Nghiên cứu động học laser cefluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại.doc

Viết thuê đề tài giá rẻ trọn gói - KB Zalo/Tele : 0973.287.149
Luanvanmaster.com – Cần Kham Thảo - Kết bạn Zalo/Tele : 0973.287.149
ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC
HỌC VIÊN: BÙI THỊ THÚY DƯƠNG
ĐỀ TÀI
NGHIÊN CỨU ĐỘNG HỌC LASER Ce:FLUORIDE
PHÁT BỨC XẠ TRONG VÙNG TỬ NGOẠI
LUẬN VĂN THẠC SĨ KHOA HỌC VẬT LÝ
THÁI NGUYÊN, NĂM

ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC
HỌC VIÊN: BÙI THỊ THÚY DƯƠNG
ĐỀ TÀI: NGHIÊN CỨU ĐỘNG HỌC LASER Ce: FLUORIDE
PHÁT BỨC XẠ TRONG VÙNG TỬ NGOẠI
Chuyên ngành: Quang học
Mã số: 84 40 110
LUẬN VĂN THẠC SĨ KHOA HỌC VẬT LÝ
NGƯỜI HƯỚNG DẪN KHOA HỌC: TS. PHẠM HỒNG MINH
THÁI NGUYÊN, NĂM

Nghiên cứu động học laser Ce:Fluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại 2018
MỤC LỤC
Trang
BẢNG KÝ HIỆU HOẶC CHỮ CÁI VIẾT TẮT…………………………………… i
DANH MỤC CÁC BẢNG BIỂU……………………………………………………. ii
DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ……………………………………………………… iii
MỞ ĐẦU……………………………………………………………………………… 1
CHƯƠNG I:………………………………………………………………………….. 4
TỔNG QUAN VỀ LASER TỬ NGOẠI VÀ CÁC CẤU HÌNH BƠM CHO LASER
TỬ NGOẠI Ce:FLUORIDE………………………………………………. 4
1.1. Tổng quan về một số loại loại laser tử ngoại………………………………….. 4
1.2. Môi trường laser rắn pha tạp ion Ce3+
………………………………………… 10
1.2.1. Đặc điểm của môi trường tinh thể laser Fluoride pha tạp ion Cerium……… 11
1.2.2. Môi trường tinh thể Ce:LiLuF và Ce:LiCAF……………………………….. 13
1.3. Các cấu hình bơm cho laser tử ngoại Ce:Fluoride……………………………. 15
KẾT LUẬN CHƯƠNG I………………………………………………………… 19
CHƯƠNG II:……………………………………………………………………….. 20
ĐỘNG HỌC LASER TỬ NGOẠI Ce:FLUORIDE………………………………. 20
2.1. Mô hình lý thuyết…………………………………………………………….. 20
2.2. Các thông số sử dụng trong mô phỏng……………………………………….. 21
2.3. Độ khuếch đại của môi trường laser Ce:LLF và Ce:LiCAF…………………. 23
2.4. Động học trong phát xạ laser Ce:LLF và Ce:LiCAF…………………………. 24
2.4.1. Ảnh hưởng của năng lượng bơm…………………………………………… 24
2.4.2. Ảnh hưởng của hệ số phản xạ gương ra……………………………………. 28
2.4.3. Ảnh hưởng của chiều dài buồng cộng hưởng………………………………. 32
KẾT LUẬN CHƯƠNG II……………………………………………………….. 36
CHƯƠNG III……………………………………………………………………….. 37
HỆ LASER Ce:LiCAF PHÁT TRỰC TIẾP BỨC XẠ TỬ NGOẠI…………….. 37
3.1. Sự phụ thuộc của ngưỡng bơm vào thông số buồng cộng hưởng (R2, L)……. 37
3.2. Sự phụ thuộc của ngưỡng phá hủy và ngưỡng bão hòa tại bước sóng bơm vào
kích thước vết bơm………………………………………………………………... 38
Học viên: Bùi Thị Thúy Dương 1

3.3. Sự phụ thuộc vị trí đặt tinh thể vào đường kính vết bơm trên tinh thể……….. 39
3.3. Xây dựng hệ thực nghiệm laser tử ngoại Ce:LiCAF được bơm bằng hòa ba bậc
bốn của laser Nd:YAG………………………………………………… 42
KẾT LUẬN CHƯƠNG III……………………………………………………… 49
KẾT LUẬN CHUNG……………………………………………………………….. 50
DANH MỤC CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ CÔNG BỐ………………………………. 51
TÀI LIỆU THAM KHẢO………………………………………………………….. 52
PHỤ LỤC……………………………………………….............................................54
Học viên: Bùi Thị Thúy Dương
2

BẢNG KÝ HIỆU HOẶC CHỮ CÁI VIẾT TẮT
UV Tử ngoại
Ce-Fluoride Vật liệu Fluoride pha tạp Cerium (Ce3+
)
BCH Buồng cộng hưởng
ESA Sự hấp thụ ở trạng thái kích thích
N0 Độ tích lũy ở trạng thái cơ bản
N1 Độ tích lũy ở trạng thái kích thích
N Nồng độ ion Ce3+
n Chiết suất môi trường
c Vận tốc ánh sáng
L Chiều dài BCH
t Thời gian để ánh sáng thực hiện một chu trình đi-về trong BCH
R Hệ số phản xạ của gương
l Chiều dài môi trường hoạt chất
 Bước sóng laser
Ii Cường độ laser trong BCH tại bước sóngi
Rp Tốc độ bơm
 Hệ số khuếch đại tại bước sóng
ai Tiết diện hấp thụ tại bước sóngi
ei Tiết diện bức xạ cưỡng bức tại bước sóngi
 Hệ số mất mát trong một chu trình đi-về trong BCH
 Thời gian sống huỳnh quang của ion hoạt chất (ion Ce3+
)
c Thời gian sống photon trong BCH
Pabs Công suất bơm được hấp thụ
Pin Công suất bơm vào
a Hệ số hấp thụ của môi trường hoạt chất
 p Độ rộng xung bơm
r Bán kính vết bơm
i

DANH MỤC CÁC BẢNG BIỂU
Bảng biểu Trang
Bảng 1.1. Một số môi trường hoạt chất màu phát bức xạ tử ngoại 4
Bảng 1. 2. Một số laser excimer phát bức xạ tử ngoại. 6
Bảng 2.1. Các thông số của môi trường Ce:LLF 22
Bảng 2.2. Các thông số của môi trường Ce:LiCAF 22
Bảng 3.1. Vùng năng lượng bơm cho các buồng cộng hưởng
khác nhau
39
ii

DANH MỤC CÁC HÌNH VẼ
Bảng biểu Trang
Hình 1.1. Sơ đồ hệ laser tử ngoại bằng phương pháp nhân sốtừ laser
7
Ti:sapphire
Hình 1. 2. Hệ laser tử ngoại thu được bằng việc nhân tần từ laser màu
8
phản hồi phân bố
Hình 1.3. Bước sóng laser ban đầu 565,8 nm và bước sóng laser tử
8
ngoại sau khi nhân tần 282,9 nm
Hình 1.4. Bước sóng laser ban đầu 572.8 nm và bước sóng laser
9
sau khi nhân tần 286.4nm
Hình 1.5. Các vật liệu Ce:Fluoride phát trực tiếp bức xạ tử ngoại 10
Hình 1.6. Cấu trúc mức năng lượng của ion Ce3+
trong nền Fluoride 12
Hình 1.7. Phổ hấp thụ của tinh thể Ce:LLF 14
Hình 1.8. Phổ hấp thụ và phổ huỳnh quang của Ce: LiLuF 14
Hình 1.9. Phổ hấp thụ và phổ huỳnh quang của Ce:LiCAF 15
Hình 1.10. Hệ thực nghiệm cho laser công suất cao Ce:LLF
16
được bơm ngang bằng laser KrF
Hình 1.11. Hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF được bơm ngang bởi hòa ba
16
bậc bốn của laser Nd:YAG từ hai phía
Hình 1.12. Tinh thể Ce:LiCAF được bơm dọc bằng hoa ba bậc bốn của
17
laser Nd:YAG ở bước sóng 266 nm
Hình 1.13. Hệ laser Ce:LiCAF với cấu hình bơm xiên 18
Hình. 1.14. Phổ hấp thụ của Ozone 19
Hình 2.1. Công tua hệ số khuếch đại của môi trường laser UV Ce:LLF 23
Hình 2.2. Công tua hệ số khuếch đại của môi trường laser UV
24
Ce:LiCAF
Hình 2.3. Tiến trình phổ-thời gian của phát xạ laser Ce:LLF ứng với
25
các năng lượng bơm khác nhau

Học viên: Bùi Thị Thúy Dương iii

Hình 2.4. Tiến trình phổ-thời gian của phát xạ laser Ce:LiCAF ứng với
các năng lượng bơm khác nhau
Hình 2.5. Phổ laser tích phân của laser Ce:LLF với năng lượng bơm
khác nhau
Hình 2.6. Phổ laser tích phân của laser Ce:LiCAF với năng lượng bơm
khác nhau
Hình 2.7. Sự phụ thuộc của cường độ laser Ce:LLF và độ tích lũy N1
theo thời gian ứng với các năng lượng bơm khác nhau
Hình 2.8. Sự phụ thuộc của cường độ laserCe:LiCAF và độ tích lũy N1
theo thời gian ứng với các năng lượng bơm khác nhau
Hình 2.9. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV Ce:LLF ứng
với các hệ số phản xạ gương ra khác nhau
Hình 2.10. Tiến trình phổ - thời giancủa phát xạ laser UV Ce:LiCAF
ứng với các hệ số phản xạ gương ra khác nhau
Hình 2.11. Phổ laser tích phân của laser Ce:LLF với hệ số phản xạ
gương ra của BCH khác nhau
Hình 2.12. Phổ laser tích phân của laser Ce:LiCAF với hệ số phản xạ
gương ra của BCH khác nhau
theo thời gian ứng với hệ số phản xạ của gương ra BCH khác nhau
Hình 2.14. Sự phụ thuộc của cường độ laser Ce:LiCAF và độ tích lũy
N1 theo thời gian ứng với hệ số phản xạ của gương ra BCH khác nhau
Hình 2.15. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV Ce:LLF ứng
với chiều dài BCH khác nhau
Hình 2.16. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV Ce:LiCAF
ứng với chiều dài BCH khác nhau
Hình 2.17. Phổ laser tích phân của laser Ce:LLF với chiều dài BCH
khác nhau
Hình 2.18. Phổ laser tích phân của laser Ce:LiCAF với chiều dài BCH
khác nhau
25
26
26
27
28
29
30
30
31
31
32
33
34
34
34
iv

Hình 2.19. Sự phụ thuộc của cường độ laser Ce:LLF và độ tích lũy N1 35
theo thời gian ứng với chiều dài BCH khác nhau
35
N1 theo thời gian ứng với L khác nhau.
Hình 3. 1. Sự phụ thuộc của ngưỡng bơm vào hệ số phản xạ của gương
38
ra ứng với chiều dài buồng cộng hưởng khác nhau
Hình 3. 2. Sự phụ thuộc của năng lượng phá hủy và năng bão hòa của
38
tinh thểtại bước sóng bơm vào bán kính vết bơm
Hình 3.3. Phân bố chùm laser sau thấu kính hội tụ 40
Hình 3.4. Bán kính vếtụ hội trên tinh thể 41
Hình 3.5. Sự phụ thuộc của đường kính và tiết diện của chùm laser và
41
vị trí đặt tinh thể
Hình 3.6. Sự phụ của đường kính và tiết diện của chùm laservào vị trí
42
đặt tinh thể với 0<z<10 cm
Hình 3.7a. Sơ đồ thiết kế hệ thực nghiệm hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF 42
Hình 3.7b. Hệ thực nghiệm hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF 43
Hình 3.8. Khảo sát phổ của laser bơm được đo bằng máy quang phổ 43
Hình 3.9. Khảo sát độ ổn định của laser bơm theo thời gian 44
Hình 3.10. Đặc trưng của xung bơm 44
Hình 3.11. Buồng cộng hưởng laser tử ngoại Ce:LiCAF 45
Hình 3.12. Sự phụ thuộc của công suất laser ra vào công suất laser
46
bơm
Hình 3.13. Đặc trưng phổ laser tử ngoại Ce:LiCAF trong vùng 287-
47
291nm
Hình 3.14. Độ rộng xung laser tử ngoại Ce:LiCAF 48
Hình 3.15. Xung laser tử ngoại Ce:LiCAF nhận được khi thay đổi độ
49
phẩm chất BCH
Hình 3.16. Hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF 50

Học viên: Bùi Thị Thúy Dương v

MỞ ĐẦU
Laser (Light Amplification by Stimulated Emision of Radiation) là một trong
những phát minh khoa học quan trọng nhất của thế kỷ XX. Sự ra đời của Laser bắt
nguồn từ thuyết lượng tử do nhà bác học A. Einstein phát minh ra năm 1916. Cuối
thập niên 1950 nhiều khái niệm cơ bản cho sự hình thành tia laser đã được phát triển
bởi các nhà khoa học như Townes và Arthur Schawlow và Gordon Gould ở trường đại
học Columbia, Mỹ. Tháng 2 năm 1960, tại phòng nghiên cứu Hughes ở Malibu,
California nhà bác học Theodore Maiman đã chế tạo thành công laser đầu tiên trên thế
giới đó là Laser Ruby [1, 2] và đến tháng 6 năm 1960 Javan đã chế tạo ra laser khí He
- Ne đầu tiên. Đến nay đã có hàng nghìn loại laser khác nhau, phát ở các bước sóng
trải dài từ vùng tử ngoại cho đến vùng hồng ngoại [1, 2].
Tùy theo trạng thái, bản chất của môi trường hoạt chất mà người ta phân loại ra
các loại laser khác nhau: laser rắn có môi trường hoạt chất ở thể rắn [1, 2]. Có hàng
trăm loại như laser Ruby, laser YAG, laser bán dẫn, laser thủy tinh, vv… laser lỏng có
môi trường hoạt chất ở thể lỏng điển hình như các laser màu (có khoảng 50 loại khác
nhau). Laser khí có môi trường hoạt chất ở thể khí như laser CO2, laser Heli-Neon,
laser Argon,... Laser có thể hoạt động ở chế độ phát xung và chế độ phát liên tục.
Trong đó chế độ phát xung có 3 chế độ là chế độ phát xung tự do, chế độ điều biến độ
phẩm chất buồng cộng hưởng, chế độ khóa mode [1, 2].
Từ khi được phát minh cho tới nay laser đã không ngừng được nghiên cứu phát
triển. Với những ứng dụng to lớn của chúng trong hầu hết các lĩnh vực khoa học và đời
sống cùng với những tiến bộ trong khoa học vật liệu và quang điện tử laser ngày càng
được phát triển đa dạng về chủng loại đồng thời kỹ thuật laser ngày càng được hoàn
thiện. Các nguồn laser nói chung và các nguồn laser tử ngoại (UV) nói riêng được ứng
dụng rộng rãi không chỉ trong khoa học mà còn cả trong đời sống như: trong nghiên
cứu Lidar, gia công vật liệu, vi cơ khí, truyền thông quang học, sinh học, y học, quân
sự…Các nguồn laser UV thương mại chủ yếu là laser excimer hoặc laser tử ngoại thu
được bằng việc sử dụng tinh thể phi tuyến để nhân tần số từ những bức xạ laser nằm
trong vùng bước sóng dài hơn. Hạn chế chung của các nguồn laser này là giá thành
cao, hiệu suất chuyển đổi thấp, dải phổ hẹp [22].
1

Trong vài thập niên gần đây, bằng việc sử dụng vật liệu Fluoride pha tạp ion đất
hiếm Cerium ba cộng người ta đã phát triển thành công nguồn laser phát trực tiếp bức
xạ tử ngoại như: Ce3+
:LiSrAlF6 (280-325 nm); Ce3+
:LiCaAlF6 (280-325 nm);
Ce3+
:LuLiF4 (305-335 nm); Ce3+
:YLiF4 (305-335 nm); Ce3+
:LaF3 (275-315 nm). Ưu
điểm của các laser này là phổ phát xạ rộng, hiệu suất laser cao, mật độ năng lượng bão
hòa lớn.
Trong các vật liệu laser Ce-Fluoride thì hai môi trường Ce3+
:LuLiF4 (Ce:LLF)
và Ce3+
:LiCaAlF6 (Ce:LiCAF) được ứng dụng rộng rãi hơn cả do nó có những ưu
điểm vượt trội hơn so với các môi trường Ce-Fluoride khác. Đặc điểm nổi bật của môi
trường tinh thể Ce3+
:LuLiF4 (Ce:LLF) có đỉnh phổ hấp thụ tại bước sóng 248 nm và
213 nm [12, 22]. Do vậy, ta có thể sử dụng laser KrF hay hòa ba bậc 5 của laser
Nd:YAG làm nguồn bơm cho môi trường laser này. Hơn nữa, Ce:LiLuF đã chứng
minh là môi trường laser tử ngoại với dải bước sóng điều chỉnh rộng (trên 30 nm) và
hiệu suất laser có thể lên đến 62% [12]. Với môi trường tinh thể Ce:LiCAF có đỉnh
phổ hấp thụ mạnh tại bước sóng 266 nm phù hợp với bơm quang học bằng họa ba bậc
bốn của laser Nd:YAG, vùng điều chỉnh bước sóng rộng (280 - 320 nm), tiết diện phát
xạ laser lớn (σe=6x10-18
cm2
), mật độ năng lượng bão hòa cao (cỡ 115 mJ/cm2
) [15-
17]…
Tại Việt Nam, trong những năm gần đây công nghệ laser toàn rắn phát triển rất
mạnh mẽ đặc biệt trong vùng bước sóng hồng ngoại và nhìn thấy [8, 9]. Tuy nhiên,
việc nghiên cứu và phát triển cũng như ứng dụng các nguồn laser phát trong vùng
bước sóng tử ngoại chỉ mới được quan tâm. Bằng nghiên cứu lý thuyết, động học của
laser Ce:LiCAF đã được nghiên cứu tường minh [5]. Hơn nữa, với việc sử dụng tinh
thể Ce:LiCAF nhóm nghiên cứu thuộc trung tâm Điện tử học lượng tử, Viện vật lý đã
nghiên cứu và phát triển thành công hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF, với hiệu suất laser
thu được lên đến 33% [4]. Bằng việc sử dụng buồng cộng hưởng ngắn, chất lượng thấp
và bơm gần ngưỡng, nhóm đã phát triển thành công hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF phát
xung ngắn, độ rộng xung có thể xuống dưới nano giây [3].
Với nhu cầu ứng dụng càng lớn của các laser tử ngoại, việc nghiên cứu tường
minh các quá trình vật lý của laser Ce:Fluoride là rất cần thiết. Xuất phát từ yêu cầu
đó, tôi chọn đề tài “Nghiên cứu động học laser Ce-Fluoride phát bức xạ trong vùng
bước sóng tử ngoại”.
2

- Mục đích của luận văn là nghiên cứu tường minh các quá trình động học của
các laser phát trực tiếp bức xạ trong vùng tử ngoại sử dụng môi trường hoạt chất
là các tinh thể Ce:Fluoride đặc biệt là hai môi trường Ce:LLF và Ce:LiCAF.
- Xây dựng hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF sử dụng nguồn bơm họa 3 bậc 4 của
Nd:YAG ở bước sóng 266 nm. Đánh giá các đặc trưng của laser lối ra.
Luận văn được chia làm 3 chương:
Chương 1: Tổng quan về laser tử ngoại và các cấu hình bơm cho laser tử
ngoại Ce:Fluoride.
Chương 2: Động học laser tử ngoại Ce:Fluoride.
Chương 3: Hệ laser Ce:LiCAF phát trực tiếp bức xạ tử ngoại.
Luận văn được thực hiện tại nhóm Quang tử, Trung tâm Điện tử học Lượng tử -
Viện Vật lý, Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam dưới sự hướng dẫn khoa
học của TS. Phạm Hồng Minh.
3

CHƯƠNG I:
TỔNG QUAN VỀ LASER TỬ NGOẠI VÀ CÁC CẤU HÌNH
BƠM CHO LASER TỬ NGOẠI Ce:FLUORIDE
Trong chương này, tôi sẽ tìm hiểu một số nguồn laser phát trực tiếp bức xạ tử
ngoại như laser màu, laser khí, laser excimer, laser bán dẫn, laser Ce:Fluoride cũng
như laser tử ngoại thu được bằng việc biến đổi tần số. Phân tích các cấu hình bơm cho
laser tử ngoại cũng như các ứng dụng của chúng.
1.1. Tổng quan về một số loại loại laser tử ngoại
Laser màu phát bức xạ tử ngoại
Một số chất màu hữu cơ có thể sử dụng để làm môi trường để phát trực tiếp các
bức xạ tử ngoại. Hoạt chất là các phân tử màu đa nguyên tử nên mỗi mức năng lượng
tồn tại nhiều mức con dao động, mức quay dẫn đến phổ hấp thụ và bức xạ của laser
màu thường là băng rộng cỡ hàng chục nm. Do vậy, các laser màu có khả năng điều
chỉnh được bước sóng trên một dải rộng. Đến nay, với việc dùng các chất màu hữu cơ
làm môi trường hoạt chất laser, người ta có thể phát được các bức xạ trong vùng tử
ngoại với bước sóng ngắn nhất khoảng 320 nm (Bảng 1.1) [10, 25].
Bảng 1.1. Một số môi trường hoạt chất màu phát bức xạ tử ngoại
Hoạt chất Cấu tạo hóa học Dải phổ (nm) Đỉnh phổ (nm)
BM – terphenyl C20H18 312 ÷ 343 334
P – terphenyl C18H14 322 ÷ 365 339
TMQ C28H26 338 ÷ 361 350
BMQ C26H22 335÷ 375 357
DMQ C29H28 346 ÷ 377 360
Butyl - PBD C24H22N2O 354 ÷ 388 362
TMI C34H30 355 ÷395 372
PPO C15H11NO 368 ÷ 382 375
Tuy nhiên, nhược điểm lớn nhất của chất màu là năng lượng bão hòa thấp cỡ 1
mJ/cm2
nên khó để phát triển các nguồn laser tử ngoại công suất lớn. Hơn nữa, do hệ
số dẫn nhiệt của các môi trường chất màu thấp nên môi trường hoạt chất nhanh bị
4

nóng, điều này làm cho laser hoạt động không ổn định. Ngoài ra, các môi trường chất
màu thường rất độc hại.
Laser khí phát bức xạ tử ngoại
Một số loại laser khí cũng có khả năng phát bức xạ tử ngoại, ví dụ như:
Điển hình là laser khí Nitơ phát ở bước sóng 337,1 nm, sử dụng nitơ phân tử làm
môi trường hoạt chất, được kích thích bằng quá trình phóng điện trong chất khí, áp
suất khí Nitơ trong ống có thể từ vài torr cho đến 670 torr. Trước đây kiểu phóng điện
dọc theo ống được sử dụng, tuy nhiên ngày nay người ta thường phóng điện cho ống
theo kiểu ngang với nhiều ưu điểm nổi trội hơn như điện áp phóng điện thấp, phóng ổn
định và đồng nhất, tối ưu thể tích khí được kích thích [1, 2, 10, 25].
Do mức laser dưới là mức siêu bền, các laser Nitơ chỉ có thể hoạt động ở chế độ
xung với tần số lặp lại có thể lên đến vài trăm Hz. Năng lượng của laser này có thể từ
vài chục µJ lên đến vài mJ. Ngoài ra, một số loại laser khí khác cũng phát bức xạ trong
vùng tử ngoại như laser khí hidro phát bức xạ 160 nm và 116 nm; laser ion – argon
phát bức xạ 351 nm và 363 nm. Laser khí có thể hoạt động ở công suất cao, tuy nhiên
laser khí chỉ phát được các xung cỡ nano giây, độ rộng phổ hẹp nên không có khả năng
điều chỉnh bước sóng.
Laser excimer phát bức xạ tử ngoại
Laser eximer là một loại laser khí phân tử, môi trường hoạt chất của laser là các
phân tử excimer, các phân tử chỉ tồn tại ở trạng thái kích thích, trạng thái có năng
lượng cực tiểu sẽ bị phân ly. Hiện nay chúng ta có nhiều hệ excimer sau [6, 11]:
 Các phân tử hai nguyên tử của khí hiếm (He2, Ne2 …).

 Các Ha-lô-gê-nuya của khí hiếm (ArF, KrF, XeF…).

 Các hợp chất khác nhau của khí hiếm như XeO.

 Các hợp chất kim loại khác nhau như HgBr.
Nguyên lý hoạt động: laser excimer hoạt động trên các chuyển dời từ trạng thái
kích thích điện tử bền (các phân tử khí hiếm chỉ có thể tồn tại khi ở trạng thái kích
thích) xuống trạng thái cơ bản không bền (ở trạng thái cơ bản các phân tử khí hiếm
tách thành các nguyên tử) của các phân tử khí hiếm. Người ta sử dụng sự phóng điện
ngang, với điện áp cao làm nguồn bơm cho laser excimer, khi đó quá trình kích thích
là do các nguyên tử va chạm với điện tử.
5

Bảng 1. 2. Một số laser excimer phát bức xạ tử ngoại.
Phân tử khí Bước sóng (nm) Phân tử khí Bước sóng (nm)
Ar2 126 KrCl 222
Kr2 146 KrF 248
F2 157 Cl2 259
Xe2
172 XeBr 282
175 XeCl 309
ArF 193 N2 337
CaF2 193 XeF 351
Nhược điểm lớn nhất của các laser tử ngoại excimer là không có khả năng điều
chỉnh bước sóng, chỉ phát xung, hiệu suất laser thấp chỉ khoảng 0.2% đến 2%, và độ
rộng xung ngắn nhất chỉ cỡ nano-giây.
Laser bán dẫn phát bức xạ tử ngoại
Một số loại laser bán dẫn cũng có khả năng phát bức xạ trong vùng tử ngoại như:
ZnS phát bước sóng 330nm, ZnO phát bước sóng 370nm, CdxS phát bước sóng từ
320nm đến 490nm, GaN phát bước sóng 340 nm. Nhược điểm của các laser bán dẫn là
công suất thấp, độ định hướng không cao, bức xạ có tính đơn sắc cao nên không có
khả năng điều chỉnh bước sóng [25].
Ngoài ra, các laser điện tử tự do có thể phát ra ánh sáng cực tím về cơ bản nó có
thể phát ra bất kỳ bước sóng nào, và với cường độ trung bình cao. Tuy nhiên, trên thế
giới mới chỉ có một vài nước có hệ laser điện tử tự do, hơn nữa để vận hành chúng rất
tốn kém.
Phát bức xạ tử ngoại bằng biến đổi tần số
Laser tử ngoại có thể thu được bằng việc sử dụng các tinh thể phi tuyến KDP,
KD*P, BBO,.. để biến đổi tần số (nhân tần, cộng tần, trộn tần…) từ các laser phát
trong vùng bước sóng dài hơn [10, 25].
Phương pháp nhân tần số về bản chất đó là sự tương tác phi tuyến tính của ánh
sáng với môi trường tinh thể phi tuyến. Các tương tác này liên quan đến sự biến đổi
phi tuyến của vectơ phân cực ⃗ theo cường độ điện trường E của ánh sáng.
Cấu hình hệ phát laser tử ngoại bằng phương pháp nhân tần số từ laser
Ti:Sapphire (Hình 1.1).
6

Hình 1.1. Sơ đồ hệ laser tử ngoại bằng phương pháp nhân tần số từ laser Ti:sapphire.
Như vậy, laser có bước sóng nằm trong vùng hồng ngoại, nhờ sử dụng tinh thể
phi tuyến sau hai lần nhân tần hoặc trộn tần bức xạ phát ra nằm trong vùng tử ngoại.
Tại Viện Vật lý, Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam, nhóm nghiên
cứu của PGS. Đỗ Quang Hòa đã nghiên cứu và phát triển thành công hệ laser màu tử
ngoại dựa trên phương pháp nhân tần số (Hình 1.2). Với việc sử dụng phương pháp
phản hồi phân bố với môi trường hoạt chất Rhodamine 6G được bơm bằng hòa ba bậc
hai của laser Nd:YAG ở bước sóng 532 nm bước sóng phát ra 565.8 nm và 572.6 nm.
Sau khi sử dụng tinh thể BBO để nhân tần, bước sóng laser tử ngoại ở 282.9 nm (Hình
1.3) và 286.4 nm (Hình 1.4) đã được phát triển thành công. Tuy nhiên hiệu suất
chuyển đổi bước sóng này rất thấp chỉ cỡ vài % [21].
7

Hình 1.2. Hệ laser tử ngoại thu được bằng việc nhân tần
từ laser màu phản hồi phân bố.
Hình 1.3. Bước sóng laser ban đầu 565,8 nm và bước sóng laser tử
ngoại sau khi nhân tần 282,9 nm [21].
8

Hình 1.4. Bước sóng laser ban đầu 572.8 nm và bước sóng laser
sau khi nhân tần 286.4nm [21].
Laser rắn Ce:Fluoride
Trong vài thập niên gần đây, với việc sử dụng các tinh thể Fluoride pha tạp ion đất
hiếm Ce3+
người ta đã chứng minh đây là môi trường rắn hiệu quả để phát trực tiếp cũng
như khuếch đại các bức xạ laser trong vùng bước sóng tử ngoại [12-17, 22, 24]. Với vùng
điều chỉnh bước sóng rộng, tiết diện phát xạ laser lớn, mật độ năng lượng bão hòa cao các
vật liệu Ce:Fluoride đã được ứng dụng trong việc phát triển các nguồn laser tử ngoại xung
ngắn, công suất cao. Đến nay đã có năm môi trường Ce-Fluoride Ce3+
:LaF3; Ce3+
:YLiF4;
Ce3+
:LuLiF4; Ce3+
:LiCaAlF6; Ce3+
:LiSrAlF6 đã chứng minh được khả năng phát các
bức xạ laser trong vùng bước sóng tử ngoại (Hình 1.5).
Các nguồn bơm cho loại laser này cũng rất thông dụng, với môi trường
Ce3+
:LiCaAlF6; Ce3+
:LiSrAlF6 ta có thể bơm bằng hoa ba bậc bốn của laser Nd:YAG
ở bước sóng 266 nm. Với môi trường Ce3+
:YLiF4; Ce3+
:LuLiF4 ta có thể sử dụng
nguồn bơm là laser excimer KrF ở bước sóng 248 nm hay hòa ba bậc năm của laser
Nd:YAG ở bước sóng 213 nm [22].
Các đặc trưng quang học của môi trường tinh thể Ce:Fluoride sẽ được chúng tôi
trình bày chi tiết trong phần sau.
9

Hình 1.5. Các vật liệu Ce:Fluoride phát trực tiếp bức xạ tử ngoại [22].
Ngoài ra, các laser điện tử tự do có thể phát ra bức xạ tử ngoại về cơ bản nó có
thể phát ra bất kỳ bước sóng nào, với cường độ trung bình cao. Tuy nhiên, trên thế giới
mới chỉ có một vài nước có hệ laser điện tử tự do, hơn nữa để vận hành chúng rất tốn
kém.
1.2. Môi trường laser rắn pha tạp ion Ce3+
Năm 1977, K. H. Yang và J. A. Deluca đã đề xuất một hướng mới trong việc
nghiên cứu phát triển laser UV điều chỉnh liên tục bước sóng [14]. Đó là việc sử dụng
sự dịch chuyển 5d – 4f của ion đất hiếm hóa trị 3 pha tạp trong các tinh thể Fluoride.
Do lớp điện tử 5d và cấu trúc mạng có sự tương tác mạnh nên dẫn đến sự mở rộng phổ
huỳnh quang trong dịch chuyển 5d – 4f. Các kết quả đã được chỉ ra đối với Ce3+
:LaF3
(276 nm - 312 nm) và Ce3+
:LuF3 (288 nm - 322 nm). Điều này cho thấy các vật liệu
này có thể là môi trường laser tiềm năng để phát triển các nguồn laser UV điều chỉnh
liên tục bước sóng.
Các môi trường laser sử dụng ion Ce3+
có thời gian sống ở mức laser trên cỡ nano
giây, độ rộng phổ lớn (30 nm đến 40 nm) và mật độ năng lượng bão hòa cao… Từ đó, có
thể thấy các môi trường laser sử dụng ion Ce3+
là môi trường laser tiềm năng cho các phát
xạ ở vùng tử ngoại hoạt động ở công suất cao, có khả năng điều chỉnh bước sóng và phát
xung cực ngắn [22]. Hiện nay, các môi trường Ce – Fluoride được
10

sử dụng làm môi trường hoạt chất cho laser tử ngoại gồm: Ce3+
:YLiF4; Ce3+
:LuLiF4;
Ce3+
:YLiCaAlF6; Ce3+
:LiSrAlF6; Ce3+
:LaF3 ....
Tuy nhiên, một số nghiên cứu trên vật liệu Ce3+
:Y3Al5O12 (Ce:YAG) và
Ce3+
:YLiF4 (Ce:YLF) đã cho thấy, trong các môi trường này có hiện tượng hấp thụ
mạnh ở trạng thái kích thích (Excited State Absorption - ESA) từ mức laser trên đối
với bức xạ tại bước sóng huỳnh quang hoặc bước sóng bơm. Chính sự tự hấp thụ này
gây ra mất mát quang học và dập tắt hoàn toàn hoạt động laser. Hơn nữa, ESA còn dẫn
đến sự hình thành các tâm màu (color center). Các tâm màu này có tác dụng hấp thụ
bức xạ tại bước sóng laser, do đó nó sẽ làm giảm hiệu suất hoạt động của laser. Vấn đề
trên có thể được giải quyết bằng sự lựa chọn thích hợp giữa mạng nền - chất kích hoạt
quang học và sự kết hợp giữa nguồn bơm - môi trường hoạt chất, qua đó có thể tạo ra
những nguồn laser UV điều chỉnh liên tục bước sóng hoạt động hiệu quả bằng việc sử
dụng dịch chuyển 5d - 4f trong ion Ce3+
.
1.2.1. Đặc điểm của môi trường tinh thể laser Fluoride pha tạp ion Cerium
Ở trạng thái cơ bản Cerium có 58 electron và có cấu hình electron như sau:
1s 2
2 s 2
2 p 6
3s 2
3 p 6
3d 10
4 s 2
4 p 6
4 d 10
4 f 2
5 s 2
5 p 6
5d 6s2
Khi Cerium được pha tạp trong các nền Flouride thì ion này có hóa trị ba với điện
tử ở lớp vỏ hóa trị 4f. Cấu hình điện tử của ion sẽ là: ...4f1
5d5
5p6
.
Trong mạng tinh thể, ion phải chịu ảnh hưởng của môi trường nền dẫn đến sự suy
biến các mức năng lượng. Người ta gọi sự suy biến đó là sự tách mức Stark. Do quỹ
đạo 5d nằm trên các quỹ đạo 5s và 5p nên tương tác trường tinh thể sẽ đóng vai trò chủ
đạo hơn so với tương tác spin – quỹ đạo, vì thế cấu trúc 5d bị nén và bị phân chia
thành nhiều mức Stark rộng (điển hình là 4 hoặc 5 mức), mỗi mức cách nhau khoảng
cách cỡ 5000 cm-1
. Ngoài ra, lớp vỏ ở phía ngoài 5s và 5p bảo vệ lớp 4f khỏi trường
tinh thể. Do đó tương tác của các trường tinh thể trong trường hợp này xem như yếu và
chỉ dẫn đến sự phân chia Stark của đa mức 2
F7/2và2
F5/2 với khoảng cách phân chia
các mức Stark cỡ 100 cm-1
.
Ở mức laser dưới, cấu trúc 4f bị phân chia thành các mức 2
F7 2 và 2
F5 2 là do sự tương
tác spin – quỹ đạo và hai mức năng lượng này khác nhau một khoảng 2253 cm-1
. Trạng
thái kích thích đầu tiên thì cấu trúc của Ce3+
được hình thành do sự dịch chuyển của điện
tử ở lớp 4f lên lớp 5d. Và cấu trúc lớp 5d cũng bị phân chia do tương tác spin
– quỹ đạo thành và lần lượt nằm tại 49737 cm
-1
và 52226 cm
-1
. Hình 1.6
11
2
D3 2
2
D5 2

biểu diễn cấu trúc mức năng lượng của ion Ce3+
khi pha tạp trong nền Fluoride. Theo
đó ta có ion Ce3+
trong nền Fluoride hoạt động theo sơ đồ 4 mức năng lượng. Khi
nhận được năng lượng phù hợp điện tử ở mức 4f sẽ nhảy lên mức cao nhất của 5d. Sau
một khoảng thời gian ngắn thì điện tử trên mức 5d cao nhất sẽ dịch chuyển không bức
xạ về mức 5d thấp. Từ mức 5d thấp này có chuyển dời bức xạ về mức 4f khi đó phát ra
bức xạ tử ngoại [6].
Hình 1.6. Cấu trúc mức năng lượng của ion Ce3+
trong nền Fluoride.
Hình 1.6 cho thấy, bức xạ laser UV xuất hiện dọc các dịch chuyển 5d – 4f, ngược
với dịch chuyển hồng ngoại 4f – 4f phổ biến trong laser đất hiếm hóa trị ba khác như
Nd:YAG. Những dịch chuyển từ 5d – 4f có những thành phần ma trận lưỡng cực điện
cao và thời gian sống bức xạ nhỏ hơn một cách tương ứng so với những dịch chuyển
hồng ngoại quen thuộc (vài chục nano-giây so với hàng trăm micro-giây) còn những
dịch chuyển bên trong đa mức 4f chỉ được cho phép bởi quy tắc chẵn lẻ (của các trạng
thái 4f). Ngoài ra có khoảng cách năng lượng giữa các mức laser Ce3+
lớn (từ 20000
đến 30000 cm-1
), vì vậy nên xác suất của những dịch chuyển không bức xạ đa phonon
thấp, điều này làm cho hiệu suất lượng tử cao (trên 90%). Ở một vài môi trường laser
Ce-Fluoride thì dịch chuyển 5d – dải dẫn gây ra bởi ESA và cơ chế hình thành tâm
màu (color center) là quan trọng, bởi vì chúng làm suy giảm đặc tính hoạt động của
môi trường laser.
Quá trình hấp thụ ở trạng thái kích thích ESA diễn ra gồm hai quá trình: Thứ
nhất, điện tử ở trạng thái cơ bản 4f sẽ hấp thụ photon để dịch chuyển lên trạng thái 5d.
12

Sau đó, khi ở trạng thái kích thích 5d, điện tử sẽ tiếp tục hấp thụ photon thứ hai ở bước
sóng laser để hình thành các tâm màu.
Hiệu ứng solarization (hay tâm màu) xảy ra khi ánh sáng của nguồn bơm hay
phát xạ bị hấp thụ bởi các tâm màu trong môi trường hoạt chất, làm chuyển dời các
electron lên vùng dẫn của môi trường nền. Các tâm màu thường xuất hiện trong quá
trình nuôi tinh thể hay trong quá trình chế tạo laser. Vì vậy, các tâm màu có thể tồn tại
vĩnh viễn hoặc xuất hiện khi có các chuyển dời giữa các mức năng lượng trong tinh
thể. Khoảng cách năng lượng giữa các tâm màu và vùng dẫn thường tương ứng với
năng lượng của nguồn bơm hay của laser phát xạ. Một phần của laser bơm hay laser
phát xạ bị hấp thụ bởi các tâm màu nên hiệu ứng tâm màu thường được gọi là sự hấp
thụ ở mức kích thích. Sự mất mát do hấp thụ không mong muốn này làm giảm sự
khếch đại của laser dẫn đến việc hiệu suất bơm hoặc phát xạ thấp.
Trong các môi trường Ce:Fluoride, thì hai môi trường được ứng dụng nhiều nhất
trong việc phát triển các nguồn laser tử ngoại là môi trước Ce:LLF và Ce:LiCAF. Đây
là các môi trường có nhiều ưu điểm vượt trội hơn so với các môi trường Ce:Fluoride
khác. Các đặc trưng cơ bản của hai môi trường này sẽ được trình bày chi tiết trong
phần sau.
1.2.2. Môi trường tinh thể Ce:LiLuF và Ce:LiCAF
Môi trường tinh thể Ce:LiLuF
Môi trường Ce:LiLuF ( hay Ce:LLF) được công bố lần đầu tiên vào năm 1992
bởi GS. Dubinskii [15, 22]. Vật liệu này đã chứng minh được khả năng điều chỉnh
bước sóng trong một dải phổ rộng có thể lên tới 30 nm và hiệu suất laser có thể lên tới
62% [12].
Tinh thể Ce: LiLuF có thời gian sống huỳnh quang khoảng 40±2 ns. Mặt độ năng
lượng bão hòa của tinh thể Ce:LiLuF khoảng 50 mJ/cm2
. Với mật độ năng lượng bão
hòa lớn, môi trường Ce:LiLuF đã được ứng dụng trong việc phát triển các nguồn laser
tử ngoại công suất cao. Phổ hấp thụ của môi trường Ce:LiLuF được trình bày trong
Hình 1.7. Ta thấy đỉnh phổ hấp thụ của tinh thể Ce:LiLuF ở bước các sóng 213 nm,
248 nm và 290 nm do vậy chúng ta có thể sử dụng laser excimer KrF, hòa ba bậc năm
của laser Nd:YAG hay hòa ba bậc 3 của laser Ti:sapphire làm nguồn bơm cho laser
này.
13

Hình 1.7. Phổ hấp thụ của tinh thể Ce:LLF [22].
Phổ phát xạ của tinh thể Ce:LiLuF là một dải rộng từ 300 nm - 345 nm với hai
đỉnh cực đại nằm ở bước sóng 311 nm và 327 nm (Hình 1.8).
Hình 1.8. Phổ hấp thụ và phổ huỳnh quang của Ce: LiLuF [15, 22].
Môi trường tinh thể Ce:LiCAF
Môi trường Ce:LiCAF được công bố lần đầu tiên vào năm 1993 bởi nhóm nghiên
cứu của GS. Dubinskii với nhiều ưu điểm vượt trội so với các môi trường laser
Fluoride pha tạp Cerium khác [16-18].
 Tiết diện phát xạ laser lớn (σe = 6x10-18
cm2
), điều này cho phép thu được
hiệu suất laser cao cũng như ngưỡng laser thấp.
14

 Mật độ năng lượng bão hòa cao (cỡ115 mJ/cm2
) phù hợp cho việc phát triển
các nguồn laser tử ngoại công suất cao.

 Thời gian sống huỳnh quang khoảng 25 ns phù hợp để phát triển các hệ
khuếch đại nhiều lần truyền qua.

 Hấp thụ mạnh tại bước sóng 266 nm (Hình 1.9) nên rất phhù hợp với việc bơm
quang học bằng họa ba bậc bốn của laser Nd:YAG.

 Phổ phát xạ của Ce:LiCAF rộng (275 nm - 325 nm) (Hình 1.10) thích hợp cho
việc phát triển các nguồn laser toàn rắn điều chỉnh bước sóng. Đặc biệt với
phổ phát xạ rộngg môi trường này còn được ứng dụng choo các nguồn laser tử
ngoại phát xung ngắn (có thể xuống tới 1,5 fs).
Hình 1.9. Phổ hấp thụ và phổ huỳnh quang của Ce:LiCAF.
1.3. Các cấu hình bơm cho laser tử ngoại Ce:Fluoride
Vùng bước sóng tử ngoại: 200- 400 nm tương ứng với nănng lượng tương ứng:
3÷12 eV do vậy để kích thích các nguồn laser này thì nguồn kích thích cần năng lượng
cao để làm nguồn bơm. Vì các môi trường Ce:Fluoride là các môôi trường tinh thể do
vậy phương pháp bơm quuang học thường được sử dụng.
Đến nay đã có ba cấu hình bơm quang học cho tinh thể Ce:Fluoride đã được sử
dụng là cấu hình bơm ngaang, cấu hình bơm xiên và cấu hình bơm dọc [7, 22].
Cấu hình bơm nganng
15

Bức xạ laser bơm được tập trung dọc theo cạnh của thanh tinh thể. Bơm có thể từ
một phía, hai phía hoặc nhiều hơn tuy theo yêu cầu của công suất phát của laser (Hình
1.10 và Hình 1.11).
Hình 1.10. Hệ thực nghiệm cho laser công suất cao Ce:LLF
được bơm ngang bằng laser KrF.
Hình 1.11. Hệ laser tử ngoại Ce:LiCAF được bơm ngang bởi hòa
ba bậc bốn của laser Nd:YAG từ hai phía [18].
Theo mỗi phương bơm, từ cạnh vào tâm thanh tinh thể, số tâm hoạt động laser
được kích thích giảm theo hàm mũ. Nghĩa là số tâm được kích thích lớn nhất là ở sát
cạnh tinh thể. Trong khi đó, mode cơ bản của laser thường không trùm hết tinh thể nên
không chồng chập không gian với vùng được kích thích nhiều nhất.
Trong cấu hình bơm ngang, các mode bậc cao có thể lại chồng chập không gian
tốt với vùng được kích nhiều và do đó được phát đồng thời với mode cơ bản. Khi đó,
chất lượng chùm laser sẽ bị ảnh hưởng. Để triệt các mode bậc cao, người ta thường sử
16

dụng diaphram trong buồng cộng hưởng. Xong cách này lại làm tăng mất mát và làm
giảm hiệu suất của laser. Tuy gặp phải những nhược điểm trên, nhưng cấu hình bơm
này cho phép tạo vùng khuếch đại dài dọc theo môi trường laser (vài cm đến hàng
chục cm) nên thích hợp khi cần laser công suất cao.
Cấu hình bơm dọc
Hình 1.12. Tinh thể Ce:LiCAF được bơm dọc bằng
hòa ba bậc bốn của laser Nd:YAG ở bước sóng 266 nm.
Khác với bơm ngang, bức xạ laser bơm trong cấu hình bơm dọc sẽ được bơm qua
gương cuối của buồng cộng hưởng vào dọc theo tinh thể laser. Cấu hình bơm này cho
phép tạo sự chồng chập không gian tốt của chùm bơm và laser ra trong tinh thể. Nhờ
đó, chất lượng chùm laser và hiệu suất laser tốt hơn so với bơm ngang. Với cầu hình
bơm dọc điều kiện là một trong hai gương của laser phải truyền qua gần như hoàn toàn
với bước sóng laser bơm và phản xạ cao với bước sóng laser, với loại gương như thế
này chi phí tương đối cao. Cấu hình bơm dọc cho laser Ce:Fluoride được chỉ ra trên
Hình 1.12.
Cấu hình bơm xiên
Cấu hình bơm xiên cũng được ứng dụng nhiều trong hệ laser Ce:Flouride, Trong
cấu hình này, chùm laser bơm được hội tụ vào trong tinh thể tạo với trục buồng cộng
hưởng một góc nhỏ. Với cấu hình bơm xiên, hiệu suất laser phụ thuộc rất lớn vào sự
chồng chập không gian giữa chùm laser bơm và chùm laser tín hiệu bên trong tinh thể.
Sự chồng chập này phụ thuộc vào góc tới của chùm laser bơm so với trục quang học
của buồng cộng hưởng. Do vậy, để sự để sự chồng chập này là lớn nhất thì góc giữa
chùm laser bơm và trục quang học của buồng cộng hưởng phải nhỏ nhất có thể. Hệ
laser Ce:LiCAF sử dụng cấu hình bơm xiên được trình bày trên Hình 1.13 [18].
17

Hình 1.13. Hệ laser Ce:LiCAF với cấu hình bơm xiên.
1.4. Các ứng dụng của laser tử ngoại
Với ưu điểm bước sóng ngắn, laser UV hiện là sự lựa chọn hàng đầu trong nhiều
ứng dụng công nghiệp, đời sống, nghiên cứu khoa học…[18], cụ thhể:
 Sử dụng trong ngành thiết bị ngoại vi, ngành bán dẫn, cơ khí vi mô hoặc
ngành y học phẩu thuật (mắt) với đặc tính nổi bật “khhắc bóc lớp bề mặt
(Ablation)”.

 Laser tử ngoại cóó công suất cao có thể được ứng dụng troong gia công vật
liệu như để cắt và khoan các lỗ nhỏ trong nhiều loại vật liệu, bao gồm các vật
liệu trong suốt với ánnh sáng nhìn thấy. Máy khắc và cắt laser công nghệ tử
ngoại được trang bị thiiết bị phát tia laser, hệ thống quét laser (thấu kính) giúp
tạo chùm tia laser UV cực nhỏ và tạo vùng ảnh hưởng nhiệt thấp để có thể xử
lý trên các chi tiết cực kỳ tinh xảo và các vật liệu đặc biệt.

 Các nguồn laser tử ngoại liên tục là cần thiết cho việc in thạch bản nhỏ, như
sản xuất chíp bánn dẫn. Các laser tử ngoại liên tục và laseer tử ngoại xung đều
có thể được sử dụng để chế tạo cách tử Bragg.

 Ngoài ra trong y học người ta sử dụng laser tử ngoại trrong phẫu thuật mắt
phương pháp LAASIK (Laser Insitu Kenatomileusis). Trong kỹ thuật LASIK,
laser được điều khiển làm bốc hơi mô một cách tinh vi mà không làm tổn hại
đến phần xung quanh liền kề. Các lớp mô loại bỏ có thể dày đến hàng chục
micromet.
 Trong khoa học, laser tử ngoại có thể được sử dụng làm nguồn bơm cho các
laser khác.
18

 Trong nghiên cứu môi trường, nhờ sự hấp thụ mạnh của các tầng Ozone ở
bước sóng tử ngoại (Hình 1.14) mà laser tử ngoại còn được ứng dụng trong
các hệ Lidar để nghiên cứu các tầng ozone.
Hình. 1.14. Phổ hấp thụ của Ozone.
KẾT LUẬN CHƯƠNG I
Trong chương I, tôi đã tìm hiểu và phân tích về một số nguồn laser thông dụng
phát bức xạ tử ngoại như laser excimer, laser nhân tần, laser màu, laser khí, laser bán
dẫn, laser rắn qua đó đánh giá được các ưu nhược điểm của từng nguồn laser.
Từ việc tổng hợp và phân tích các nghiên cứu về vật liệu Fluoride pha tạp ion
Cerium, chúng tôi thấy đây là vật liệu có nhiều ưu điểm trong việc phát bức xạ tử
ngoại điển hình là hai môi trường Ce:LiCAF và Ce:LLF.
Các cấu hình bơm cho laser tử ngoại Ce:Fluoride cũng đã được tìm hiểu và phân
tích. Ba cấu hình bơm thường được sử dụng cho loại laser này là cấu hình bơm dọc,
bơm xiên và bơm ngang. Tùy vào điều kiện cũng như yêu cầu mà mỗi cấu hình bơm
khác nhau đã được sử dụng.
Ngoài ra, các ứng dụng của laser tử ngoại cũng đã được tìm hiểu và phân tích. Ta
thấy rằng, laser tử ngoại có rất nhiều ứng dụng khác nhau, không chỉ trong khoa học,
quân sự mà càng ngày càng được sử dụng trong đời sống, y học.
19

CHƯƠNG II:
ĐỘNG HỌC LASER TỬ NGOẠI Ce:FLUORIDE
Bằng sử dụng hệ phương trình tốc độ mở rộng cho nhiều bước sóng, chúng tôi đã
nghiên cứu lý thuyết động học phổ của laser tử ngoại Ce:Fluoride. Sự ảnh hưởng của
năng lượng laser bơm, thông số buồng cộng hưởng (chiều dài, hệ số phản xạ gương)
lên đặc trưng phổ-thời gian của phát xạ laser Ce:Fluoride trong vùng tử ngoại băng
rộng sẽ được nghiên cứu chi tiết trong chương này.
2.1. Mô hình lý thuyết
Mô hình buồng cộng hưởng laser bao gồm môi trường khuếch đại Ce:Fluoride có
chiều dài l được đặt giữa hai gương có hệ số phản xạ R1, R2. Hai gương được đặt cách
nhau một khoảng L. Giả sử hai gương của buồng cộng hưởng có hệ số phản xạ giống
nhau cho toàn miền phổ phát xạ của laser. Hệ phương trình tốc độ mở rộng được biểu
diễn như sau [5, 19, 20, 23]:
N t 
n
 
n
1
1
 R p  ai I it N 0tei I it  N1t (2.1)
t i1  i1  
I it
2

ei
N
1 t

ai
N
0 tl
I it
Ai N 1t
(2.2)
t
  
t
trong đó:
 Phương trình (2.1) biểu diễn sự biến thiên độ tích lũy của mức laser trên, và
phương trình (2.2) biểu diễn sự biến thiên cường độ laser trong BCH.

 N0 , N1 là độ tích lũy của ion ở mức cơ bản và mức laser trên.

 N N0 N1 là tổng số ion hoạt chất của môi trường khuếch đại (cm-3
).

 Ii là cường độ laser trong BCH tại bước sóngi (photon.cm-2
.s-1
).

 Rp (s-1
) là tốc độ bơm được xác định bởi phương trình sau:
20


4 ln 2t t0 
2

Pabs exp 
t  2
P  
R pt 
 p 
(2.3)
E pV E pV
với P = P 1 exp
a
l là công suất bơm được hấp thụ trong tinh thể, P là
abs in  in
công suất bơm vào, a là hệ số hấp thụ của môi trường khuếch đại; p là độ rộng
xung bơm, và t là thời gian tại đó P t P
;
E
p
 hc là năng lượng photon bơm;
0 abs
 p
V  r 2
l là thể tích của vùng được bơm trong môi trường laser, r là bán kính vết bơm
trên bề mặt tinh thể.
 ai ,ei lần lượt là tiết diện hấp thụ và tiết diện bức xạ cưỡng bức tại bước sóngi
(cm2
).

  là thời gian sống huỳnh quang của ion hoạt chất (ion Ce3+
).

  là hệ số mất mát trong một chu trình đi-về trong BCH. Hệ số được định
nghĩa như sau:
 lnR1 R2 (2.4)
 t là thời gian để ánh sáng thực hiện một chu trình đi-về trong BCH. Thời
giant được xác định như sau:

t
 2 L l n1 c1
(2.5)
 
với c là tốc độ ánh sáng và n là chiết suất môi trường laser.
 Ai N 1t là đại lượng biểu thị sự đóng góp của bức xạ tự phát khởi đầu cho quá
trình laser, giá trị Ai ít bị ảnh hưởng với các bước sóng khác nhau nên có thể lấy
như nhau cho mọi bước sóng: Ai 10
10
(cm.s-2
) [5].

 i = 1, 2, 3… là chỉ số tương ứng với các bước sóngi khác nhau.
2.2. Các thông số sử dụng trong mô phỏng
Động học phổ trong phát xạ laser Ce:Fluoride băng rộng được nghiên cứu dựa
trên hệ phương trình tốc độ mở rộng (2.1) và (2.2), cho toàn miền phổ phát xạ của
laser tử ngoại. Trong chương II của luận văn, tôi lựa chọn hai môi trường Ce:Fluoride
tiêu biểu là Ce:LLF và Ce:LiCAF vì đây là hai môi trường phát laser tử ngoại có phổ
Học viên: Bùi Thị Thúy Dương 21

phát xạ rộng, chúng đã gần như bao phủ toàn bộ miền phổ phát xạ của laser
Ce:Fluoride trong vùng tử ngoại. Cụ thể, laser UV Ce:LLF có phổ phát xạ từ 300 nm -
340 nm, còn laser UV Ce:LiCAF có phổ phát xạ từ 280 nm - 320 nm.
Để nghiên cứu động học laser tử ngoại Ce:Fluoride tôi giải 200 phương trình cho
cường độ và 01 phương trình cho độ tích lũy trên mức laser trên với bước chia theo
bước sóng 0.2 nm cho từng môi trường Ce:LLF và Ce:LiCAF bằng phần mềm Matlap.
Các thông số laser được lấy từ thực nghiệm và trình bày trong Bảng 2.1 và Bảng 2.2.
Bảng 2.1. Các thông số của môi trường Ce:LLF [22] .
Nồng độ ion Ce3+
: 1 mol%, 3x1017
cm-3
Chiều dài tinh thể: 1 cm
Độ hấp thụ tại 248 nm là: αa=2.7 cm-1
Tiết diện hấp thụ, σai = 0.101210-17
cm2
tại
308nm và σai = 0.03210-17
cm2
tại 328nm.
Tiết diện phát xạ, σei=0.289710-17
cm2
tại
308nm và σei=0.986210-17
cm2
tại 328nm.
Chiết suất: n =1.45
Thời gian sống huỳnh quang:
 = 40 ns
Hệ số phát xạ tự phát:
Ai= 10−10
cm.s−2
Bước sóng laser bơm:
p= 248 nm
Bán kính vết bơm: 0.1 cm
Hệ số phản xạ của gương cuối: R1= 100% Độ rộng xung bơm: 7 ns
Bảng 2.2.Các thông số của môi trường Ce:LiCAF [22].
Nồng độ ion Ce3+
: 1 mol%, 3x1017
cm-3
Chiều dài tinh thể Ce:LiCAF là: 1 cm
Độ hấp thụ tại 266 nm là: 3.7 cm-1
Tiết diện hấp thụ tại 290 nm:
σai = 2.6 x10-19
cm2
Chiết suất:
n =1.41
Thời gian sống huỳnh quang:
 = 25 ns
Hệ số phát xạ tự phát:
Ai=10−10
cm.s−2
Bước sóng laser bơm:
p= 266 nm
22

Tiết diện phát xạ tại 290 nm: Bán kính vết bơmm: 0.1 cm
σei = 9.6x10-18
cm2
Hệ số phản xạ của gưương cuối: R1= 100% Độ rộng xung bơm: 7 ns
2.3. Độ khuếch đại của môi trường laser Ce:LLF và Ce:LiCAF
Độ khuếch đại của môi trường hoạt chất là một thông số quan trọng, nó quyết
định đến công suất, ngưỡng phát của laser.. Hệ số khuếch đại của môi trường laser
được biểu diễn như sau:
 e N 1 a N 0 (2.6)
hoặc:
 / N e a N1 / N a (2.7)
Hình 2.1 và Hình 2.2biểu diễn công tua khuếch đại / N của Ce:LLF và
Ce:LiCAF với các tỷ số N1 / N khác nhau.
Ta thấy rằng, độ khuếch đại của môi trường thay đổi theoo bước sóng và phụ
thuộc vào tỷ số N1/N. Độ khuếch đại của môi trường Ce:LLF và Ce:LiCAF đạt giá trị
cực đại quanh vùng bước sóng 327 nm và 288.5 nm tương ứng.
Hình 2.1. Công tua hệ số khuếch đại (γ/N) của môi trường laser
UV Ce:LLF (với các giá trị N1/N khác nhau).
23

Hình 2.2. Công tua hệ số khuếch đại (γ/N) của môi trường laseer
UV Ce:LiCAF (với các giá trị N1/N khác nhau).
2.4. Động học trong pháát xạ laser Ce:LLF và Ce:LiCAF
2.4.1. Ảnh hưởng của năăng lượng bơm
Sự ảnh hưởng của năng lượng bơm lên phát xạ laser Ce:LLFF và laser Ce:LiCAF
thu được bằng việc giải hệ phương trình tốc độ mở rộng (2.1) và (2.2) cho toàn miền
phổ phát xạ của laser Ce:LLF (300 nm-340 nm) và laser Ce:LiCAAF (280 nm-320
nm) với bước chia 0.2 nm, với các tham số được trình bày trong Bảng 2.1 và Bảng 2.2
cùng với hệ số phản xạ gương ra R2 = 30% và chiều dài của BCH là L = 2 cm. Các kết
quả mô phỏng được trình bày trên Hình 2.3 cho laser Ce:LLF và Hình 2.4 cho laser
Ce:LiCAF.
Kết quả cho thấy, cường độ laser là một hàm theo thời giann và bước sóng, ứng
với mỗi vị trí bước sóng khác nhau hoặc thời gian khác nhau thì cường độ laser là khác
nhau. Cùng với thông số của BCH, khi năng lượng bơm tăng dần chúng tôi thấy với
laser Ce:LLF thì ngưỡng phát của laser ứng với năng lượng bơm khoảng 5mJ còn với
laser Ce:LiCAF ngưỡng bơm khoảng 4 mJ (Hình 2.3) và (Hình 2.4)
Hơn nữa, đối với cả hai laser này, khi năng bơm gần ngưỡng thì laser phát đơn
xung với Ce:LLF năng lưượng bơm khoảng 5mJ đến 12mJ còn với laser Ce:LiCAF thì
năng lượng bơm khoảng 4mJ đến 8mJ.
Vì cường độ laser làà một hàm theo thời gian và bước sóng I((,t) do vậy, để quan
sát về mặt phổ thì ta lấy tích phân toàn miền phát xạ của laser thheo thời gian và biểu diễn
theo bước sóng, cònn nếu muốn quan sát về mặt thời gian thhì lấy tích phân toàn
24

miền phổ phát xạ laser thheo bước sóng và biểu diễn theo thời gian. Kết quả nghiên
cứu sự ảnh hưởng của năng lượng bơm lên phổ laser tích phân của Ce:LLF và
Ce:LiCAF được trình bày trên Hình 2.5 và Hình 2.6.
Hình 2.3. Tiến trrình phổ - thời gian của phát xạ laser Ce:LLF ứng với
các năng lượng bơm khác nhau.
Hình 2.4. Tiến trìnhh phổ - thời gian của phát xạ laser Ce:LiCCAF ứng với các
năng lượng bơm khác nhau.
25

Vì cường độ laser làà một hàm theo thời gian và bước sóng I((,t) do vậy, để
quan sát về mặt phổ thì ta lấy tích phân toàn miền phát xạ của laser thheo thời gian và
biểu diễn theo bước sóng, cònn nếu muốn quan sát về mặt thời gian thhì lấy tích phân
toàn miền phổ phát xạ laser thheo bước sóng và biểu diễn theo thời gian. Kết quả
nghiên cứu sự ảnh hưởng của năng lượng bơm lên phổ laser tích phân của Ce:LLF và
Ce:LiCAF được trình bày trên Hình 2.5 và Hình 2.6.
Kết quả cho thấy, khi năng lượng bơm tăng lên thì với cả laser Ce:LLF và
Ce:LiCAF cường phổ laaser tích phân tăng lên (Hình 2.5a và Hìình 2.6a ). Điều này
được giải thích như sau khi năng lượng bơm tăng dẫn đến năng lượng laser lối ra cũng
tăng do vậy mà cường độ phổ laser tích phân tăng. Hơn nữa, ta thấy ứng với cùng cấu
hình buồng cộng hưởng và năng lượng laser bơm nhưng cường độ laser Ce:LiCAF lớn
hớn so với laser Ce:LLF, điều này là do tiết diện phát xạ ở bước sóóng laser và tiết
diện hấp thụ ở bước sóng bơơm của môi trường Ce:LiCAF lớn hơn so với môi trường
Ce:LLF.
Hình 2.5. Phổ laser tíích phân của laser Ce:LLF với năng lượngg bơm khác nhau.
Hình 2.6. Phổ laser tích phân của laser Ce:LiCAF với năng lượng bơm khác nhau.
26

Hình 2.5b và Hình 2.6b là cường độ phổ laser tích phân sau khi đã được chuẩn
hóa. Ta thấy rằng, khi năng lượng bơm tăng lên thì phổ laser được mở rộng. Điều này
được giải thích như sau: khi năng lượng laser bơm tăng, các thông số BCH giữa
nguyên thì với những bước sóng có tiết diện phát xạ yếu hơn nằm xung quanh đỉnh
phổ phát xạ cũng được khuếch đại do vậy mà phổ laser được mở rộng.
Để quan sát phát xạ laser Ce:LLF và Ce:LiCAF theo thời gian ứng với năng
lượng bơm khác nhau tôi lấy tích phân cường độ laser theo bước sóng. Kết quả được
trình bày trên Hình 2.7 và Hình 2.8.
theo thời gian ứng với các năng lượng bơm khác nhau.
Ta thấy rằng, với laser Ce:LLF khi năng lượng bơm trong khoảng 5mJ đến 12mJ
và với laser Ce:LiCAF năng lượng bơm trong khoảng 4 đến 8mJ thì xung laser là một
xung đơn Hình 2.7a,b và Hình 2.8a,b. Tuy nhiên với khi năng lượng bơm khoảng 13
mJ với laser Ce:LLF và 9mJ với laser Ce:LiCAF thì dao động thứ hai bắt đầu xuất
hiện. Với cả hai laser, năng lượng bơm tăng lên thì số dao động của cường độ laser
cũng tăng lên và đồng thời laser xuất hiện càng sớm.
Các kết quả này được giải thích dựa trên cơ sở sự tích thoát của độ tích lũy ở
mức kích thích. Khi năng lượng bơm thấp hay bơm gần ngưỡng thì quá trình để đạt
được nghịch đảo độ tích lũy giữa hai mức laser trên và laser dưới xảy ra lâu hơn cũng
27

như sự tái tích lũy khó có thể đạt đến ngưỡng phát sau quá trình laser đầu tiên xảy ra
điều này làm cho laser phát muộn hơn và chỉ xuất hiện một dao động.
Hình 2.8. Sự phụ thuộc của cường độ laser Ce:LiCAF và độ tích lũy N1 theo thời gian
ứng với các năng lượng bơm khác nhau.
Khi năng lượng bơm cao thì mật độ ion ở mức kích thích có thể được tái tích lũy
đến mật độ ngưỡng sau khi phát laser, do đó số lần dao động của cường độ laser được
tăng lên. Riêng trong trường hợp năng lượng bơm quá cao trên ngưỡng, quá trình tích
lũy và quá trình laser có thể đạt đến trạng thái dừng, vì vậy xung laser lặp lại xung
bơm. Mặt khác, năng lượng bơm càng tăng cũng đồng nghĩa với tốc độ tích thoát của
độ tích lũy ion ở mức kích thích càng tăng, cho nên laser xuất hiện càng sớm, cũng
như khoảng cách giữa các dao động càng hẹp lại.
Từ kết quả trên ta thấy, để thu được xung laser lối ra có độ rộng ngắn thì ứng với
một cấu hình BCH ta chỉ cần tối ưu năng lượng của laser bơm, tốt nhất là bơm gần
ngưỡng.
2.4.2. Ảnh hưởng của hệ số phản xạ gương ra
Để nghiên cứu sự ảnh hưởng của độ phẩm chất buồng cộng hưởng hay hệ số
phản xạ của gương laser ra lên động học phát xạ laser Ce:LLF và laser Ce:LiCAF
chúng tôi giữa nguyên các thông số khác của BCH như hệ số phản xạ của gương cuối
R1 = 100%; chiều dài BCH L= 2cm; Năng lượng của laser bơm Eb = 20mJ cho cả hai
môi trường laser. Với việc thay đổi hệ số phản xạ gương ra R2 từ 5% đến 70% các kết
28

quả mô phỏng được trìnhh bày trên Hình 2.9 cho laser Ce:LLF và Hình 2.10 cho laser
Ce:LiCAF.
Các kết quả chỉ ra rằng, với cả hai phát xạ laser Ce:LLF và Ce:LiCAF khi thay
đổi hệ số phản xạ của gưương ra, thì tiến trình phổ-thời gian cũngg thay đổi. Phổ laser
được mở rộng cũng như độ rộng của xung laser lối ra tăng lên (thời gian phát laser lâu
hơn trong một xung bơm)) khi tăng hệ số phản xạ gương.
Để quan sát về phổ laser khi thay đổi hệ số phản xạ gươnng, tôi lấy tích phân
cường độ laser trên toàn bộ vùng bước sóng theo thời gian. Kết quả về phổ laser tích
phân khi thay đổi hệ số phản xạ gương được chỉ ra trên Hình 2.111a và Hình 2.11b với
laser Ce:LLF và Hình 2.12 a và Hình 2.12b với laser Ce:LiCAF.
Kết quả cho thấy, việc tăng hệ số phản xạ gương ra R2 cũng đồng nghĩa với việc
tăng độ phẩm chất của BCH khiến cường độ cũng như độ rộng của phổ laser lối ra
tăng lên.
Hình 2.9. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV Ce:LLF
ứng với các hệ số phản xạ gương ra khác nhau.
Kết quả này có thể được giải thích như sau: khi hệ số phản xạ gương thấp, mất
mát trong BCH là lớn, do vậy chỉ có vùng bước sóng xung quanh đỉnh cực đại của
công tua khuếch đại có khhả năng phát laser.
29

Hình 2.10. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV
Ce:LiCAF ứng với các hệ số phản xạ gương ra khác nhau.
Khi tăng hệ số phản xạ gương ra cũng có nghĩa là làm tănng độ phẩm chất của
BCH nên mất mát do gưương sẽ giảm. Điều này dẫn đến tăng độ khuếch đại cho toàn
vùng phát xạ của laser, doo đó công tua khuếch đại của laser được mở rộng dẫn đến
phổ phạt xạ của laser được mở rộng. Ta thấy rằng, với cả hai lasser Ce:LLF và laser
Ce:LiCAF đỉnh phổ laser gần như không thay đổi khi tăng hệ số phhản xạ gương ra.
Để quan sát phát xạ laser Ce:LLF và Ce:LiCAF theo thời giaan ứng với các hệ số
phản xạ của gương ra BCCH khác nhau tôi lấy tích phân cường độ laser theo tất cả
bước sóng. Kết quả được trình bày trên Hình 2.13 cho laser Ce:LLF và Hình 2.14 cho
laser Ce:LiCAF.
Hình 2.11. Phổ laser tích phân của laser Ce:LLF với hệ số phản xạ
gương ra của BCH khác nhau.
30

Hình 2.122. Phổ laser tích phân của laser Ce:LiCAFF với
hệ số phản xạ gương ra của BCH khác nhau.
theo thời gian ứng với hệ số phản xạ của gương ra BCH khác nhau.
Kết quả cho thấy, khi hệ số phản xạ gương ra là 5% thì với laser Ce:LLF chỉ
phát một dao động còn với laser Ce:LiCAF đã bắt đầu phát hai daao động. Khi tăng hệ
số phản xạ gương ra thì thời gian phát laser cũng sớm hơn trong một xung laser bơm
và số dao động cũng tăng lên. Nếu hệ số phản xạ của gương ra cao xung laser sẽ lặp lại
xung bơm. Điều này được giải thích như sau: khi hệ số phản xạ gưương ra nhỏ, mất
mát trong BCH là lớn, dẫn đến ngưỡng phát laser cao, do đó laser sẽ phát muộn hơn so
với trường hợp BCH có hệ số phản xạ gương ra cao.
31

Hình 2.14. Sự phụ thuộc của cường độ laser Ce:LiCAF và độ tích lũy N1 theo thời
gian ứng với hệ số phản xạ của gương ra BCH khác nhau.
Hơn nữa, do sự mất mát lớn này mà laser chỉ phát được một vài dao động sau
một xung laser bơm. Khi gương ra có hệ số phản xạ cao thì mất mát trong BCH là nhỏ,
do đó sau quá trình laser đầu tiên, sự tái tích lũy trên ngưỡng vẫn đạt được nên laser có
thể phát ra vài dao động.
Từ kết quả nghiên cứu này ta cũng có thể thấy ngưỡng phát của laser Ce:LiCAF
nhỏ hơn so với laser Ce:LLF. Với cùng chiều dài BCH, cùng năng lượng của laser
bơm thì để thu được đơn xung với laser Ce:LiCAF cần BCH có độ phẩm chất thấp hơn
so với BCH của laser Ce:LLF.
2.4.3. Ảnh hưởng của chiều dài buồng cộng hưởng
Sự ảnh hưởng của chiều dài BCH lên tiến trình phổ-thời gian trong phát xạ laser
Ce:LLF và laser Ce:LiCAF thu được bằng việc giải hệ phương trình tốc độ đa bước
sóng (2.1) và (2.2) cho toàn miền phổ phát xạ của laser Ce:LLF (300 nm-340 nm) và
Ce:LiCAF (280nm-320nm). Hệ số phản xạ gương ra là 30%, năng lượng của laser
bơm là 20 mJ , chiều dài BCH thay đổi từ 2 cm đến 20 cm cho cả hai laser Ce:LLF và
Ce:LiCAF. Các kết quả mô phỏng được trình bày trên Hình 2.15 cho laser Ce:LLF và
Hình 2.16 cho laser Ce:LiCAF.
32

Kết quả cho thấy rằng: với BCH ngắn, phát xạ laser sớm đạt được, phổ phát xạ
laser hẹp và nhiều dao động.
Khi tăng chiều dài BCH thì phổ phát xạ laser được mở rộng, hiện tượng dao động
hồi phục trong quá trình laser suy giảm, và phát laser khó đạt được hơn.
Sự phụ thuộc của phổ laser tích phân trong phát xạ laser Cee:LLF vào chiều
dài BCH được trình bày trêên Hình 2.17 và laser Ce:LiCAF trên Hình 2.18. Ta thấy
rằng, khi tăng chiều dài BCH thì cường độ của phổ phát xạ giảm điều này gây ra
bởi sự mất mát của BCHH do khi chiều dài BCH tăng cũng có nghĩa hệ số mất mát
BCH tăng theo (Hình 2.17a và Hình 2.18a). Hơn nữa ta thấy rằng, khi chiều dài
BCH tăng, phổ phát xạ của laser Ce:LLF và laser Ce:LiCAF được mở rộng (Hình
2.17b và Hình 2.18b).
Kết quả này được giải thích như sau: trong một xung laser bơm, thời gian một
chu trình đi-về của photoon trong với BCH dài là lớn hơn so với BCH ngắn. Điều này
dẫn đến số lần đi-về tronng một chu trình laser của chùm photon của BCH dài là ít hơn
so với trường hợp BCH ngắn hay ảnh hưởng của hiệu ứng Fabryy-Perot lên BCH dài
nhỏ hơn.
Hình 2.15. Tiến trình phổ - thời gian của phát xạ laser UV Ce:LLF
ứng với chiều dài BCH khác nhau.
33

Hình 2.16. Tiến trình phổ-thời gian của phát xạ laser UV Ce:LiCAF
ứng với chiều dài BCH khác nhau.
Hình 2.17. Phổ laser tích phân của laser Ce:LLF với chiều dài BCH khác nhau.
Hình 2.18. Phổ laser tíích phân của laser Ce:LiCAF với chiều dàài BCH khác nhau.
34

Sự ảnh hưởng của chiều dài BCH laser lên động học thời gian trong phát xạ laser
Ce:LLF và Ce:LiCAF được trình bày trên Hình 2.19 và Hình 2.20.
theo thời gian ứng với chiều dài BCH khác nhau.
N1 theo thời gian ứng với L khác nhau.
35

Kết quả cho thấy: khi chiều dài BCH càng lớn, hiện tượng dao động hồi phục
trong quá trình laser càng suy giảm và laser xuất hiện càng trễ. Kết quả này có thể
được giải thích như sau: một trong những điều kiện để có dao động hồi phục trong
phát xạ laser là thời gian sống của photon trong BCH phải nhỏ hơn thời gian sống
huỳnh quang của môi trường laser. Khi chiều dài BCH càng tăng thì thời gian sống của
photon c ở trong BCH càng lớn, do đó hiện tượng dao động hồi phục càng khó xảy
ra.
c 
t

2L
(2.9)
 c
KẾT LUẬN CHƯƠNG II
Trong Chương 2, trên cơ sở hệ phương trình tốc độ mở rộng đa bước sóng,
động học phổ của laser UV Ce:LLF và Ce:LiCAF băng rộng đã được nghiên cứu chi
tiết. Ngoài ra, sự ảnh hưởng của năng lượng bơm lên năng lượng phát xạ laser cũng
được nghiên cứu. Các kết quả thu được như sau:
1. Cường độ laser UV Ce:LLF và Ce:LiCAF là một hàm theo thời gian và bước
sóng. Hiện tượng dao động hồi phục tắt dần của laser phụ thuộc mạnh vào bước sóng
và sự dập tắt dao động diễn ra nhanh hơn ở phía bước sóng ngắn.
2. Năng lượng bơm và các thông số của BCH ảnh hưởng mạnh lên tiến trình phổ -
thời gian trong phát xạ laser UV Ce: LLL và Ce:LiCAF.
- Năng lượng bơm càng tăng thì phổ laser càng rộng, số dao động laser càng tăng
và thời gian phát laser càng ngắn. Khi năng lượng bơm gần ngưỡng thì thu được xung
laser đơn, khi năng lượng bơm quá cao trên ngưỡng thì xung laser lặp lại xung bơm.
- Gương ra có hệ số phản xạ càng cao thì phổ laser càng rộng và bước sóng cực đại
của phổ laser càng bị dịch chuyển về phía sóng dài. Hiện tượng dao động hồi phục
cũng bị suy giảm khi hệ số phản xạ gương tăng.
- Chiều dài BCH càng ngắn thì phổ laser càng hẹp và bước sóng cực đại của phổ
laser càng bị dịch chuyển về phía sóng dài. Hiện tượng dao động hồi phục xuất hiện
càng rõ khi chiều dài BCH giảm.
3. Những thay đổi về thông số BCH tác động mạnh lên hoạt động laser. Vì thế, để
laser hoạt động hiệu quả cần phải tối ưu các thông số BCH.
36

CHƯƠNG III:
HỆ LASER Ce: LiCAF PHÁT TRỰC TIẾP BỨC XẠ TỬ NGOẠI

Nghiên cứu động học laser cefluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại.doc

Recommended

Recommended

More Related Content

Similar to Nghiên cứu động học laser cefluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại.doc

Similar to Nghiên cứu động học laser cefluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại.doc (20)

More from Dịch vụ viết thuê đề tài trọn gói ☎☎☎ Liên hệ ZALO/TELE: 0973.287.149 👍👍

More from Dịch vụ viết thuê đề tài trọn gói ☎☎☎ Liên hệ ZALO/TELE: 0973.287.149 👍👍 (20)

Recently uploaded

Recently uploaded (20)

Nghiên cứu động học laser cefluoride phát bức xạ trong vùng tử ngoại.doc