
32

34. 5.2.3. Diseño del amplificador de transimpedancia
Lo primero será obtener la corriente generada por el fotodiodo. Haciendo uso de la gráfica de
la responsividad en función de la longitud de onda, obtenida de la hoja de especificaciones de
nuestro fotodiodo,
Fig 19. Gráfica de responsividad en función de la longitud de onda
Podemos observar, que a nuestra longitud de onda, la responsividad del fotodiodo es de
𝑅 = 0. 38
𝐴
𝑊
Por lo tanto para obtener la corriente generada en el fotodiodo, simplemente tenemos que usar
dicho factor de conversión,
𝐼𝑓
= 𝑅 * 𝑃𝑟𝑥
= 0. 38
𝐴
𝑊
* 20. 51 * 10
−6
𝑊 = 7. 79 µ𝐴
Dada esta corriente de fotodiodo, la queremos convertir en un voltaje útil para el proceso de
demodulación.
Utilizando una ganancia de transimpedancia de obtendremos un voltaje
100 𝑘𝑂ℎ𝑚
𝑉𝑜𝑢𝑡 = 𝐼𝑖𝑛
* 𝐺𝑍
= 7. 79 * 10
−6
* 100 * 10
3
= 0. 779 𝑉 ≃ 0. 8
Cómo se puede apreciar, esta ganancia proporciona un voltaje de salida adecuado, por lo tanto
podemos fijar el valor de 𝑅𝑓
𝑅𝑓
= 100 𝑘𝑂ℎ𝑚
33

35. Finalmente, podemos obtener el valor del ancho de banda . De las hojas de
3𝑑𝐵
especificaciones del fotodiodo y el operacional obtenemos,
𝐶𝑃𝐷
= 10𝑝𝐹
𝐶𝐼𝑁
= 0. 6𝑝𝐹
𝐺𝐵𝑊 = 8𝐺𝐻𝑧
Con lo que,
=
𝑓3𝑑𝐵
=
𝐺𝐵𝑊
2π𝑅𝑓
𝐶𝑇
8*10
9
2π100*10
3
*10.6*10
−6 = 34. 66 𝑘𝐻𝑧
Y el condensador de compensación quedaría,
𝐶𝐹
=
𝐶𝑇
2π𝑅𝑓
(𝐺𝐵𝑊)
=
10.6*10
−6
2π*100*10
3
*8*10
9 = 45. 92 𝑝𝐹
Por último hay que especificar el voltaje de polarización en inversa, el cual está especificado
en la hoja de especificaciones del fotodiodo,
𝑉𝑟𝑒𝑣 = 100𝑉
6. Conclusiones
La primera conclusión de este trabajo, es que las comunicaciones ópticas no guiadas en
espacio libre, poseen un altísimo potencial para impulsar la telecomunicaciones a altas
velocidades en el espacio profundo. Más allá de los resultados obtenidos durante la
elaboración de este trabajo, que ha sido concebido como una prueba de concepto de la
tecnología, resaltamos el hecho innegable de que esta tecnología supondrá un cambio de era
en la transmisión de datos, y en definitiva de conocimiento y de ciencia, en las misiones
espaciales de carácter interplanetario, como ya ha sido propuesto por agencias espaciales
como la europea o la americana.
La implementación de un enlace de comunicaciones ópticas entre la Tierra y Marte supondrá
un antes y un después en la historia de la exploración espacial, y un salto de gigante para la
humanidad en el camino que le queda por recorrer para convertirse en una civilización
interplanetaria.
34

36. 7. Trabajo Futuro
Una vez establecida la base teórica de concepción y diseño del sistema de comunicación
óptica entre la Tierra y Marte, el siguiente paso sería implementar y testear dicho sistema en
el laboratorio, así como llevar a cabo pruebas de campo en las condiciones atmosféricas en
este trabajo descritas, que nos lleven a mejorar y optimizar el diseño.
Adicionalmente, el diseño de un enlace óptico entre la Tierra y Marte, implica la
consideración y exploración de infinidad de aspectos que han escapado al objetivo de este
trabajo, y cuyo estudio en detalle podrían dar pie a futuros trabajos de investigación, como
podrían ser el diseño de un sistema de apuntado del láser o el diseño de un esquema de
modulación complejo que abra la puerta a velocidades de transmisión de datos muy superiores
a las que en este trabajo han sido tratadas.
8. Anexos
8.1 Hojas de especificaciones
35

37. Data Sheet
Rev. 5 2013
VIBRANT™ IR
Tuning Curve
Tuning curve represents standard configuration. Performance may vary depending on other installed options.
All specifications are subject to change without notice
The VIBRANT
TM
IR series of products are compact, turn-key tunable laser systems that u lize OPOTEK’s
op cal parametric oscillator (OPO) technology to generate mid-IR wavelengths. All system components
(pump laser, OPO, control electronics and op onal accessories) are integrated into a single unit. A built-in
635 nm laser diode is aligned to overlap with the mid-IR output for beam steering guidance. Wavelength
tuning is motorized and PC controlled through a single USB port. The end-user can operate the system
with li le to no maintenance or laser exper se. A so ware development kit (SDK) is available for
integra ng system func ons into end-user so ware. A number of op ons are available for added
func onality such as access to pump laser wavelength and variable power a enua on.
0
2
4
6
8
10
12
14
16
2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 3400 3500
Pulse
Energy
[mJ]
Wavelength [nm]
Model 2731
Model 3034

38. Pump Laser Flashlamp pumped
Pump Wavelength
Pulse Repe on Rate Computer selectable lower repe on rate
Pulse Length Nominal
Beam Diameter Nominal
External Trigger
Model 2731
Model 3034
Model 2731
Model 3034
Spectral Linewidth FWHM
Polariza on (Linear)
Built-in Laser Diode OPO beam guidance
Computer Control ON, OFF, Power, Rep-Rate, Tuning, Scan
Op ons Op on Code Descrip on
Access to Pump Laser Wavelength -1X Access to 1064 nm
High Repe on Rate -20Hz 20 Hz pump laser
Motorized Variable A enuator1
-MVA Change OPO output from 0 - 100% via computer
So ware Development Kit -SDK Integra on of system func ons into third-party so ware
1) Max OPO output less by 10%
Approx. Dimensions: inches (mm)
Weight: Up to 50 lbs (36.3 kg)
635 nm
All laser and OPO func ons
Laser Head Dimensions
Peak OPO Energy
12 mJ
See tuning curve
10 mJ
~ 4 - 7 cm-1
Ver cal
6 mm
Flashlamp and Q-Switch
OPO Parameters
Wavelength Tuning Range
2700 - 3100 nm
Con nuous tuning
3000 - 3450 nm
Pump Laser Specifica ons
Nd:YAG
1064 nm
10 Hz
5 ns
SIDE
25.8 (655)
5.6 (142)
FRONT
13.4 (340)
10.3 (262)
All tunable beams
VIBRANT™ IR
mp pumped
Dimensions (L x W x H) 23.0 (584) x 13.0 (330) x 23.0 (584)
Weight 150 lbs (68.0 kg)
Voltage Single phase, 90 - 240 V
Input Power < 1.1 kW
Cooling Closed-cycle water cooled
Power Supply

39. S3759
Si PIN photodiode for visible to infrared
photometry
Si PIN photodiode
www.hamamatsu.com 1
S3759 is a Si PIN photodiode developed to detect and measure infrared energy emitted from YAG lasers (1.06 μm).
Compared to standard Si photodiodes, S3759 delivers exceptionally high sensitivity of 0.38 A/W at 1.06 μm. The PIN
structure allows high-speed response and low capacitance. The active area is as large as ϕ5 mm, making optical axis
alignment easier.
YAG laser detection
Analytical equipment, etc
Features Applications
High sensitivity in infrared region: 0.38 A/W (λ=1.06 μm)
High-speed response: tr=12.5 ns (VR=100 V)
Low capacitance: Ct=10 pF (VR=100 V)
Large active area: ϕ5 mm
High reliability: TO-8 metal package
Absolute maximum ratings
Electrical and optical characteristics (Ta=25 °C)
Parameter Symbol Value Unit
Maximum reverse voltage VR max 150 V
Operating temperature Topr -40 to +100 °C
Storage temperature Tstg -55 to +125 °C
Note: Exceeding the absolute maximum ratings even momentarily may cause a drop in product quality. Always be sure to use the
product within the absolute maximum ratings.
Parameter Symbol Condition Min. Typ. Max. Unit
Spectral response range λ - 360 to 1120 - nm
Peak sensitivity
wavelength
λp - 980 - nm
Photo sensitivity S λ=1060 nm 0.3 0.38 - A/W
Short circuit current Isc 2856 K, 1000 lx 14 19 - μA
Dark current ID VR=100 V - 1 10 nA
Rise time tr
λ=1060 nm, VR=100 V,
RL=50 Ω
- 12.5 - ns
Terminal capacitance Ct VR=100 V, f=1 MHz - 10 - pF

40. 2
Si PIN photodiode S3759
Spectral response
Dark current vs. reverse voltage Terminal capacitance vs. reverse voltage
Response waveform
0.4
0.8
0.6
0
0.2
0.5
0.7
0.1
0.3
Photo
sensitivitY
(A/W)
Wavelength (nm)
200 400 600 800 1000 1200
(Typ. Ta=25 °C)
10 nA
10 pA
1 nA
100 pA
Dark
current
Reverse voltage (V)
0.01 0.1 1 10 100
(Typ. Ta=25 °C)
1 nF
1 pF
100 pF
10 pF
Terminal
capacitance
Reverse voltage (V)
0.1 1 10 100
(Typ. Ta=25 °C)
50%
100%
[Typ. Ta=25 ˚C, λ=1060 nm (YAG laser), VR=100 V, RL=50 Ω]
12.5 ns
KPINB0279EA
KPINB0281EA KPINB0282EA
KPINB0280EC

41. 3
Si PIN photodiode S3759
Dimensional outline (unit: mm)
KPINA0092EA
Chip position accuracy with
respect to the cap center
X, Y≤±0.4
(2.8)
(15)
5.0
±
0.2
Index mark
ϕ1.4
Photosensitive surface
0.5
max.
ϕ13.9 ± 0.2
ϕ12.35 ± 0.1
ϕ10.5 ± 0.1
ϕ7.5 ± 0.2
ϕ1.0 max.
Active area
ϕ5.0
ϕ0.45
Lead
Case

42. Cat. No. KPIN1066E02 Mar. 2014 DN
www.hamamatsu.com
HAMAMATSU PHOTONICS K.K., Solid State Division
1126-1 Ichino-cho, Higashi-ku, Hamamatsu City, 435-8558 Japan, Telephone: (81) 53-434-3311, Fax: (81) 53-434-5184
U.S.A.: Hamamatsu Corporation: 360 Foothill Road, P.O.Box 6910, Bridgewater, N.J. 08807-0910, U.S.A., Telephone: (1) 908-231-0960, Fax: (1) 908-231-1218
Germany: Hamamatsu Photonics Deutschland GmbH: Arzbergerstr. 10, D-82211 Herrsching am Ammersee, Germany, Telephone: (49) 8152-375-0, Fax: (49) 8152-265-8
France: Hamamatsu Photonics France S.A.R.L.: 19, Rue du Saule Trapu, Parc du Moulin de Massy, 91882 Massy Cedex, France, Telephone: 33-(1) 69 53 71 00, Fax: 33-(1) 69 53 71 10
United Kingdom: Hamamatsu Photonics UK Limited: 2 Howard Court, 10 Tewin Road, Welwyn Garden City, Hertfordshire AL7 1BW, United Kingdom, Telephone: (44) 1707-294888, Fax: (44) 1707-325777
North Europe: Hamamatsu Photonics Norden AB: Thorshamnsgatan 35 16440 Kista, Sweden, Telephone: (46) 8-509-031-00, Fax: (46) 8-509-031-01
Italy: Hamamatsu Photonics Italia S.R.L.: Strada della Moia, 1 int. 6, 20020 Arese, (Milano), Italy, Telephone: (39) 02-935-81-733, Fax: (39) 02-935-81-741
China: Hamamatsu Photonics (China) Co., Ltd.: 1201 Tower B, Jiaming Center, No.27 Dongsanhuan Beilu, Chaoyang District, Beijing 100020, China, Telephone: (86) 10-6586-6006, Fax: (86) 10-6586-2866
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4
Si PIN photodiode S3759
Related information
www.hamamatsu.com/sp/ssd/doc_en.html
Precautions
∙ Notice
∙ Metal, ceramic, plastic packages / Precautions
Technical information
∙ Si photodiode / Application circuit examples

43. +
±
VBIAS
CF
RF
3.8 V
5 V
+
±
VREF
TDC7201
(Time-to-
Digital
Converter)
Pulsed Laser
Diode
Rx
Lens
+
±
VBIAS
CF
RF
3.8 V
5 V
+
±
VREF
Tx
Lens
MSP430
!Controller
Start 1
Stop 1
Start 2
Stop 2
OPA855
OPA855
Object
TLV3501
TLV3501
Photodiode capacitance (pF)
Closed-loop
Bandwidth,
f
-3dB
(MHz)
Integrated
Input
Referred
Noise,
I
RN
(nA
RMS
)
0 2 4 6 8 10 12 14 16 18 20
50 0
100 20
150 40
200 60
250 80
300 100
350 120
400 140
450 160
D609
f-3dB, RF = 6 k:
f-3dB, RF = 12 k:
IRN, RF = 6 k:
IRN, RF = 12 k:
Product
Folder
Order
Now
Technical
Documents
Tools &
Software
Support &
Community
An IMPORTANT NOTICE at the end of this data sheet addresses availability, warranty, changes, use in safety-critical applications,
intellectual property matters and other important disclaimers. PRODUCTION DATA.
OPA855
SBOS622A –JULY 2018–REVISED OCTOBER 2018
OPA855 8-GHz Gain Bandwidth Product, Gain of 7-V/V Stable, Bipolar Input Amplifier
1
1 Features
1• High Gain Bandwidth Product: 8 GHz
• Decompensated, Gain ≥ 7 V/V (Stable)
• Low Input Voltage Noise: 0.98 nV/√Hz
• Slew Rate: 2750 V/µs
• Low Input Capacitance:
– Common-Mode: 0.6 pF
– Differential: 0.2 pF
• Wide Input Common-Mode Range:
– 0.4 V from Positive Supply
– 1.1 V from Negative Supply
• 3 VPP Total Output Swing
• Supply Voltage Range: 3.3 V to 5.25 V
• Quiescent Current: 17.8 mA
• Package: 8-Pin WSON
• Temperature Range: –40 to +125°C
2 Applications
• High-Speed Transimpedance Amplifier
• Laser Distance Measurement
• CCD Output Buffer
• High-Speed Buffer
• Optical Time Domain Reflectometry (OTDR)
• High-Speed Active Filter
• 3D Scanner
• Silicon Photomultiplier (SiPM) Buffer Amplifier
• Photomultiplier Tube Post Amplifier
3 Description
The OPA855 is a wideband, low-noise operational
amplifier with bipolar inputs for wideband
transimpedance and voltage amplifier applications.
When the device is configured as a transimpedance
amplifier (TIA), the 8-GHz gain bandwidth product
(GBWP) enables high closed-loop bandwidths at
transimpedance gains of up to tens of kΩs.
The graph below shows the bandwidth and noise
performance of the OPA855 as a function of the
photodiode capacitance when the amplifier is
configured as a TIA. The total noise is calculated
along a bandwidth range extending from dc to the
calculated frequency, f, on the left-hand scale. The
OPA855 package has a feedback pin (FB) that
simplifies the feedback network connection between
the input and the output.
The OPA855 is optimized to operate in optical time-
of-flight (ToF) systems where the OPA855 is used
with time-to-digital converters, such as the TDC7201.
Use the OPA855 to drive a high-speed analog-to-
digital converter (ADC) in high-resolution LIDAR
systems with a differential output amplifier, such as
the THS4541 or LMH5401.
Device Information(1)
PART NUMBER PACKAGE BODY SIZE (NOM)
OPA855 WSON (8) 2.00 mm × 2.00 mm
(1) For all available packages, see the package option addendum
at the end of the data sheet.
High-Speed Time-of-Flight Receiver Photodiode Capacitance vs Bandwidth and Noise

44. 9. Bibliografía
[1] H. Dubey, J. S. Rathore, y P. Paliwal, «Free Space LASER Communication», Int. J. Eng.
Res., p. 6.
[2] M. K. R. Patel y M. S. K. Mulye, «Free Space Optics (FSO)-Past, Present, Future and
Mathematical Models of Atmospheric Turbulence for FSO Link Budget Analysis», Int.
J. Recent Innov. Trends Comput. Commun., vol. 4, n.o
1, p. 6.
[3] D. M. Cornwell, «NASA’s optical communications program for 2015 and beyond», San
Francisco, California, United States, mar. 2015, p. 93540E. doi: 10.1117/12.2087132.
[4] D. M. Boroson, A. Biswas, y B. L. Edwards, «MLCD: overview of NASA’s Mars laser
communications demonstration system», San Jose, Ca, jun. 2004, p. 16. doi:
10.1117/12.543014.
[5] «Lunar Laser Communication Demonstration-NASA’s First Space Laser
Communication System Demonstration (12-IV-2020)).pdf».
[6] F. I. Khatri, B. S. Robinson, M. D. Semprucci, y D. M. Boroson, «Lunar Laser
Communication Demonstration operations architecture», Acta Astronaut., vol. 111, pp.
77-83, jun. 2015, doi: 10.1016/j.actaastro.2015.01.023.
[7] A. Seas, B. Robinson, T. Shih, F. Khatri, y M. Brumfield, «Optical communications
systems for NASA’s human space flight missions», en International Conference on
Space Optics — ICSO 2018, Chania, Greece, jul. 2019, p. 16. doi: 10.1117/12.2535936.
[8] D. M. Boroson y B. S. Robinson, «The Lunar Laser Communication Demonstration:
NASA’s First Step Toward Very High Data Rate Support of Science and Exploration
Missions», p. 14.
[9] S. Dolinar, B. Moision, y B. Erkmen, «Fundamentals of Free-Space Optical
Communication», p. 65.
[10] M. A. Khalighi y M. Uysal, «Survey on Free Space Optical Communication: A
Communication Theory Perspective», IEEE Commun. Surv. Tutor., vol. 16, n.o
4, pp.
2231-2258, 2014, doi: 10.1109/COMST.2014.2329501.
[11] N. Cvijetic, D. Qian, J. Yu, Y.-K. Huang, y T. Wang, «Polarization-Multiplexed Optical
Wireless Transmission With Coherent Detection», J. Light. Technol., vol. 28, n.o
8, pp.
1218-1227, abr. 2010, doi: 10.1109/JLT.2010.2044017.
[12] D. L. Ash, «A COMPARISON BETWEEN OOK/ASK AND FSK MODULATION
TECHNIQUES FOR RADIO LINKS», p. 7.
[13] S. J. Dolinar, J. Hamkins, B. E. Moision, y V. A. Vilnrotter, «Optical Modulation and
36

45. Coding», p. 85.
[14] G. G. Ortiz, J. V. Sandusky, y A. Biswas, «Design of an Opto-Electronic Receiver for
Deep-Space Optical Communications», p. 18.
[15] M. Born y E. Wolf, Principles of optics: electromagnetic theory of propagation,
interference and diffraction of light, 7th expanded ed. Cambridge ; New York:
Cambridge University Press, 1999.
[16] «Wireless Optical Transmission of Fast Ethernet, FDDI, ATM, and ESCON protocol
....pdf».
[17] M. Rouissat, A. R. Borsali, y M. E. Chikh-Bled, «Free Space Optical Channel
Characterization and Modeling with Focus on Algeria Weather Conditions», Int. J.
Comput. Netw. Inf. Secur., vol. 4, n.o
3, pp. 17-23, abr. 2012, doi:
10.5815/ijcnis.2012.03.03.
[18] S. S. R. Murty, «Laser beam propagation in atmospheric turbulence», p. 17.
[19] J. L. Green, B. W. Welch, y R. M. Manning, «Optical Communication Link Atmospheric
Attenuation Model», p. 18, 2019.
[20] «Visibility of other islands from La Palma».
http://www.ing.iac.es/~crb/trav/lp/islandvis.html (accedido may 18, 2021).
[21] B. J. Klein y J. J. Degnan, «Optical Antenna Gain 1: Transmitting Antennas», Appl.
Opt., vol. 13, n.o
9, p. 2134, sep. 1974, doi: 10.1364/AO.13.002134.
[22] A. Biswas y S. Piazzolla, «Deep-Space Optical Communications Downlink Budget from
Mars: System Parameters», p. 39.
[23] J. J. Degnan y B. J. Klein, «Optical Antenna Gain 2: Receiving Antennas», Appl. Opt.,
vol. 13, n.o
10, p. 2397, oct. 1974, doi: 10.1364/AO.13.002397.
37