Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc

Tải tài liệu tại sividoc.com
Viết đề tài giá sinh viên – ZALO:0973.287.149-TEAMLUANVAN.COM
i
ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƯỜNG ĐẠI HỌC KHOA HỌC
NGUYỄN THỊ KIỀU OANH
NGHIÊN CỨU TÍNH TOÁN XÂY DỰNG HỆ ĐO ĐỘ RỘNG
XUNG LASER BẰNG KỸ THUẬT TỰ TƯƠNG QUAN
LUẬN VĂN THẠC SĨ QUANG HỌC
THÁI NGUYÊN - 10/2018

ii
ĐẠI HỌC THÁI NGUYÊN
TRƯỜNG ĐẠI KHOA HỌC
NGUYỄN THỊ KIỀU OANH
NGHIÊN CỨU TÍNH TOÁN XÂY DỰNG HỆ ĐO ĐỘ
RỘNG XUNG LASER BẰNG KỸ THUẬT TỰ TƯƠNG QUAN
Chuyên ngành: Quang học
Mã số: 8440110
LUẬN VĂN THẠC SĨ QUANG HỌC
Người hướng dẫn khoa học: PGS.TS. ĐỖ QUANG HÒA
THÁI NGUYÊN - 10/2018

i
LỜI CAM ĐOAN
Tôi xin cam đoan đây là công trình nghiên cứu của riêng tôi, các kết quả
nghiên cứu là trung thực và chưa được công bố trong bất kỳ công trình nào khác.
Thái Nguyên, tháng 10 năm 2018
Học viên
Nguyễn Thị Kiều Oanh

ii
LỜI CẢM ƠN
Thực tế luôn cho thấy, sự thành công nào cũng gắn liền với sự
hỗ trợ giúp đỡ của những người xung quanh. Trong suốt thời gian từ
khi bắt đầu làm luận văn đến nay, em đã nhận được sự quan tâm, chỉ
bảo, giúp đỡ của thầy cô, gia đình và bạn bè.
Với tấm lòng biết ơn vô cùng sâu sắc, em xin gửi lời cảm ơn
chân thành đến quý Thầy Cô của trường Đại Học Khoa Học - Đại Học
Thái Nguyên đã tâm huyết truyền đạt cho chúng em vốn kiến thức quý
báu trong suốt hai năm học Thạc Sỹ tại trường.
Đặc biệt, em xin chân thành cảm ơn PGS.TS. Đỗ Quang Hòa đã tận
tâm chỉ bảo hướng dẫn em qua từng buổi học, trong những giờ thực hành, tạo
mẫu, trên phòng thí nghiệm, các buổi thảo luận về đề tài nghiên cứu. Nhờ có
những lời hướng dẫn dạy bảo đó, bài luận văn này của em đã hoàn thành xuất
sắc nhất. Một lần nữa em xin gửi lời cảm ơn chân thành nhất đến thầy.
Do vốn kiến thức của em còn hạn chế và thời gian nghiên cứu
có hạn nên trong quá trình làm luận văn không tránh khỏi những thiếu
sót, em rất mong nhận được ý kiến đóng góp của quý Thầy Cô và các
bạn cùng lớp để bài luận văn của em được hoàn thiện hơn.
Tác giả luận văn
Nguyễn Thị Kiều Oanh

iii
MỤC LỤC
LỜI CAM ĐOAN................................................................................................................................. i
LỜI CẢM ƠN........................................................................................................................................ii
MỤC LỤC...............................................................................................................................................iii
DANH MỤC CHỮ VIẾT TẮT....................................................................................................v
DANH MỤC HÌNH VẼ, SƠ ĐỒ.............................................................................................vi
DANH MỤC BẢNG BIỂU .......................................................................................................viii
MỞ ĐẦU....................................................................................................................................................1
CHƯƠNG 1: LASER MÀU XUNG NGẮN.....................................................................3
1.1. Đặc điểm và tính chất của các xung laser Picô - giây.........................3
1.2. Cấu tạo laser.........................................................................................................................3
1.3. Các laser phát xung ........................................................................................................7
1.4. Laser màu................................................................................................................................8
1.5. Laser màu xung ngắn.................................................................................................12
1.5.1. Phương pháp Mode - locking.....................................................................12
1.5.2. Phương pháp chọn lọc thời gian phổ (STS)..................................14
1.5.3. Phương pháp kích thích sóng chạy (Traveling Wave Excitation) 15
1.5.4. Phương pháp buồng cộng hưởng dập tắt (Cavity - Quenching) .. 16
1.5.5. Phương pháp phản hồi phân bố (Distributed Feedback)....19
1.6. Kết luận chương..............................................................................................................20
CHƯƠNG 2: CÁC KỸ THUẬT ĐO ĐỘ RỘNG XUNG.....................................21
2.1. Đo độ rộng xung trực tiếp........................................................................................21
2.1.1. Kỹ thuật đo bằng Photodiode.....................................................................21
2.1.2. Đầu đo nhân quang điện................................................................................24
2.1.3. Streak - Camera....................................................................................................26
2.2. Kỹ thuật đo đặc trưng thời gian gián tiếp....................................................28
2.2.1. Kỹ thuật đếm đơn photon tương quan thời gian [14]..............28
2.2.2. Kỹ thuật đo phân giải cổng tần số (FROG) [15]..........................32

iv
2.2.3. Đo độ rộng xung bằng kỹ thuật tự tương quan [13].................34
2.3. Kết luận chương..............................................................................................................40
CHƯƠNG 3: ĐO ĐỘ RỘNG XUNG LASER PICÔ - GIÂY...........................42
3.1. Sơ lược máy phát laser phản hồi phân bố phát xung Picô - giây [16]
..................................................................................................................................................................42
3.2. Thiết lập hệ đo xung.....................................................................................................46
3.2.1. Bố trí thí nghiệm....................................................................................................46
3.2.2. Hiệu chỉnh hệ đo...................................................................................................48
3.2.3. Thực nghiệm đo độ rộng xung..................................................................49
3.3. Kết luận chương..............................................................................................................54
KẾT LUẬN............................................................................................................................................55
TÀI LIỆU THAM KHẢO..............................................................................................................56

v
DANH MỤC NHỮNG TỪ VIẾT TẮT
DFB Phương pháp phản hồi phân bố
STS Phương pháp chọn lọc phổ thời gian
BCH Buồng cộng hưởng
DFDL Laser màu phản hồi phân bố
TCSPC Kỹ thuật đếm đơn photon tương quan thời gian
FROG Kỹ thuật đo phân giải cổng tần số
PMT Nhân quang điện
IFR Hàm đáp ứng của thiết bị
BBO Tinh thể phi tuyến quang học

vi
DANH MỤC HÌNH VẼ, SƠ ĐỒ
Số
Tên hình, sơ đồ Trang
hiệu bảng
1.1 Cấu tạo cơ bản của một máy phát lượng tử 4
1.2
Khoảng lựa chọn bước sóng của các chất màu
9
laser
1.3 Sơ đồ bơm cho laser màu 11
1.4 Các mode dọc trong buồng cộng hưởng 12
1.5
Tiến trình phổ trong phát xạ laser màu của
15
PM567/polymer BCH
1.6 Sơ đồ một laser màu rắn Picô - giây STS 15
1.7
Sơ đồ một laser màu xung ngắn sử dụng bơm kích
16
thích sóng chạy
1.8 Cấu hình của laser màu BCH quenching 17
1.9 Kết quả tính toán cho thấy laser ra 18
1.10
Đặc trưng thời gian của bức xạ laser màu BCH Q
19
– thấp theo cấu hình BCH kép
2.1
Sơ đồ nguyên lý đo bằng photodiode phân cực
21
ngược
2.2 Đi - ốt thác lũ 23
2.3 Sơ đồ nguyên lý hệ đo Streak - Camera 26
2.4
Sơ đồ nguyên lý đo đếm đơn photon tương quan
28
thời gian
2.5
Sơ đồ khối nguyên lý kỹ thuật đếm đơn photon
29
tương quan thời gian
2.6 Độ phân giải thời gian của các kỹ thuật đo 31

vii
Số
Tên hình, sơ đồ Trang
hiệu bảng
2.7 Sơ đồ cấu hình hệ đo FROG 32
2.8 Các thông tin từ tín hiệu FROG 34
2.9 Sơ đồ nguyên lý đo tự tương quan 36
2.10
Cấu hình môt hệ đo độ rộng xung theo nguyên lý
38
tự tương quan giao thoa
2.11
Phương pháp đo loại bỏ nền trong kỹ thuật đo tự
40
tương quan
3.1
Cấu hình laser màu phản hồi phân bố sử dụng
42
gương chia chùm
3.2
Cách tử Bragg có N (chu kì) gương bán phản xạ
44
song song
3.3 Mô tả ánh sáng phản xạ theo điều kiện Bragg 45
3.4 Sơ đồ xây dựng hệ đo tự tương quan cường độ 46
3.5 Hệ đo tự tương quan cường độ 47
3.6 Giao diện hệ đo tự tương quan cường độ 49
Đường cong biểu diễn hàm tự tương quan theo
3.7
thời gian trễ của bức xạ laser từ buồng cộng
51
hưởng DFDL hoạt động ở chế độ nhiễu xạ Bragg
bậc 2
3.8 Phân tách biểu diễn của một xung đa thành phần 53
3.9
Độ rộng xung và vết tự tương quan đối với một
54
bức xạ đa xung

viii
DANH MỤC CÁC BẢNG
Số
Tên bảng Trang
hiệu bảng
2.1 Một số thông số của các đầu thu khác nhau 30
3.1 Tương quan thời gian - phổ của các dạng xung 52

1
MỞ ĐẦU
Một trong những phát minh to lớn trong lĩnh vực vật lý của thế kỷ 20
là sự chế tạo ra các laser. Laser (Light Amplification by Stimulated Emission
of Radiation) hoạt động dựa trên nguyên lý khuếch đại cường độ ánh sáng
nhờ vào hiện tượng phát xạ cưỡng bức (cảm ứng). Hiện tượng này đã
được Albert Einstein đưa ra giả thuyết và đăng trên tạp chí vào năm 1917.
Tuy nhiên để quan sát được bằng thực nghiệm thì phải chờ tới sự phát
minh, vào những năm 1954 - 1955, của nhà vật lý người Nga và người Mĩ.
Như ta đã biết vào những năm 1960 ông Maiman, nhà vật lý người Mĩ đã
tạo ra máy laser đầu tiên, sử dụng môi trường hoạt tính là chất rắn hồng
ngọc (Ruby), phát sóng ánh sáng trong vùng quang phổ khả kiến 0,64 µm.
Từ năm 1960 trở đi, hàng loạt laser khác nhau ra đời. Để đơn giản trong
cách gọi tên chúng thường được phân chia theo nhóm dựa vào tính chất
vật lý của môi trường hoạt tính: rắn, lỏng, khí, bán dẫn, sợi quang học...
Hoặc dựa vào đặc tính bức xạ laser (dòng ánh sáng phát ra): liên tục hay
xung. Hoặc dựa vào phương pháp kích thích: quang học, hóa học, điện...
Sự xuất hiện của laser sau những năm 1960 đã đưa ngành quang học
sang giai đoạn phát triển mới, quang phi tuyến và đã tạo ra một sự đột biến về
công nghệ. Nhờ có laser, quang phổ laser đã có được những thành tựu vĩ đại
trong ngành vật lý nguyên tử, vật lý phân tử, vật lý plasma, vật lý chất rắn
[1,2]… Ngoài ra vật lý laser đã hỗ trợ sự phát triển của nhiều lĩnh vực khác như
truyền tải thông tin, truyền tải năng lượng [3,4], giải trí, công nghiệp, y sinh,
công nghệ sinh học…[5,6,7]. Có thể nói những ứng dụng của laser vào nghiên
cứu khoa học và công nghệ là rất phong phú. Đặc biệt tiến bộ trong việc tạo ra
nguồn xung laser cực ngắn là cơ sở, công cụ không thể thiếu trong nghiên cứu
khoa học và công nghệ [8,9]. Nó có vai trò hết sức to lớn trong cuộc sống hiện
đại cũng như trong nghiên cứu. Để có thể xác định được đặc

2
trưng thời gian của các xung quang học đã nêu ở trên thì việc xây dựng hệ đo
độ rộng xung laser là một yêu cầu tất yếu. Tuy nhiên, đo trực tiếp xung laser là
rất khó vì các thiết bị điện tử thông thường không có tính đáp ứng thời gian
phù hợp nhưng có thể đo gián tiếp. Do đó, một trong các kỹ thuật đo độ rộng
xung gián tiếp là phương pháp tự tương quang được chọn. Việc nghiên cứu và
phát triển các phương pháp, hệ đo xung quang học có độ phân giải thời gian
cao hơn nữa bằng phương pháp tự tương quan có ý nghĩa vô cùng quan
trọng. Vì vậy tôi chọn đề tài “Nghiên cứu tính toán xây dựng hệ đo độ rộng
xung laser bằng kỹ thuật tự tương quan” để thực hiện trong luận văn này.
Mục tiêu của luận văn:
+ Nghiên cứu về các đặc trưng của bức xạ laser cực ngắn.
+ Tính toán xây dựng một hệ đo độ rộng xung laser bằng kỹ
thuật tự tương quan trong khoảng thời gian Picô - giây.
+ Đo độ rộng xung laser màu phản hồi phân bố.
Nội dung luận văn: Luận văn được tiến hành nghiên cứu bằng phương
pháp thực nghiệm, kết hợp với phân tích số liệu thực nghiệm và dựa trên cơ
sở lý thuyết tự tương quan để có thể tính toán xây dựng một hệ đo độ rộng
xung laser bằng kỹ thuật tự tương quan trong khoảng thời gian Picô - giây.
Bố cục của luận văn:
+ Mở đầu
+ Chương 1: Giới thiệu laser và các loại laser xung.
+ Chương 2: Các kỹ thuật đo độ rộng xung.
+ Chương 3: Đo độ rộng xung laser Picô - giây.

3
CHƯƠNG 1:
LASER MÀU XUNG NGẮN
1.1. Đặc điểm và tính chất của các xung laser Picô - giây
Bức xạ laser là các bức xạ điện từ trong một vùng phổ từ vùng tử
ngoại gần (180 nm) đến vùng hồng ngoại (1mm). Chùm sáng từ bức xạ
laser liên tục thường có công suất trong một khoảng vài mili - Oat (mW) đến
vài chục (thậm chí vài trăm) Oat (W). Nếu cũng công suất này chỉ xuất hiện
trong một khoảng thời gian ngắn thì các xung laser có công suất đỉnh trở
nên rất lớn được tính theo công thức ∆P = ∆E/∆τ trong đó ∆E là năng lượng
của laser và ∆τ là độ bán rộng về thời gian của xung laser. Do đó, với các
xung laser càng ngắn sẽ cho ra các xung có công suất rất lớn. Mặt khác, độ
bán rộng thời gian của các xung laser thỏa mãn điều kiện Heisenberg ∆ν. ∆τ
≤ a trong đó a là một hằng số được quyết định bởi dạng xung.
Về nguyên lý, các bức xạ laser là đơn sắc tức là chỉ tồn tại duy nhất
một mode dọc nhưng thực tế các bức xạ có thể bao gồm một vài mode có
bước sóng lân cận nhau bởi chúng phù hợp với số nguyên lần chiều dài
buồng cộng hưởng. Đặc điểm này sẽ ảnh hưởng tới quá trình xác định độ
dài xung (độ bán rộng xung) do sự chồng chập của các mode trong phép đo
thời gian và sai lệch khi xác định số gia ∆ν trong hệ thức bất định. Do đó, để
có thể xác định được chính xác độ rộng xung laser, cần phải xem xét đến
bản chất của các xung laser như: nguồn phát, công suất laser, vùng phổ…
1.2. Cấu tạo laser
Về nguyên lý máy phát quang laser được cấu tạo bởi ba bộ
phận chính như trên hình 1.1 là: Môi trường hoạt tính, nguồn bơm
năng lượng và buồng cộng hưởng quang học [10].

4
Gương
Gương
100% 90%
Môi trường trong suốt chứa
Bức xạ
các nguyên tử hoặc phân tử
có khả năng khuếch đại ánh laser ra
sáng
Đèn công suất cao
Hình 1.1. Cấu tạo cơ bản của một máy phát
lượng tử a) Môi trường hoạt tính
Bộ phận quan trọng nhất của laser là môi trường hoạt tính. Nó có
nhiệm vụ khuếch đại cường độ sáng khi ánh sáng truyền qua. Môi trường
hoạt tính cần phải thỏa mãn một số yêu cầu: có hiệu suất huỳnh quang cao,
có thời gian sống huỳnh quang đủ lớn, có độ truyền qua tốt trong dải bước
sóng phát laser thường được phân chia thành các nhóm sau:
- Môi trường hoạt tính rắn: bao gồm các dạng tinh thể hay thủy tinh (glass)
được pha trộn thêm các nguyên tố hiếm như Nd3+
, Cr3+
... Laser rắn điển hình là
Ruby, ngoài ra có Nd:YAG, Ti:Sphire, sợi quang học pha đất hiếm...
- Môi trường hoạt tính lỏng: bao gồm các dung dịch màu
(Rodamin, Coumarin..)
- Môi trường hoạt tính khí: He - Ne, N2, CO2...
- Môi trường hoạt tính bán dẫn: như Ga As, PbS, PbTe... Về cơ
bản những hoạt chất này phải là những chất phát quang.
Sự khác nhau của môi trường hoạt tính còn được dùng để gọi tên laser
theo phân nhóm về mặt kỹ thuật: laser rắn, laser khí, laser màu, laser bán dẫn…

5
b) Nguồn bơm
Để khuếch đại được ánh sáng thì trước hết những môi trường hoạt
tính phải ở trạng thái kích thích. Điều đấy được thực hiện bằng cách cung
cấp năng lượng cho môi trường hoạt tính thông qua một nguồn bơm. Người
ta thường sử dụng các loại nguồn bơm sau cho các loại laser thông dụng:
- Nguồn bơm quang học bao gồm các loại đèn, các loại laser,
diode phát quang… Thường thì ánh sáng của nguồn bơm được chọn
sao cho phổ của nó nằm trong vùng cực đại hấp thụ của môi trường
hoạt tính để hiệu suất bơm được tối ưu. Phương pháp này thường
được áp dụng cho môi trường hoạt tính là chất rắn hay chất lỏng.
- Nguồn bơm điện sự phóng điện trong môi trường hoạt tính dưới điện
áp cao thế thường áp dụng cho môi trường hoạt tính là chất khí. Hoặc nguồn
dòng điện áp thấp tạo nên sự tái hợp giữa lỗ trống và điện tử qua vùng cấm
của các chất bán dẫn được sử dụng làm nguồn bơm trong các laser bán dẫn.
- Bơm quang học và bơm điện là hai cách thông dụng nhất. Ngoài
ra còn có nguồn bơm hóa học và nguồn bơm khí động học, nhưng hai
cách này ít được sử dụng. Mục đích của việc bơm là tạo ra sự nghịch
đảo độ tích lũy (tức là số lượng phân tử hay nguyên tử trong trạng thái
kích thích nhiều hơn ở trạng thái cơ bản) trong môi trường hoạt tính.
Khi sự nghịch đảo độ tích lũy được thiết lập thì phần lớn các phân tử hay
nguyên tử trong môi trường hoạt tính đều ở tình trạng sẵn sàng phát ra ánh sáng
hoặc đang phát ra ánh sáng theo quy luật phát xạ tự nhiên. Cường độ phát sáng
của cả hệ tỉ lệ với số phân tử hay nguyên tử trong trạng thái kích thích.
b) Buồng cộng hưởng
Nếu muốn biến đổi nguồn sáng tự nhiên ở trên thành nguồn sáng
laser thì ta cần có các điều kiện đặc biệt để chuyển biến sự phát xạ tự nhiên
(tự phát) thành sự phát xạ cảm ứng. Để thực hiện được điều đó cần đặt môi

6
trường hoạt tính vào trong một buồng cộng hưởng quang học, ví dụ
như hai gương song song.
Để phân loại buồng cộng hưởng người ta thường dựa vào tính chất và
hình dạng của các gương. Loại buồng cộng hưởng đơn giản nhất là buồng
cộng hưởng Fabry - Perot, một hệ gồm hai gương phản xạ đặt đồng trục và
song song với nhau. Một trong hai gương có hệ số phản xạ R=100%, còn
gương thứ hai có độ phản xạ R<100% và độ truyền qua là T=100% - R. Sự
mất mát cường độ sáng do hấp thụ hay tán xạ của hai gương phải là không
đáng kể. Vì sự khắt khe về kỹ thuật trên nên việc chế tạo gương dùng cho
buồng cộng hưởng phải do những nhà sản xuất chuyên về linh kiện quang học
đảm nhiệm. Khó khăn khác nữa là việc lắp đặt hai gương song song một cách
tuyệt đối. Để làm được điều này thi hai gương phải được đặt trên giá đỡ có
các trục điều chỉnh X, Y, với độ chính xác dưới 1µm.
Ngoài việc sử dụng gương phẳng thì người ta còn dùng gương cầu,
gương cầu lõm để xây dựng buồng cộng hưởng. Theo nguyên lý của quang
hình học, nếu tia sáng truyền đồng trục với buồng cộng hưởng thì sự lan
truyền đó không phụ thuộc vào bán kính cong của hướng. Như vậy, sự phản
xạ liên tiếp theo phương đồng trục không phụ thuộc vào chiều dài buồng cộng
hưởng. Với buồng cộng hưởng sử dụng gương cầu lõm thì việc điều chỉnh
phát ra tia laser là dễ dàng hơn so với buồng cộng hưởng sử dụng gương
phảng. Tuy nhiên, việc thu được chùm tia laser song song là khó khăn hơn.
Với laser phát xung ngắn ví dụ femto giây, thì bên trong buồng
cộng hưởng có chứa thêm hai yếu tố nữa: là bộ phận khóa mode (để
laser hoạt động theo chế độ xung) và bộ phận bù yếu tố tán sắc (do
phổ của laser rất rộng, độ rộng phổ này lên tới 300 nm đối với laser
femto). Nhờ vào yếu tố xung cực ngắn là công suất cực đại và khả
năng phân giải theo thời gian của laser femto là rất cao.

7
1.3. Các laser phát xung
a) Laser rắn
Các laser rắn hoạt động ở chế độ phát xung hay liên tục đều được
chế tạo trên cơ sở tinh thể hay thủy tinh. Laser rắn cho phép phát các
xung có năng lượng lớn nên được sử dụng rộng rãi không những cho
mục đích nghiên cứu mà còn trong ứng dụng. Hiện nay có rất nhiều loại
laser rắn khác nhau nhưng phổ biến nhất là loại laser pha tạp Nd3+
(như
YAG:Nd, YVO4:Nd3+
...) hoặc Ti3+
(như Ti: Saphire).
b) Laser bán dẫn [11]
Laser bán dẫn có môi trường hoạt chất là các lớp bán dẫn p - n pha
tạp. Sự chuyển mức năng lượng do quá trình tái hợp giữa điện tử và lỗ
trống trong một buồng cộng hưởng tạo ra hiệu ứng laser. Quá trình bơm
năng lượng được thực hiện trực tiếp bằng tiêm dòng điện qua các điện cực
được đặt trên hai lớp bán dẫn khác loại. Tất nhiên, đây không phải là quá
trình kích thích duy nhất của các laser bán dẫn. Các loại nguồn bơm khác
có thể được sử dụng như kích thích quang, phun chùm điện tử.
So với các laser rắn, laser bán dẫn khác ở đặc trưng vật lý cũng như
ở dạng hình học của chúng đặc biệt laser bán dẫn có thể chiếm một thể tích
rất nhở. Ví dụ, kích thước một laser bán dẫn lớn chỉ cỡ 1 mm. Cần chú ý
rằng, tính chất vật lý của bán dẫn cũng biến đổi theo sự thay đổi của các
tham số bên ngoài tác đông như áp suất, nhiệt độ…và điểm này là sự khác
biệt nổi bật nữa so với các laser tinh thể hay thủy tinh. Chính do có các
khác biệt nêu ở trên mà sự phân tích chế độ hoạt động, điều kiện phát, các
đặc trưng mode…ở laser bán dẫn khác hẳn với laser rắn hay khí làm việc
theo các mức năng lượng. Qúa trình trao đổi năng lượng khác nhau và đặc
thù trong chất bán dẫn đã thu hút sự chú ý của nhiều nhà khoa học và có
thể thấy rằng nhiều công trình lí thuyết về laser bán dẫn đã ra đời trước khi
xuất hiện laser bán đẫn trong phòng thí nghiệm.

8
c) Laser khí
Laser khí là loại laser có thể hoạt động ỏ chế độ phát xung hoặc
chế độ liên tục nên có nhiều ứng dụng kĩ thuật. Chúng có một số ưu
điểm nổi bật so với các loại laser khác ở các điểm sau: dễ chế tạo,
cấu trúc phổ năng lượng của các khí nguyên tử hay phần tử đã được
nghêm cứu kỹ, vùng bước sóng phát khá rộng từ vùng tử ngoại đến
vùng hồng ngoại, có thể đạt được công suất phát lớn mà không cần
dùng phương pháp biến điệu độ phẩm chất (Q switching)…
d) Laser lỏng
Cũng như chất rắn và chất khí, chất lỏng cũng được dùng làm hoạt
chất phát laser. So với hai loại laser trên laser lỏng có một số ưu điểm sau:
- Không đòi hỏi việc gia công chính xác và khó như đối với tinh thể.
- Dễ dàng tăng nồng độ tâm kích hoạt và tăng khối lượng hoạt
chất để tạo được công suất lớn theo ý muốn.
- Dễ dàng làm lạnh hoạt chất do sử dụng dòng hoạt chất luân chuyển.
- Dễ tiến hành nghiên cứu vì dễ thay đổi thành phần các hoạt
chất trong bình chứa.
Laser lỏng có nhược điểm là sự suy giảm của tâm hoạt chất (hiện
tượng tẩy quang) dẫn tới sự không ổn định về tần số và công suất phát.
Ngoài ra, chất thải của môi trường hoạt tính cần phải được bảo quản, xử
lý phức tạp tránh ô nhiễm và gây độc hại cho môi trường.
1.4. Laser màu
Laser màu có dải bước sóng hoạt động rất rộng, từ vùng tử
ngoại gần khoảng 310 nm đến vùng hồng ngoại khoảng 1300 nm
(hình 1.2). Với dải hoạt động rộng như vậy, laser màu có ưu thế lớn
trong việc phát xung laser cực ngắn, phát laser băng hẹp.

9
Đường cong thay đổi chất màu
Hình 1.2. Khoảng lựa chọn bước sóng của các chất màu laser
Đặc điểm nổi bật của laser màu đó là khả năng điều chỉnh bước sóng
trong miền phổ rộng (phổ huỳnh quang băng rộng từ 30 - 100 nm). Có nhiều
phương pháp để chọn lọc bước sóng cho laser màu như: sử dụng các yếu
tố tán sắc hay sử dụng các yếu tố chọn lọc giao thoa đưa vào buồng cộng
hưởng, buồng cộng hưởng phản hồi phân bố… Một đặc điểm khác của
laser màu là có thể hoạt động ở chế độ xung ngắn, xung cực ngắn với công
suất cao. Có nhiều phương pháp tạo xung cực ngắn điển hình như: mode -
locking, chọn lọc phổ thời gian, kích thích sóng chạy, phản hồi phân bố…
Laser màu có hệ số khuếch đại lớn cũng như dễ chế tạo và thay
đổi môi trường hoạt chất của nó nên rất thuận tiện cho việc nghiên cứu.
Mặt khác giá thành chất màu không cao và laser màu có khả năng làm
việc tốt ngay ở nhiệt độ phòng nên laser màu là nguồn laser thay đổi
bước sóng phù hợp cho các phòng thí nghiệm quang phổ ở nước ta.
Laser màu thường được kích thích bằng bơm quang học. Hiện nay để
bơm cho laser màu người ta thường dùng họa ba bậc hai, bậc ba của laser
Nd3+
trong nền YAG hoặc laser Nitơ, ngoài ra còn sử dụng các loại đèn xung

10
như đèn Xenon dạng ống hay dạng xoắn… Sử dụng nguồn bơm laser
phát dạng xung để kích thích cho hệ laser màu sẽ hạn chế được ảnh
hưởng của trạng thái tích lũy bội ba (Triplet). Thời gian sống của trạng
thái đơn kích thích cỡ ns, nên xung bơm cần phải có độ rộng thời gian
tương ứng để có thể tạo được nghịch đảo độ tích lũy lớn. Khi sử dụng
nguồn bơm liên tục ta thường phải đưa vào chất đệm, nó sẽ đóng vai trò
làm giảm độ tích lũy ở mức dưới. Nguồn bơm phải có phổ bức xạ phù
hợp với phổ hấp thụ của chất màu laser và nói chung phải có cường độ
đủ lớn. Như vậy điều kiện của một nguồn bơm cho laser màu là:
- Thời gian xung bơm phải đủ nhanh (thường dưới 20 ns)
- Cường độ bơm phải đủ mạnh để tạo được sự nghịch đảo độ tích lũy.
- Phổ bức xạ của nguồn bơm phải phù hợp với phổ hấp thụ của
chất màu laser.
Người ta thường sử dụng các sơ đồ bơm ngang hoặc bơm dọc để thực
hiện bơm quang học cho laser màu như minh họa trên hình 1.3, ngoài ra còn
dùng sơ đồ bơm nghiêng. Chất màu được chứa trong cuvette và được luân
chuyển sẽ giúp làm mát, tăng độ bền nhiệt và bền quang của chất màu, đồng
thời tạo được sự phân bố đồng đều nồng độ dung dịch màu.
Trong sơ đồ bơm ngang sự nghịch đảo độ tích lũy trong dung dịch màu là
không đều dọc theo tia laser bơm vì tia bơm bị suy giảm trong dung dịch. Do vậy
nếu nồng độ chất màu ở mức khá cao thì điều kiện ngưỡng phát chỉ đạt trong một
lớp mỏng ngay sau cửa sổ lối vào của tia kích thích. Hậu quả sẽ làm tăng hao phí
do nhiễu xạ và tăng góc phân kỳ của chùm tia. Với sơ đồ bơm ngang, người ta
thường dùng một thấu kính trụ được bố trí trước cuvette để hội tụ chùm tia, tạo
mật độ quang học cao và đồng đều dọc theo bề mặt cuvette.
Trong sơ đồ bơm dọc, tia laser bơm đi qua gương M1 của buồng cộng
hưởng laser màu. Gương này thỏa mãn cho qua tia laser bơm và phản xạ bước
sóng của laser màu, điều này là khó thực hiện khi bức xạ của laser bơm và của

11
laser màu là khá gần nhau. Nồng độ chất màu và độ sâu của dung dịch cần
được điều chỉnh sao cho năng lượng kích thích phân bố đồng đều trong toàn
bộ thể tích cuvette, do đó độ phân kỳ của chùm tia laser màu sẽ rất nhỏ.
Chất màu
Ch?t màu
Chất màu
Ch?t
Bơm
quang
quang
Bơm quanghọch?c h?c
học
Hình 1.3. Sơ đồ bơm cho laser màu
Còn với sơ đồ bơm nghiêng thường sử dụng khi kích thước cuvette
màu nhỏ so với kích thước buồng cộng hưởng. Lúc đó tia laser bơm và tia
laser màu sẽ tạo với nhau một góc nhỏ mà không cùng phương nữa, góc
tạo bởi hai tia laser càng nhỏ càng tốt. Những khó khăn gặp phải đối với hệ
gương của laser màu bơm dọc sẽ được loại bỏ. Bơm nghiêng phù hợp với
buồng cộng hưởng vòng làm giảm ngưỡng bơm, tăng số mode nên dễ tạo
xung cực ngắn. Mặt khác, với sơ đồ bơm nghiêng ta còn có thể tăng thể
tích dung dịch màu hoạt chất lên khi ta điều chỉnh cho tia laser bơm và tia
laser màu hợp thành một góc nhỏ hơn.
Laser màu phản hồi phân bố (DFB) được nghiên cứu phát triển với mục
đích phát các xung laser cực ngắn, đơn sắc lại có thể thay đổi bước sóng liên
tục trong một miền phổ rộng. Điểm đặc trưng của laser màu DFB là không sử
dụng buồng cộng hưởng có hai gương phản xạ, mà dựa trên hiệu ứng phản xạ
Bragg được hình thành ngay trong môi trường hoạt chất. Tức là tạo ra sự biến
đổi mang tính chu kỳ các thông số môi trường như: chiết suất, hay độ tăng
trưởng. Hệ laser màu DFB có cấu tạo đơn giản, dễ vận hành mà lại hoạt động
ổn định với các xung laser phát ra đạt gần giới hạn khai triển Fourier. Cấu hình
chi tiết của lớp laser này sẽ được trình bày trong chương sau của luận văn.

12
1.5. Laser màu xung ngắn
Độ rộng thời gian của xung laser không nhất thiết chỉ do giới hạn
thời gian của xung bơm quy định mà có thể ngắn hơn rất nhiều nhờ
một số kỹ thuật nén xung khác nhau. Trong phần này chúng tôi trình
bày một số phương pháp phổ biến để phát xung laser ngắn là:
- Phương pháp Mode - locking
- Phương pháp chọn lọc thời gian phổ (STS)
- Phương pháp kích thích sóng chạy (Traveling Wave Excitation)
- Phương pháp buồng cộng hưởng dập tắt (Cavity - quenching)
- Phương pháp phản hồi phân bố (Distributed Feedback)
1.5.1. Phương pháp Mode - locking
Một BCH laser điển hình gồm có hai gương phản xạ và môi trường
hoạt chất khuếch đại ánh sáng. Bức xạ laser phát ra có độ rộng phổ nhất
định, trong đó chứa đựng các mode dọc do sự phân bố trường được hình
thành trong BCH quang học. Hai mode dọc liên tiếp cách nhau một khoảng
C
(trong đó c và L là vận tốc ánh sáng và chiều dài BCH, n là
ω =
2(L + L(N −1))
chiết suất của môi trường, l là chiều dài của môi trường hoạt chất).
Hình 1.4 biểu diễn sự phân bố các mode dọctrong buồng cộng hưởng.
Hình 1.4. Các mode dọc trong buồng cộng hưởng

13
Quan hệ về pha giữa các mode này là ngẫu nhiên, tuy nhiên có thể
cưỡng bức các mode để làm cho chúng có một quan hệ về pha xác định. Khi
hai điều kiện sau đây được thoả mãn: laser có số mode dọc khá lớn và các
mode này cách đều nhau về tần số và đồng bộ về pha, các mode sẽ giao thoa
với nhau để laser phát ra một chuỗi xung ngắn tuần hoàn có chu kỳ
T = 2(L + L(N −1)) và độ rộng xung là Δτ ~ 1 trong đó Δν là độ rộng phổ
Δν
C
khuếch đại. Đây là nội dung của việc phát xung ngắn bằng kỹ thuật
mode - locking hoàn toàn phụ thuộc vào độ rộng phổ khuếch đại của
môi trường hoạt chất hoặc là số lượng các mode dọc được tạo nên.
Tuy nhiên tuỳ theo từng loại môi trường laser khác nhau thì khả năng
để tạo ra những xung laser mode - lock sẽ có độ rộng xung khác nhau.
Các điều kiện cần để thực hiện mode - locking hiệu quả cho một laser là:
- Môi trường khuếch đại phải có độ rộng phổ lớn.
- Buồng cộng hưởng có số lượng mode dọc đủ nhiều (Độ rộng
của xung mode - lock tỷ lệ nghịch với số mode trong BCH).
- Theo lý thuyết phương pháp mode - locking có thể thực hiện được khi
số mode dọc N phải ≥ 3; (N =
δν
= 2δν D
), tuy nhiên trên thực tế để thực
Δν C
hiện mode - locking có hiệu suất hiệu quả thì số mode dọc phải khá
lớn (≥104
mode dọc).
ΔT = 2π = 2π = 1
(2M+1)Ω NΩ δν
- Các mode dọc này phải cách đều nhau về mặt tần số và có quan
hệ về pha xác định (hay các pha của chúng phải đồng bộ với nhau).
Để thực hiện mode - locking người ta có thể sử dụng yếu tố điều biến
sự mất mát hoặc sự khuếch đại trong BCH với tần số bằng hoặc gấp một số
nguyên lần ω (ω là khoảng cách giữa hai mode dọc liên tiếp). Tuỳ theo

14
nguyên tắc làm việc của bộ điều biến, người ta chia thành mode
locking chủ động hoặc mode - locking bị động.
Sự điều biến được điều khiển bởi một nguồn tín hiệu bên ngoài
(thông thường sử dụng bộ điều biến là bộ quang âm) được gọi là mode -
locking chủ động. Trong mode - locking thụ động sự điều biến diễn ra do
tương tác của xung ánh sáng với chất làm bộ hấp thụ bão hoà ở trong BCH.
Bằng phương pháp mode - locking, người ta có thể thu được
những xung laser cực ngắn cỡ 10-14
s. Mode - locking là phương
pháp phổ biến để phát xung quang cực ngắn, song có nhược điểm là
không thực hiện được với một số loại môi trường laser phát xung đơn
hay xung có tần số lặp lại thấp. Ngoài ra, các phòng thí nghiệm hạn
chế về thiết bị và kinh phí thì việc áp dụng kỹ thuật mode - locking (giá
thành cao và yêu cầu khắt khe về thiết bị) là khó thực hiện được.
1.5.2. Phương pháp chọn lọc thời gian phổ (STS)
Một kỹ thuật nhằm tạo ra xung ngắn từ các laser bơm nano giây là
phương pháp chọn lọc thời gian phổ (Specto - Temporal - Selection).
Phương pháp STS dựa trên tiến trình quét phổ rất nhanh của bức xạ
laser màu băng rộng phát ra từ một BCH ngắn Q - thấp [12].
Việc nghiên cứu tiến trình phổ của laser này cho thấy, tại thời điểm
ban đầu phổ laser rất rộng, ngay sau đó, một sự làm hẹp phổ rất nhanh
xảy ra và cực đại phổ phát xạ chuyển về phía sóng dài. Điều này có
nghĩa là có sự dập tắt dao động rất nhanh ở về phía sóng ngắn của phổ
laser. Nếu lọc lựa một băng phổ hẹp ở phía sóng ngắn của phát xạ laser
băng rộng sẽ thu được một xung laser ngắn. Với kỹ thuật nén xung này
ta thu được xung laser ngắn với hệ số nén xung cỡ 102
lần.

15
Hình 1.5. Tiến trình phổ trong phát xạ laser màu của PM567/polymer BCH L =
5cm, l=1cm, R=R1=R2=0.1, N = 5e17, r =10
Tuy nhiên phương pháp phát xung ngắn bằng kỹ thuật STS vẫn
còn tồn tại nhược điểm là phát xung ngắn ở trong một vùng phổ hẹp.
M 2
90 ps
DS
S
L
O
M
3
M
0
L 2
L 2 G
L
Nd :YAG laser
(2 ω ) 532 nm
20 Hz
M1
M 1
’
Hình 1.6. Sơ đồ một laser màu rắn picô - giây STS
1.5.3. Phương pháp kích thích sóng chạy (Traveling Wave Excitation) Kích
thích sóng chạy là một phương pháp đơn giản song khá hữu hiệu để phát
xung ngắn tới cỡ ~ ps. Trong laser sử dụng chất màu làm môi trường
truyền sóng bức xạ được kích thích kiểu sóng chạy, pha không gian
của một xung bơm được xử lý để tạo ra một nhóm xung trễ đều theo
chiều ngang đường kính của chùm bơm như hình 1.7.

16
Hình 1.7. Sơ đồ một laser màu xung ngắn sử dụng bơm kích thích sóng chạy
Việc bơm ngang quy - vét màu đại như vậy có thể tạo nên một sự khuếch đại
chuyển động về phía trước trong quy - vét màu có cùng vận tốc nhóm với các
bức xạ cưỡng bức. Khi chùm bơm “chạm” vào môi trường laser, một bức xạ
cưỡng bức đầu tiên sẽ phát ra tại một đầu quy - vét và bắt đầu chuyển động về
phía đầu kia của quy - vét và liên tiếp được khuếch đại (tức là trong quy - vét
màu, bức xạ laser đi tới vị trị nào thì xung kích thích cũng vừa kịp gây ra khả
năng khuyếch đại tới vị trí đó). Cách tử là thiết bị quan trọng nhất trong cấu
hình laser màu kích thích sóng chạy, để tạo nên một sự trễ không gian liên tục
dọc theo chùm bơm đã bị nhiễu xạ (sao cho xung bơm và các xung bức xạ tự
phát sẽ đồng bộ với nhau tại mọi điểm trên thể
tích màu).
Phương pháp khuếch đại kích thích sóng chạy cho phép phát các
xung ngắn với hệ số nén xung thấp, cao nhất chỉ cỡ ~ 2 lần (thông thường
nguồn bơm là các xung laser cỡ ps). Kỹ thuật kích thích sóng chạy thường
được sử dụng với các chất màu có hiệu suất lượng tử thấp, tuổi thọ ngắn.
1.5.4. Phương pháp buồng cộng hưởng dập tắt (Cavity - Quenching) Kỹ
thuật BCH quenching tạo ra xung laser ngắn từ laser bơm với độ rộng
xung cỡ ns, và được sử dụng đầu tiên cho laser màu. Cấu hình của một
laser màu có BCH quenching bơm ngang ở hình 1.8. Môi trường hoạt chất
là những dung dịch chất màu được chứa trong quy - vét. Người ta tạo ra hai

17
BCH laser khác nhau nhưng cùng sử dụng chung một môi trường hoạt
chất. BCH thứ nhất có độ phẩm chất thấp được tạo nên bằng việc sử dụng
trực tiếp hai thành quy - vét làm hai gương phản xạ. BCH thứ hai có độ
phẩm chất cao được tạo nên bằng việc sử dụng gương có hệ số phản xạ
cao làm gương sau và một thành quy - vét, BCH Q - cao có chiều dài lớn
hơn BCH thứ nhất và quang trục của nó lệch chút ít so với BCH thứ nhất.
Laser bơm Nd-YaG
R
1
R
2 Laser ra từ BCH Q - cao
R3
Laser ps từ BCH Q - thấp
BCH Q - thấp
BCH Q - cao
Hình 1.8. Cấu hình của laser màu BCH quenching
Đặc điểm của các xung laser màu khi hoạt động ở chế độ bơm cao trên
ngưỡng phát bao gồm một chuỗi các xung ngắn. Các xung thứ cấp được hình
thành do sự hồi phục tích lũy của các phân tử màu ở mức năng lượng laser
trên. Do đó, nếu hai BCH này hoạt động độc lập thì bức xạ laser phát ra của
từng BCH Q - thấp hoặc Q - cao đều là các xung laser dài cỡ ns. Tuy nhiên khi
hai BCH này cùng hoạt động đồng thời thì giữa chúng có sự cạnh tranh năng
lượng tích luỹ trong môi trường hoạt chất. Hoạt động của laser có BCH Q - cao
chiếm hầu hết khả năng khuếch đại (gain) trong môi trường hoạt chất. Kết quả
dẫn đến bức xạ laser từ BCH Q - thấp chỉ cho phép phát một xung ngắn ở lối
ra hình 1.9. Tại cùng một năng lượng bơm, khi thay đổi thời gian khởi phát của
laser có BCH Q - cao, ta có thể lựa chọn được độ rộng thời gian của xung
laser phát từ buồng cộng hưởng chất lượng thấp.

18
Phương pháp phát xung laser ngắn từ BCH quenching là đơn giản.
Chúng ta có thể kiểm soát được đặc tính thời gian của xung laser lối ra
từ BCH Q - thấp bằng việc khống chế các thông số hoạt động của laser
như thay đổi phần thể tích hoạt chất dùng chung giữa hai BCH, thông số
BCH Q - cao, thông số bơm cũng như nồng độ của chất màu. Đây là ưu
điểm của phương pháp BCH quenching. Tuy nhiên phương pháp này chỉ
cho phép phát các xung ngắn với hệ số nén xung thấp chỉ cỡ ~ 10 lần.
Hình 1.9. Kết quả tính toán cho thấy laser ra: (1) laser ra từ BCH Q - thấp
khi chưa có hiệu ứng quenching, (2) laser ra từ BCH Q - thấp khi có hiệu
ứng quenching, (3) laser ra từ BCH Q - cao khi có hiệu ứng quenching [12]
Kết quả tính toán lý thuyết cho thấy độ phẩm chất của buồng
cộng hưởng chất lượng cao được lựa chọn sao cho có thể lấy hết
được độ khuếch đại của môi trường hoạt chất mà không làm suy giảm
đáng kể đến năng lượng ra của laser từ buồng BCH Q - thấp.
Các kết quả thực nghiệm phát xung ngắn trong miền picô - giây
từ cấu hình buồng cộng hưởng kép đã được công bố cho thấy đạt
được độ rộng xung trong khoảng 10 - 20 ps khi sử dụng chất màu
rhodamine 6G trong môi trường ethanol [12].

19
)
u
.
a
(
r
e
s
al
?
đ
g
n
?
ư
C
Thờih?igian(ps)(ps)
Hình 1.10. Đặc trưng thời gian của bức xạ laser màu BCH Q
- thấp theo cấu hình BCH kép [12]
Điểm cần lưu ý là trong cùng một điều kiện năng lượng bơm, tại
các bước sóng khác nhau độ rộng xung không đồng nhất. Điều này
được giải thích bởi mức độ bơm trên ngưỡng phát laser là khác nhau
tại các bước sóng phát laser trong dải điều chỉnh bước sóng.
1.5.5. Phương pháp phản hồi phân bố (Distributed Feedback)
Laser màu phản hồi phân bố là loại laser (DFDL) không dùng
buồng cộng hưởng gồm các gương, thay vào đó ánh sáng được phản xạ
Bragg và khuyếch đại trong môi trường hoạt chất do hiệu ứng phản hồi
phân bố, nó được tạo ra bởi sự thay đổi có tính chu kỳ theo không gian
của một trong các thông số của môi trường hoạt chất như: chiết suất, hệ
số khuyếch đại và thông số hình học. Ưu điểm nổi bật của laser DFDL là
khả năng phát laser đơn sắc cao tại các bước sóng khác nhau. Kỹ thuật
DFB có thể ứng dụng cho các loại môi trường khác nhau, và có thể phát
xung laser ngắn Picô - giây. Nguyên lý hoạt động và cấu hình chi tiết của
kỹ thuật DFB sẽ được trình bày cụ thể trong chương 3.

20
1.6. Kết luận chương
Trong chương này, đã trình bày một số kiến thức cơ bản về cấu
tạo laser và các laser phát xung nói chung, đặc biệt là laser màu phát
xung. Qua đó có thể thấy một đặc điểm nổi bật của laser màu đó là khả
năng điều chỉnh bước sóng trong một miền phổ rất rộng, vì vậy sẽ rất
thuận lợi cho việc phát laser băng hẹp xung cực ngắn. Mặc dù laser màu
xuất hiện tương đối muộn (1966) so với các loại laser khác, nhưng nó
không chỉ thể hiện ưu thế của mình so với các loại laser lỏng khác, mà
laser màu hiện đang được ứng dụng nhiều trong khoa học kỹ thuật.
Để xác định đặc trưng thời gian của các xung laser, cần phải có
các kỹ thuật đo tương ứng trong từng dải thời gian khác nhau. Tìm
hiểu các phương pháp kỹ thuật đo, ta thấy mỗi kỹ thuật đo đều có ưu
điểm, nhược điểm khác nhau. Tùy từng mục đích nghiên cứu hay ứng
dụng mà có thể lựa chọn phương pháp đo phù hợp.

21
CHƯƠNG 2: CÁC KỸ THUẬT ĐO ĐỘ RỘNG XUNG
2.1. Đo độ rộng xung trực tiếp
2.1.1. Kỹ thuật đo bằng Photodiode
Kỹ thuật này được sử dụng để đo lường các xung tương đối dài
(>100 ps). Với các photodiode nhanh nhất, phương pháp đo lường
xung laser ngắn bằng hệ photodiode - oscilloscope chỉ cho phép phân
giải tối đa ở khoảng thời gian vài chục Picô - giây.
Hình 2.1. Sơ đồ nguyên lý đo bằng photodiode phân cực ngược Nguyên lý
của kỹ thuật đo bằng photodiode nhanh như sau (hình 2.1): Để sử dụng
loại này làm đầu đo bức xạ hệ số hấp thụ phụ thuộc vào phổ
của nó là một tham số quan trọng. Trong một bán dẫn không pha tạp, sự hấp
thụ một photon hv làm cho một điện tử chuyển dời từ vùng hóa trị lên vùng
dẫn. Với vùng cấm Δ Eg = Ec - Ev chỉ những photon có năng lượng lớn hơn giá
trị này mới có thể kích thích chuyển dời điện tử. Hệ số hấp thụ nội tại là:
1/ 2
HV>ΔE
(HV−ΔEG) , FOR
α0 G
(2.1)
α
INT R
(V)
=
FOR HV<ΔE
0, G
Thể tích tích tụ các hạt tải giới hạn có thể đạt được đối với các loại
photodiode PIN mà tại đó vùng không pha tạp sẽ tách rời vùng p và vùng n. Do
không có hạt tải tự do bên trong vùng đệm giữa, thế hiệu dịch đặt vào đi-

22
ốt sẽ tạo nên một điện trường không đổi làm gia tốc các hạt tải. Vùng giữa tại
có thể khá rộng gây nên một điện dung thấp trong lớp tiếp giáp p - n tạo nên
một đầu đo nhanh và nhậy. Tuy nhiên, giới hạn sự đáp ứng thời gian phụ
thuộc vào thời gian dịch chuyển τ = ω / VTH của hạt tải trong vùng giữa nó được
xác định bởi độ rộng ω và vận tốc nhiệt của hạt tải vth. Đi - ốt silic PIN có độ
rộng vùng giữa bằng 700 µm có thời gian đáp ứng khoảng 10 ns và độ nhậy
cực đại tại λ = 1,06 µm trong khi đi - ốt có độ rộng vùng giữa 10 µm có thời
gian đáp ứng đạt được 100 ps và độ nhậy cực đại 0,6 µm. Thời gian đáp ứng
nhanh và nhậy đạt được khi chùm sáng được hội tụ vào giữa của đầu đo.
Từ sơ đồ mạch điện hình 2.1, điện dung Cs của đầu đo và các
điện trở song song, nối tiếp của mạch sẽ quyết định hằng số thời gian
hay thời gian đáp ứng tín hiệu. Thời gian đáp ứng tần số trên sẽ là
1
(2.2)
F
MAX
=2πCS (RS + RL )(1+ RS / RP )
giá trị này giảm xuống với đầu đo bán dẫn vì Rp lớn và Rs là nhỏ
1
(2.3)
F =
MAX
2πCS RL
Sự đáp ứng tần số cao khi giá trị điện trở RL là nhỏ và chỉ phụ
thuộc vào thời gian di chuyển của hạt tải qua vùng tiếp giáp p - n. Thời
gian dịch chuyển này có thể giảm xuống bằng một thế hiệu dịch ngoài
đặt vào các cực. Thời gian đáp ứng có thể đến dưới nano - giây nếu
sử dụng một điện áp ngoại và một điện trở RL = 50 Ω.
Ví dụ: Cs = 10-11
F, RL = 50Ω, thì fmax = 300MHz, t = 1/(2π fmax) = 0,6 ns
Khi năng lượng photon hv gần bằng vùng cấm, theo biểu thức (2.1) hệ
số hấp thụ giảm và độ thấm sâu của bức xạ tăng lên. Điều này làm
tăng thời gian thời gian đáp ứng do kéo dài thu gom các hạt tải.
Sự khuếch đại nội của dòng quang điện có thể đạt được bằng đi - ốt
thác lũ. Đây là loại đi - ốt có một điện thế dịch ngược trong đó các hạt tải tự

23
do đủ năng lượng trong trường gia tốc để sinh ra các hạt tải thứ cấp khi
va chạm vào nút mạng. Hệ số nhân tử M được xác định bằng số cặp
điện tử - lỗ trống sinh ra sau quá trình nhân thác lũ do một photon sinh ra
ban đầu. Giá trị M lên đến 106
đã được công bố cho loại đi - ốt silic có
thể so sánh được với nhân quang điện (PMT). Ưu điểm của các loại đi -
ốt thác lũ này là sự đáp ứng thời gian nhanh, nó giảm cùng với sự tăng
thế hiệu dịch. Loại đầu đo này có thể đạt được độ bán rộng lên đến 1012
Hz nếu như thế hiệu ngược đặt vào đủ lớn mà không phá hủy đầu đo.
Để tránh sự thác lũ điện tử cảm ứng do các lỗ trống bị gia tốc theo
hướng ngược lại làm tăng ồn nhiễu, hệ số khuếch đại lỗ trống phải nhỏ hơn hệ
số khuếch đại điện tử. Điều này có thể đạt được bằng cách sắp xếp cấu trúc
các lớp theo dạng răng cưa bậc thang làm dốc sự phụ thuộc năng lượng vùng
Hình 2.2. Đi - ốt thác lũ: a) sơ đồ minh họa quá trình thác lũ hạt tải; b)
hệ số khuếch đại; c) sự biến đổi biên dải và vùng cấm khi không có
trường ngoài; d) điện trường bên trong

24
cấm Δ Eg(x) trong trường theo hướng x. Trong trường ngoài, cấu trúc này làm
cho hệ số khuếch đại M của điện tử đạt được 50 - 100 lần so với lỗ trống.
Các đi - ốt thác lũ hiện đại có thể được xem như một nhân quang điện
rắn. Ưu điểm của nó là cho một hiệu suất lượng tử cao (cỡ 40%) mà điện áp
cung cấp thấp (10 - 20V). Nhược điểm của loại đầu đo này là diện tích thu
nhận ánh sáng khá nhỏ so với diện tích thu quang của PMT khá lớn.
2.1.2. Đầu đo nhân quang điện
Nhân quang điện thường là phương án lựa chọn để thu tín hiệu sáng
thấp. Chúng vượt qua một số giới hạn ồn nhiễu bằng sự khuếch đại nội
dòng quang điện khi sử dụng hiệu ứng phát xạ thứ cấp từ các đi - nốt bên
trong để nhân dòng quang điện. Các điện tử sinh ra sẽ được gia tốc bởi một
điện áp khoảng vài trăm vôn và hội tụ vào bề mặt điện cực (ví dụ Cu - Be).
Hệ số khuếch đại q phụ thuộc vào điện áp gia tốc U, góc tới bề mặt điện
cực và vật liệu chế tạo điện cực đi - nốt. Loại điển hình có U = 200V, q =
3÷5. Một nhân quang điện có 10 đi - nốt có độ khuếch đại tổng cộng G = q10
~ 105
÷ 107
. Mỗi một điện tử trong một nhân quang điện có N đi - nốt sẽ
sinh ra một dòng thác điện tích có Q = qn
e và tương ứng có xung điện thế
(2.4)
Với C là điện dung của anot (bao gồm cả mối nối)
Ví dụ như G = 2×106
, C = 30pF → V = 10 mV
Đối với các thí nghiệm yêu cầu phân giải thời gian cao, thời gian đáp
ứng cần ngắn nhất có thể. Chúng ta xét các hiệu ứng có thể đóng góp vào thời
gian tăng của xung anốt gây nên bởi thời gian truyền đối với các điện tử khác
nhau. Giả sử rằng một đơn điện tử từ quang âm cực được gia tốc đập vào đi -
nốt thứ nhất, vận tốc ban đầu của điện tử thứ cấp thay đổi bởi vì các điện tử
phát xạ ra từ độ sâu khác nhau của đi - nốt và năng lượng ban đầu của nó

25
thường trong khoảng giữa 0 và 5 eV. Thời gian truyền giữa hai bản
mặt song song có khoảng cách d và hiệu điện thế V là
2M
T = D
EV
(2.5)
Đối với điện tử có khối lượng m với năng lượng ban đầu bằng 0.
Các điện tử có năng lượng ban đầu là Ekin sẽ đi tới điện cực bên cạnh
sớm hơn bằng số gia thời gian
d
(2.6)
Δt1 = 2mEKIN
eV
Ví dụ: Ekin = 0,5eV, d = 1 cm, V = 250V, → Δ t1 = 0,1ns
Các điện tử di chuyển trong ống với độ dài khác nhau gây nên
sự kéo dài thời gian truyền một lượng là
ΔT2 = ΔD
2M
(2.7)
EV
Giá trị này có biên độ tương tự như Δ t1. Thời gian tăng của xung
anot khởi đầu bởi một đơn điện tử giảm khi tăng tỷ lệ điện áp tới V-1/2
.
Điều này phụ thuộc vào yếu tố hình học và dạng cấu tạo của đi - nốt.
Với một chùm sáng mạnh sinh ra rất nhiều điện tử cùng lúc, sự
kéo dãn thời gian do hai nguyên nhân:
- Sự sai khác vận tốc ban đầu của các điện tử phát xạ ra
- Thời gian bay của điện tử từ quang âm cực đến đi - nốt đầu tiên
phụ thuộc vào vị trí của điếm tới trên âm cực mà tại đó phát xạ điện tử
ra. Nó làm cho sự kéo dãn thời gian đáng kể hơn các hiệu ứng khác.
Điều này có thể được hạn chế bằng dạng điện cực hội tụ giữa âm cực và
đi - nốt đầu tiên và tối ưu hóa điện áp giữa chúng. Thời gian chuyển dịch
tăng của nhân quang điện tiêu biểu là 5 ÷ 20 ns. Đối với một số loại nhân
quang điện thiết kế đặc biệt có thể giảm thời gian bay đến 0,2 ns.

26
2.1.3. Streak - Camera
Một thiết bị điện phức tạp hơn được sử dụng để đo lường xung laser
cực ngắn là Streak - Camera. Nó là một thiết bị dùng để đo lường các hiện
tượng quang học cực nhanh, nó ghi nhận và hiển thị sự phụ thuộc của
cường độ theo thời gian và vị trí (hay bước sóng). Nguyên tắc hoạt động
của Streak - Camera là biến đổi sự phân bố cường độ sáng theo thời gian
thành sự phân bố về độ chói của ảnh theo không gian trên màn huỳnh
quang. Hiện nay Streak - Camera là thiết bị duy nhất cho phép đo lường
trực tiếp các hiện tượng quang học cực nhanh với độ phân giải cao.
Tín hiệu trigger
Cường
độ
sáng
Điện cực Ảnh trên màn
quét huỳnh quang
Khe vào Lưới gia tốc Màn huỳnh
quang
Hình 2.3. Sơ đồ nguyên lý hệ đo Streak - Camera
Sơ đồ nguyên lý cơ bản của kỹ thuật này được trình bày trong hình
2.3. Các xung quang học với profile thời gian I(t) được hội tụ vào quang
âm cực để sinh ra các quang - điện tử Npe ~ I(t). Các điện tử sau đó
được trải ra theo phương z được cấu tạo dạng lưới có điện áp cao U.
Chúng được gia tốc và tạo ảnh trên màn huỳnh quang tại z = zs. Một cặp
bản lái tia làm lệch các điện tử theo hướng y. Nếu một điện áp tăng
tuyến tính U(t) = U0(t - t0) được đặt vào cặp bản lái tia, điểm hội tụ của
các xung điện tử (ys(t), zs) trên màn hình phụ thuộc vào thời gian t tính từ
khi điện tử đi vào giữa bản lái tia. Sự phân bố không gian trên màn hình
sẽ biểu thị profile thời gian của xung ánh sáng được ghi nhận.

27
Khi ánh sáng tới được tạo ảnh trên khe vào của thiết bị, các quang -
điện tử được phân bố theo hướng x sẽ truyền hình ảnh của khe tới màn
hình S. Điều này cho phép quan sát thấy profile cường độ I(x,t) phân bố
theo hướng x. ví dụ như xung quang học được đưa tới một máy quang phổ
có độ tán sắc d λ /dx, profile cường độ I(x,t) làm lệch profile thời gian của
các thành phần phổ khác nhau do các giá trị x khác nhau. Sự phân bố của
Npe (xs,ys) trên màn hình S là profile thời gian của thành phần phổ.
Tại thời điểm t0 sự biến đổi điện áp U = (t - t0)U0 được mở bằng một
xung quang học. Do sự biến đổi điện áp có thời gian khởi động giới hạn và
một độ đáp ứng nhất định, các xung quang cần được làm trễ trước khi nó
đưa đến bản âm cực của camera. Điều đó bảo đảm rằng các quang - điện
tử đi qua bản lái tia suốt đoạn tuyến tính của sự biến đổi điện áp. Sự làm trễ
quang học có thể được thực hiện bằng các cơ cấu bên ngoài của thiết bị
Streak - Camera ví dụ như sử dụng một máy quang phổ.
Để đo một xung ánh sáng nhanh sử dụng Streak - Camera, cần phải có
khối triger và khối đọc tín hiệu. Khối trigger kiểm soát thời điểm mở quá trình
quét điểm ghi. Khối này phải điều chỉnh được sao cho việc quét điểm được bắt
đầu khi ánh sáng cần đo đi tới thiết bị. Vì mục đích này, ta dùng một bộ trễ để
kiểm soát độ dài tín hiệu trigger như thế nào để việc quét bắt đầu bị làm trễ và
một bộ chia tần số để chia tần số của tín hiệu trigger ngoài nếu như tần số lặp
lại của tín hiệu trigger rất cao. Trong trường hợp mà tại đó tín hiệu trigger
không thể đưa ra được từ một thiết bị như laser, nó phải được đưa ra từ một
nguồn sáng tự nó bằng một photodiod nhanh. Khối đọc tín hiệu dùng để đọc và
phân tích hình ảnh đưa ra trên màn hình đặt tại đầu ra của Streak - Camera.
Một Streak - Camera thương phẩm có thể lựa chọn thông số làm lệch trong
khoảng 100 ps/cm hoặc 1 ns/cm thì độ phân giải thời gian cho độ rộng phổ 0,1 nm
là khoảng 1 ps. Trên thị trường hiện nay các Streak - Camera có độ phân giải cao
nhất của hãng Hamanatsu cho phép đo xung cực ngắn đến 400 fs.

28
2.2. Kỹ thuật đo đặc trưng thời gian gián tiếp
2.2.1. Kỹ thuật đếm đơn photon tương quan thời gian [14]
Hình 2.4. Sơ đồ nguyên lý đo đếm đơn photon tương quan thời gian
Kỹ thuật đếm đơn photon tương quan thời gian (Time correlated
single photon counting - TCSPC) được sử dụng để xác định phân bố
photon của một xung ánh sáng yếu có độ bán rộng thời gian nhỏ.
Nguyên lý của kỹ thuật này dựa trên sự chọn lọc thống kê sự xuất hiện
của photon trong quá trình ghi nhận.
Quá trình đếm đơn photon tương quan thời gian được trình bày trên
hình 2.4. Tín hiệu đầu đo bao gồm một chuỗi các các xung được phân bố ngẫu
nhiên do các photon được ghi nhận một cách riêng biệt. Có rất nhiều chu kỳ đo
không có một photon nào được ghi nhận. Các chu kỳ khác chỉ ghi nhận duy
nhất một photon xuất hiện trong một thời điểm nào đó. Khi một photon được
xác nhận, thời gian tương ứng với xung đo xuất hiện. Các sự kiện này được
tập hợp lại trong bộ nhớ bằng cách đếm thêm một đơn vị vào một vị trí của ô
nhớ tương ứng với thời gian xuất hiện sự kiện. Sau một khoảng thời

29
gian, tại từng vị trí của ô nhớ sẽ có một số đếm nhất định. Việc dựng
lại biểu đồ tần suất xuất hiện các photon theo thời gian cho ta biết
dạng sóng của xung quang học.
Mặc dầu thoạt nhìn kỹ thuật này có vẻ rất phức tạp nhưng nó có
một số các lợi ích sau:
- Sự phân giải thời gian chỉ phụ thuộc vào sự kéo dài thời gian bay của
điện tử trong đầu thu mà không phụ thuộc vào độ rộng xung ra của đầu thu.
-TCSPC có hiệu quả đếm gần hoàn hảo do đó nó có thể đạt
được sự tối ưu tỷ lệ tín hiệu/ ồn nhiễu đối với số photon đếm được.
-TCSPC có thể ghi nhận tín hiệu đồng thời từ một vài đầu thu.
- TCSPC có thể được tổ hợp với một kỹ thuật quét nhanh khác và do đó
được sử dụng như một thiết bị thu ảnh huỳnh quang phân giải thời gian cao
(FLIM) trong kính hiển vi đồng tiêu hay huỳnh quang hấp thụ hai photon.
Sơ đồ khối của kỹ thuật đếm đơn photon tương quan thời gian được
trình bày trên hình 2.5. Xung “start” mở cho bộ phân lập xung (discriminator)
bằng sườn trước của xung. Quá trình chuyển đổi thời gian biên độ bắt đầu
(TDC). Mạch điện sẽ tạo nên một điện áp có biên độ biến đổi tuyến tính theo
thời gian. Quá trình này sẽ diễn ra cho đến lúc xuất hiện một xung thứ hai
Hình 2.5. Sơ đồ khối nguyên lý kỹ thuật đếm đơn photon tương
quan thời gian

30
“stop” đánh dấu thời điểm kết thúc quá trình tăng biên độ. Xung “stop”
xuất hiện khi có một photon được ghi nhận do đó nó được đánh dấu
thời gian tương ứng với biên độ của xung ra theo phép quy đổi tuyến
tính. Giá trị này được lưu giữ trong bộ nhớ và được xếp vào một ô
nhớ tương ứng trong bộ chuyển đổi ADC.
a) Sự phân giải thời gian
Kỹ thuật TCSPC khác với phương pháp đo tương tự khác mà khi đó sự
phân giải thời gian phụ thuộc vào độ bán rộng của đầu đo xung. Thay vào đó,
đối với TCSPC sự di biến của khóa thời gian (timing) trong kênh xác định là
quan trọng nhất. Độ chính xác này được xác định bởi sự kéo dài thời gian lan
truyền của các xung đơn photon và sự di biến của mạch điện tử. Khi sử dụng
PMT làm đầu thu, độ bán rộng của hàm đáp ứng thiết bị (Instrument Function
Response - IFR) thường ngắn hơn 10 lần độ bán rộng của đáp ứng đầu đo.
Một số giá trị tiêu biểu của các đầu đo khác nhau được cho trong bảng 2.1.
Bảng 2.1. Một số thông số của các đầu thu khác nhau
Loại đầu thu Thời gian đáp ứng
Đầu thu PMT
- Loại chuẩn 0,6 - 1ns
- Loại tốc độ cao (XP2020) 0,35 ns
Đầu thu Hamamatsu TO8 PMT R5600, H5783 140 - 220 ps
PMT kiểu tấm vi kênh Hamamatsu R3809 25 - 30 ps
Photo - điốt thác lũ đơn photon 60 - 500 ps
b) Hiệu suất
Các kỹ thuật đo phân giải thời gian khác nhau thường khác biệt về khả
năng ghi nhận số photon so với số photon thực tế tới đầu đo. Đặc điểm của
các phương pháp thương liên quan đến số photon được nhận biết bị giới hạn
bởi độ ổn định của mẫu đo hay thời gian đo. Do đó hiệu suất ghi nhận là một
thông số quan trọng trong kỹ thuật được lựa chọn. Hiệu suất này được định

31
nghĩa bằng tỷ số giữa số photon ghi nhận thực tế Nrecorded, và số
photon đến được đầu thu Ndetected.
E = Ndetected/Nrecorded (2.8)
Hình 2.6. Độ phân giải thời gian của các kỹ thuật đo
Do tỷ số tín hiệu trên ồn nhiễu là căn bậc hai của của số photon
được xác định nên hiệu suất cũng được tính bằng
E = (SNR
real
/SNR )2
(2.9)
ideal
So sánh hiệu suất của TCSPC với các kỹ thuật khác như boxcar,
cổng tần số kép… đối với các sóng quang học biến điệu hình sin hoặc xung
vuông được cho trên hình 2.6. Kết quả đo của kỹ thuật TCSPC gần như
hoàn thiện đối với các xung có tần số đến 1 MHz. Nguyên nhân do kỹ thuật
này không dựa vào bất kỳ một quá trình biến điệu độ khuếch đại hoặc cổng
ghi nhận. Một đặc điểm khác nữa là kỹ thuật này hơn hẳn các kỹ thuật khác
khi ứng dụng ghi nhận tín hiệu có tần số cao đến 5 - 10MHz.
c) Độ nhậy
Độ nhậy của kỹ thuật TCSPC bị giới hạn bởi số đếm tín hiệu “tối”
của đầu đo. Việc xác định độ nhậy bằng cường độ mà tại đó tín hiệu
bằng ồn nhiễu của tín hiệu tối theo phương trình sau:

32
N1/2
R
D
S = T
(2.10)
Q
trong đó Rd = số đếm photon “tối”; N = số kênh thời gian; Q =
hiệu suất lượng tử của đầu đo; T = khoảng thời gian đo.
Các giá trị tiêu biểu (PMT với quang âm cực kiềm không làm lạnh) là
Rd = 300s-1
, N = 256, Q = 0,1 và T = 100s tương ứng với độ nhậy S = 280
photon/s. Giá trị này là nhỏ hơn 1015
lần công suất của một laser thông
dụng (1018
photon/s). Do đó, khi một mẫu đo huỳnh quang được kích thích
bằng laser, sự phát xạ có thể đo được với hiệu suất chuyển đổi đến 10-15
.
d) Độ chính xác
Độ chính xác của phép đo dựa trên độ lệch chuẩn của số photon
ghi nhận được trong từng kênh riêng biệt. Với một số photon N đã
biết, tỷ số tín hiệu trên ồn nhiễu là SNR-1/2
. Nếu như cường độ sáng
không quá mạnh, tất cả các photon đo được tham gia vào kết quả đo.
Thêm vào nữa, Trong kỹ thuật TCSPC các hiện tượng dòng dò, sự
không ổn định của độ khuếch đại, hoặc cơ chế khuếch đại ngẫu nhiên
của đầu thu không xuất hiện trong kết quả đo. Một ưu điểm nữa của
kỹ thuật này là cải thiện được tỷ số tín hiệu trên ồn nhiễu (SNR).
2.2.2. Kỹ thuật đo phân giải cổng tần số (FROG)
[15] Chúng ta đã thấy phương
pháp đo tự tương quan là đối
xứng và do đó không cung cấp
được bất cứ thông tin nào về sự
không đối xứng của xung
quang. Trường hợp này kỹ thuật
đo FROG thuận lợi hơn do nó
cho phép đo được sự tương Hình 2.7. Sơ đồ cấu hình hệ đo FROG

33
quan bậc ba. Cấu hình cơ bản của nó được mô tả trong hình 2.7. Cũng như kỹ
thuật tự tương quan khác, chùm tới được cắt ra bởi một tấm chia có phân cực
thành hai chùm thành phần với biên độ E1 và E2. Chùm dò có biên độ E1 đi
qua một cái đóng ngắt (Kerr shutter) được mở trễ hơn bởi thành phần E2(t –
τ ) của xung tương tự. Tín hiệu truyền qua cổng Kerr là
E S (t ,τ ) ∝ E ( t ) .g ( t −τ ) (2.11)
Trong đó g là hàm cổng với g(t – τ ) ~ I2(t – τ ) ~ E2
2
(t – τ ). Nếu xung
truyền qua được gửi tới một máy quang phổ, đầu thu CCD sẽ ghi nhận
được sự thay đổi phổ theo thời gian mà được cho bởi một hàm hai chiều.
IT(Ω,τ)= ∫−∞
+∞
E ( t ) . g ( t −τ ) e IΩT
dt (2.12)
Tích phân phương trình (2.12) theo thời gian trễ mà ta có thể ghi
nhận được bằng thực nghiệm bằng cách mở cửa một khoảng thời gian lớn
hơn toàn bộ thời gian trễ phù hợp để cung cấp một profile thời gian xung
E (T ) = ∫−∞
+∞
ES (T,τ )Dτ (2.13)
Hai hàm Es(t, Ω) và Es(t,τ )tạo nên một cặp Fourier liên quan
đến nhau bằng biểu thức
1 +∞
E
−IΩ
τ
τ
Dτ
I T, Ω = E T,τ
S (
2π ∫−∞
S ( )
τ )
(2.14)
Ảnh phổ đo được sẽ là biểu diễn của SE( Ω,τ ) sẽ là
IE (Ω,τ ) = ∫−∞
+∞
∫−∞
+∞
ES (T, Ωτ )E
−IΩT +IΩ
τ
τ
Dτ DT (2.15)

34
Ảnh phổ
Thời gian trễ
t t
Hình 2.8. Các thông tin từ tín hiệu FROG: a) vẽ tần số sáng theo thời gian trễ
τ trong một đơn vị của Δ t; b) phổ tần số của (a); c) sự mở rộng (chirp) tần số
Tín hiệu chưa biết E(t, Ω) có thể được khai triển thành hai chiều (t và
τ ) ghi nhận pha của nó. Việc phục dựng lại xung E(t,W) mang lại tần
số tức thời và phổ xung chỉ ra trên hình 2.8.
2.2.3. Đo độ rộng xung bằng kỹ thuật tự tương quan [13]
a) Nguyên tắc chung của phương pháp hàm tự tương
quan Nguyên lý phương pháp này được xây dựng trên
hai cơ sở: - Hàm tương quan (correlation functions)
- Sự biến đổi thời gian - không gian
Ánh sáng truyền đi trong chân không với vận tốc 300.000 km/s tức là 1
ps ánh sáng đi được 300 µm. Chúng ta gặp nhiều khó khăn trong việc đo
chính xác một khoảng thời gian ngắn 1 ps nhưng lại đo khá dễ dàng khoảng
cách 300 µm với độ chính xác cao. Do vậy ta tìm cách thay vì đo thời gian
ta đo khoảng cách mà ánh sáng truyền, đó chính là cơ sở thứ hai (sự biến
đổi thời gian - không gian) của phương pháp đo lường xung laser cực ngắn.
Sơ đồ nguyên lý kỹ thuật đo tự tương quan được mô tả trên hình 2.9.
Giả sử có hai tín hiệu xung được mô tả bởi hai hàm phụ thuộc thời gian F(t) và
F’(t). Nếu ta đã biết một trong hai hàm đó, chẳng hạn hàm F’(t) thì qua việc xác
định hàm tương quan F’(t) ta sẽ xác định được hàm còn lại F(t). Tuy

35
nhiên với các xung laser ngắn, ta không thể tạo ra hàm F’(t) trong thời
gian ngắn được, khi đó ta dùng các xung laser để đo lường chính nó.
Nguyên lý phương pháp đo đã được mô tả bằng tính toán lý thuyết giải
tích. Một xung quang học có cường độ nhất định I ( T ) = C ∈0 E ( T ) 2
và có
độ bán rộng Δ t được chia làm hai xung thành phần I1(t) và I2(t) lan truyền theo
hai quang trình khác nhau s1 và s2 trước khi chúng lại được tổ hợp lại với
nhau. Vì quãng đường lan truyền khác nhau Δ s = s1 - s2 các xung này bị sai
lệch một khoảng thời gian τ = Δ s/c và sự kết hợp cho kết quả là
I
(
T ,τ
)
= C ∈ E
(
T
)
+ E
(
T −τ 2 (2.16)
0
1
2 )
Một đầu đo tuyến tính ghi nhận tín hiệu SL(t) = aI(t). Nếu hằng số
thời gian T của đầu đo lớn hơn độ rộng xung Δ t thì tín hiệu ra sẽ là
A
T
∫
SL (T) = AI (T,τ ) = 2
T I (T,τ )DT
T −
2
Khi hai xung cân bằng biên độ E1(t) = E2(t) =
E0cosω t phân (2.16) trở thành
(2.17)
hàm lấy tích
I
(
T ,τ
)
= C ∈ E
(
T
)
COSωT + E
0 (
T − τ
)
COSω
(
T −τ 2 (2.18)
0 0 )
Và tích phân (2.17) sẽ là
=2C∈ A 1
T
E2 + + E T − τ T −τ DT (2.19)
S T 2 T E COSωT COS
) ∫T ( )
L ( 0 0
2
0
( ) 0 ( )
− 2
Đối với một laser liên tục có bước sóng rất đơn sắc (E0(t) = constant)
tích phân bằng TE
2
cosωτ và tín hiệu trở thành một hàm dao động theo τ
0
SL (τ ) = 2C ∈ 0 AE0
2
(1+ COSωτ
) (2.20)
Với chu kỳ Δτ = π / ω = 1/(2V ) = λ / 2C (hai chùm giao thoa với nhau)
Đối với một xung laser khóa mode có thời gian xung Δ t và độ rộng
phổ Δω = 2π / ΔT là tổ hợp của nhiều mode với tần số ω khác nhau. Dao động

của các mode này có chu kỳ khác nhau Δτ ( ω ) = π / ω << T , và sau thời gian

36
t ≥ τ c sự sai lệch pha của chúng lớn hơnπ và làm dập tắt biên độ của
xung laser. Nói cách khác thời gian kết hợp là τ c ≤ Δ t và vân giao
thoa chỉ quan sát thấy khi τ ≤ Δ t.
Tín hiệu chuẩn hóa phụ thuộc vào dạng xung sẽ là:
I τ =∫ E(T) + E(T −τ ) 2DT
=1+∫ E *(T) E(T −τ ) + E(T) E*
(T −τ )DT
(2.21)
( ) 2∫E(T) 2
DT 2∫E(T) 2
DT
Tinh thể
nhân tần Kính Đầu
số lọc thu
Lăng
kính
Hình 2.9. Sơ đồ nguyên lý đo tự tương quan
Khai triển Fourrier có dạng sau:
F(I(τ))=F(1)+
I(−ω)+ I(ω)
(2.22)
2∫ I (T)DT
Cho phổ cường độ của xung laser nhưng không chứa các thông tin
về pha của tín hiệu. Một đầu đo tuyến tính có hằng số thời gian T>>τ sẽ cho
tín hiệu ra độc lập với τ và không mang thông tin về thời gian I(t). Điều này
là rõ ràng bởi vì đầu đo chỉ đo tích phân cường độ I(t) + I(t +τ ) là tổng năng
lượng của hai xung độc lập về thời gian trễ τ giữa hai xung khi T>>τ . Do đó

37
đầu đo tuyến tính với sự phân giải thời gian T không thể được dùng
để các profile thời gian của các xung ngắn có độ rộng Δ T< T.
Tuy nhiên, nếu như hai xung không tuyến tính được hội tụ vào một tinh
thể phi tuyến quang học cho nhân đôi tần số quang học. Cường độ phát
hòa ba bậc hai I(2ω ) ~ (I1 + I2)2
là tỷ lệ với bình phương cường độ bức
xạ đến và tín hiệu đo trung bình S( 2ω ,τ ) ~ I( 2ω ,τ ) trở thành:
T
+
A
2
SNL (2ω,τ ) = ∫ I (2ω,T,τ )DT
T T
−
2
= A I 2
+ I 2
+ 2 I
1 (
T
)
I
(
T +τ
)
(2.23)
1 2 2
Hai số hạng đầu không phụ thuộc vào τ và cho một nền không
đổi. Tuy nhiên số hạng thứ ba phụ thuộc vào thời gian trễ τ và chứa
các thông tin thời gian trễ τ và chứa thông tin về đường bao xung I (t).
Tín hiệu đầu đo được đo S (2ω,T ) theo thời gian trễ τ do đó cho phép
xác định được đường bao thời gian I (ω ,t).
Để thực hiện phép đo, bằng cách nào đó ta tách xung laser thành
hai xung giống nhau, sau đó cho chúng truyền theo hai quang trình khác
nhau rồi tái hợp lại tại một tinh thể phi tuyến theo cấu hình giao thoa.
Tín hiệu tái hợp của hai xung ghi lại như một hàm của thời gian trễ
pha t giữa hai xung. Hàm ghi được biểu diễn mối tương quan giữa hai
xung ở hai thời điểm khác nhau và được gọi là hàm tự tương quan.
Trong thực tế người ta chủ yếu sử dụng hàm tự tương quan bậc 2.
b) Bố trí thí nghiệm hệ đo tự tương quan
Có nhiều cấu hình thực nghiệm đang được sử dụng, chúng khác nhau chủ
yếu ở hệ thống thu và ghi nhận tín hiệu, ở cách thực hiện việc làm trễ xung. Tuy
nhiên cách bố trí thí nghiệm phổ biến nhất hiện nay dựa trên cơ sở cấu hình giao
thoa kế Michelson (bố trí thí nghiệm đo vết tự tương quan bậc 2).

38
- Hệ đo tự tương quan giao thoa
Đầu thu
Tấm lọc
Thời gian trễ (fs)
Hình 2.10. (a) Cấu hình môt hệ đo độ rộng xung theo nguyên lý tự
tương quan giao thoa; (b) Tín hiệu tự tương quan giao thoa
Trong phép đo tự tương quan giao thoa, sự chồng chập của hai chùm
chuẩn trực thành phần là được tạo thành. Nguyên lý cơ bản được trình bày
trong hình 2.10a. Xung laser tới được chia làm hai phần có cường độ xấp xỉ
nhau Sp1 và Sp2 đi theo những quang trình khác nhau. Khi chúng được hội tụ
bằng thấu kính lên một tinh thể phi tuyến quang học, tín hiệu ra được phát ra.
Một giao thoa kế theo kiểu Michelson như hình 2.10a được sử dụng. Một tấm
lọc chặn chùm tia cơ bản và cho chùm có tần số nhân đôi đi qua.
Tinh thể phi tuyến có thể được bỏ qua nếu như đầu thu có sự đáp
ứng phi tuyến. Ví dụ như, sử dụng đầu thu bán dẫn có độ rộng vùng cấm
Δ E >hv khi đó chỉ có sự hấp thụ hai photon đóng góp vào tín hiệu ra.
Tín hiệu đặc trưng là một hàm của thời gian trễ τ được biểu diễn trên
hình 2.10b. Tín hiệu tương quan bậc hai khi cho E1 = E2 = E0(t)exp(iω t)
Tín hiệu ra
S
(
2ω,τ
)
= 2 I + 4I
(1)
τ + 4RE I
(2)
τ + I(2)*
(
−τ
)
EI
ω0τ
0 ( ) ( )
+2RE I
(
3) τ
)
E2I
ω0τ (2.24)
(
Ở đây các số hạng sai phân là
I
0
=
∫
E0 (T) 4
DT;I(1)
(τ ) = ∫ E0(T)E0(T −τ )2
DT

39
I
(2)
(τ ) = ∫ E0(T)E0(T)E0
*
(T −τ ) 2
DT
I
(3)
(τ ) = ∫ E0
2
(T)(E0
2
(T −τ ))*DT
Thường thường, hàm chuẩn hóa tương quan giao thoa được
giới thiệu giá trị đo tại giá trị bậc hai.
I (2) τ )= I2
(
ω
2)
(τ ) (2.25)
N (
I2
(
2
ω
)
(∞)
Và tín hiệu hòa ba bậc hai là
SN (2ω,τ ) =1+
1 ( )
+ 2RE{I
( )
(τ)+I
( )
(−τ )E
Iω0τ
}
2 I
1
(τ )
2 2
I (1)
(0)
+ RE{I
(3)
EI 2
ω0τ } (2.26)
Chú ý: tín hiệu SN ( 2ω ,τ ) là đối xứng tức là SN (τ ) = SN (-τ ).
Sự bất đối xứng có thể có không được chỉ ra trong giá trị đo SN.
Vì τ = ∞, tín hiệu chuẩn hóa trở thành S ( 2ω ,τ ) = 1, khi t = 0 tất
cả các số hạng trong (2.26) đều bằng nhau:
I
(1)
(0) = I
(2)
(0) = I
(3)
(0) = I0 = ∫ E0 (T) 4DT (2.27)
Đường bao phía trên của các vân giao thoa nhận được nếu
phaω 0τ được thay thế bằng hằng số 2π và đường bao bên dưới ω 0τ
= π . Cực đại tín hiệu SN
MAX
(2ωT ) = 8 trong khi S (2ω ,∞) = 1. Đối với
ω 0τ = π giá trị cực tiểu SN
MIN
(2ω,τ ) = 0.
- Hệ đo tự tương quan cường độ
Sự chồng chập của hai xung S ( 2ω ,τ = 0) = 3A và để các xung
tách nhau hoàn toàn S ( 2ω ,τ >>T) = A là hiệu quả mà không cần phải
loại bỏ nền trong phép đo này.
Nền không phụ thuộc vào τ trong (2.18) có thể được loại bỏ khi hai
chùm được hội tụ vào một tinh thể phi tuyến quang học dưới một góc ± β /2

40
theo phương z tại đó tín hiệu S (2ω ) được xác định. Nếu như điều kiện hợp
pha đối với một tinh thể nhân tần được lựa chọn theo cách hai photon từ một
chùm không có sự hợp pha xảy ra nhưng chỉ có một photon thoát ra từ một
chùm và số hạng đầu trong (2.18) không đóng góp vào tín hiệu. Một cách khác
để loại bỏ nền trong phép đo này là sử dụng một tấm phân cực đặt vào một
trong hai chùm trong hình 2.11 và quay đến hướng đặc trưng của tinh thể nhân
tần thỏa mãn điều kiện hợp pha nếu hai photon của mỗi chùm trở thành cái
kia. Trong sơ đồ tự tương quan cường độ không có hiện tượng giao thoa xảy
ra và tín hiệu đo bằng với đường bao của xung trong hình 2.10b.
Trong phương pháp thảo luận ở trên, một trong các bộ phản xạ được đặt
trên một bàn di chuyển khi vặn micro - meter hoặc bằng một mô - tơ bước trong
Hình 2.11. Phương pháp đo loại bỏ nền trong kỹ thuật đo tự tương quan
Cấu tạo gồm có: bộ chia chùm, hai bộ phản xạ trở về có thể lăng kính
và gương hoặc hai gương ghép vuông góc, một cái cố định và một cái di
động, một thấu kính hội tụ tiêu cự ngắn để cho giao thoa, hội tụ trên tinh thể
phi tuyến cần kính lọc, dùng photodiode nhận tín hiệu. Cấu hình thí nghiệm
sẽ được trình bày chi tiết trong nội dung thực nghiệm của luận văn.
2.3. Kết luận chương
Trong chương 2, luận văn trình bày về các phương pháp đo xung laser
ngắn bao gồm phương pháp điện tử và phương pháp quang học. Kỹ thuật đo
điện tử có thể quan sát được dạng thực của các xung quang học bao gồm cả
các thông tin về pha nhưng thường bị giới hạn bởi sự đáp ứng của các linh

41
kiện (thường được sử dụng trong khoảng độ rộng xung cỡ > 100 ps).
Phương pháp đo gián tiếp sự đồng pha của các tín hiệu quang học (kỹ
thuật đo tự tương quan) có thể đo được các xung ngắn (độ rộng xung < 100
ps) bằng một cấu hình thực nghiệm đơn giản nhưng ta chỉ có thể biết được
thông số về thời gian của xung mà không biết dạng thực của xung quang.

42
CHƯƠNG 3:
ĐO ĐỘ RỘNG XUNG LASER PICÔ - GIÂY
3.1. Sơ lược máy phát laser phản hồi phân bố phát xung Picô - giây [16]
Để chọn lọc bước sóng laser phát ra thì phương pháp sử dụng
buồng cộng hưởng phản hồi phân bố (DFB) được biết đến như phương
pháp có cấu tạo đơn giản, dễ thực hiện, phù hợp với quy mô nghiên cứu
phòng thí nghiệm (hình 3.1). Ngoài ra, hệ laser màu DFB còn là hệ laser
xung cực ngắn cỡ ps. So với các phương pháp tạo xung cực ngắn khác
như sử dụng kỹ thuật Mode - locking hay kỹ thuật chọn lọc thời gian
phổ...buồng cộng hưởng phản hồi phân bố là phương pháp có cơ chế
hoạt động ổn định, dễ kiểm soát thuận lợi cho việc nghiên cứu, khảo sát.
Khả năng phát các xung laser cực ngắn đơn sắc điều chỉnh liên
tục bước sóng là một đặc điểm nổi bật của hệ laser phản hồi phân bố.
Xung laser DFB phát ra có độ ổn định cao, trong xung laser đơn độ dài
20 ps độ đơn sắc đo được là 0,33 nm.
Nd:YAG laser
To amplifier
532 nm, 10 Hz, 5.6 ns BS
160 µJ
CM
M
1 M2
DC
Hình 3.1. Cấu hình laser màu phản hồi phân bố sử dụng gương chia chùm [17]

43
Đặc trưng cơ bản của laser DFB là loại không sử dụng buồng cộng
hưởng có gương phản xạ truyền thống, mà sử dụng hiệu ứng phản hồi
phân bố được tạo ra bởi sự thay đổi có tính chu kỳ theo không gian các
thông số của môi trường hoạt chất như: chiết suất, hệ số khuếch đại.
Hiện tượng phản xạ Bragg được miêu tả như sau: Bức xạ từ nguồn bơm đi
qua một hệ quang học được thiết kế đặc biệt để tách thành hai chùm thành phần
giống hệt nhau. Sau đó các chùm được tổ hợp lại trong môi trường hoạt chất sẽ
tạo ra một hệ vân giao thoa trong môi trường hoạt chất. Hệ các vân sáng tối xen
kẽ sẽ tạo ra sự biến thiên mang tính chu kỳ các thông số của môi trường hoạt
chất. Tại những vị trí có vân sáng, nhiệt độ của môi trường hoạt chất bị thay đổi
dẫn đến sự thay đổi về chiết suất. Như vậy tại các vị trí này sẽ hình thành các mặt
phân cách môi trường, đóng vai trò như các gương bán phản xạ xếp song song
nhau, đặt cách nhau một khoảng d (gọi là không gian Bragg).
Có nhiều giải pháp khác nhau để tạo được không gian Bragg trong môi
trường hoạt chất. Trong hệ laser màu DFB sử dụng môi trường hoạt chất dạng
lỏng, sự biến thiên mang tính chu kỳ (hay các mặt phân cách song song) được
hình thành dựa trên vết giao thoa ánh sáng trên nền hoạt chất của hai chùm
laser có tính kết hợp cao. Laser bơm được chia làm hai nhờ lăng kính T rồi
phản xạ trên hai gương M1, M2 sau đó giao thoa với nhau trên mặt cuvette.
Sau khi bức xạ đi vào môi trường hoạt chất, chỉ các bức xạ có bước
sóng phù hợp với không gian Bragg phản xạ đi lại giữa mặt phân cách của hai
môi trường, tương tự như sự có mặt của các gương trong buồng cộng hưởng,
khuếch đại và phát các bức xạ laser đơn sắc cao. Từ đó nếu thay đổi độ lớn
không gian Bragg có thể điều chỉnh liên tục bước sóng. Tùy thuộc loại vật liệu
hoạt chất và loại laser DFB, ta chọn phương pháp điều chỉnh bước sóng phù
hợp. Đối với hoạt chất dạng rắn, hoặc màng có thể thay đổi nhiệt độ hoặc bằng
cách thay đổi góc tới của chùm bơm. Với môi trường hoạt chất dạng

44
lỏng thì để điều chỉnh bước sóng liên tục ta thay đổi hệ vân giao thoa
của hai chùm bơm.
Từ công thức d= n λ P/2sinθ ta nhận thấy rằng khoảng cách giữa
các gương bán phản xạ được hình thành do vết sáng giao thoa sẽ có
kích thước từ một đến vài lần bước sóng. Như vậy, trong môi trường
hoạt chất đã hình thành các buồng cộng hưởng cực nhỏ tương ứng với
các phản xạ thỏa mãn không gian Bragg (hình 3.2). Với sự hình thành
các buồng cộng hưởng này trong môi trường hoạt chất làm cho laser
màu DFB có khả năng phát các xung đơn cực ngắn cỡ ps. Đây là một ưu
điểm của hệ laser màu phản hồi phân bố. Thực tế, khi bơm sát ngưỡng
bằng nguồn bơm xung cỡ ns thì laser DFB có thể phát đơn xung với độ
rộng xung dưới 100 ps phụ thuộc vào độ rộng vết giao thoa.
Gương 1 Gương 2 Gương j Gương N
EIN
ER.TOT(0)
d
• • •
d
• • •
d
EOUT
Hình 3.2 Cách tử Bragg có N (chu kì) gương bán phản xạ song song Các
bức xạ có nửa bước sóng bằng số nguyên lần chu kỳ của hằng số
cách tử sẽ được kết hợp tạo thành bức xạ laser. Như vậy, về mặt lý thuyết, với
cùng một hằng số cách tử Bragg ta có thể thu nhận được một tập hợp các bức
xạ laser có bước sóng khác nhau. Thực tế, mỗi chất màu laser có một dải hấp
thụ và một dải huỳnh quang nhất định nên nguyên lý này cho phép ta có thể
thu nhận được bức xạ laser ở các bậc nhiễu xạ Bragg bậc cao (hình 3.3)

45
L
E0
?ng
-E0
t
r
ư
ờ
n
g
E0
trư
đi?
n
đ
i
ệ
n
-E0
?
E
0
đ
ộ
đ
Biê
n
B
i
ê
n
-E0
E0
-E0
M =1
Z
M = 2
Z
M = 4
Z
M = 6
Z
Hình 3.3. Mô tả ánh sáng phản xạ theo điều kiện
Bragg Đặc điểm của laser phản hồi phân bố
+ Khả năng điều chỉnh liên tục bước
sóng Từ điều kiện Bragg ta có:
λB =
2Λ
N (9)
M
Hai phương pháp để điều chỉnh bước sóng phát của laser DFB: hoặc là
thay đổi chu kì biến điệu Λ hoặc thay đổi chiết suất n của môi trường hoạt chất.
Tùy thuộc loại vật liệu hoạt chất và loại laser DFB người ta chọn phương pháp
điều chỉnh bước sóng cho phù hợp. Thông thường với loại vật liệu là chất màu
thì người ta thay đổi liên tục bước sóng laser nhờ thay đổi chu kì Λ bằng cách
thay đổi góc đến chùm bơm, còn trong vật liệu dạng màng màu hoặc bán dẫn
người ta thường thay đổi chiết suất n bằng cách thay đổi nhiệt độ của môi
trường hoạt chất. Bằng những thay đổi này người ta đã điều

46
chỉnh bước sóng laser với độ tinh chỉnh bước sóng rất cao (dưới 0.01
nm). Do vậy trong vùng phổ môi trường hoạt chất vẫn có thể phát
được nhiều bước sóng riêng biệt.
+ Độ đơn sắc cao
Vì tính chọn lọc bước sóng rất cao trong điều kiện phản xạ Bragg nên
môi trường laser DFB ưu tiên khuếch đại tại một bước sóng nhất định, độ
đơn sắc của laser DFB có thể đạt được rất cao (cỡ 0.001 nm) [17].
+ Phát xung laser ngắn
Trong laser màu DFB, khi bơm sát ngưỡng bằng nguồn bơm
xung cỡ nano giây thì laser DFB có thể phát đơn xung và độ rộng thời
gian xung dưới 100 picô giây [17].
3.2. Thiết lập hệ đo xung
3.2.1. Bố trí thí nghiệm
Sơ đồ khối thí nghiệm xây dựng hệ đo tự tương quan cường độ
được trình bày trên hình 3.4 và hệ đo thực tế được biểu thị trên hình 3.5.
PD
Tấm lọc tử
ngoại
Tinh thể
BBO Thấu kính
hội tụ
Tấm chia
50/50
Chùm
laser đo
Lăng kính phản
xạ toàn phần
Hình 3.4. Sơ đồ xây dựng hệ đo tự tương quan cường độ

47
Hình 3.5. Hệ đo tự tương quan cường độ
Cấu tạo của hệ đo tự tương quan cường độ được mô tả trên
hình 3.5 bao gồm:
(1) Bản chia chùm, phản xạ 50% với bức xạ bước sóng 560 ÷ 590nm.
(2)Lăng kính phản xạ toàn phần thủy tinh đặt trên bộ dịch
chuyển phản xạ chùm tia trên kênh làm trễ. Bộ dịch chuyển sử dụng
moto bước có bước dịch 1,8O/bước. Tốc độ dịch chuyển của motor có
thể thay đổi trong khoảng 0,1mm/phút thông qua điều khiển bằng
chương trình điều khiển với khoảng chuyển tối đa là 2,5 cm.
(3) Lăng kính phản xạ toàn phần.
(4) Gương phản xạ 100% cho bức xạ dải rộng.
(5) Thấu kính hội tụ để hội tụ cả hai chùm tia vào tinh thể phi tuyến.
(6) Tinh thể phi tuyến BBO để phát hòa ba bậc hai
(7) Phim lọc tử ngoại dùng để loại bỏ chùm tia sơ cấp.
(8) Photodiode dùng để thu tín hiệu phát ra từ tinh thể phi tuyến.

Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc

Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc

Recommended

Recommended

More Related Content

Similar to Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc

Similar to Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc (20)

More from DV Viết Luận văn luanvanmaster.com ZALO 0973287149

More from DV Viết Luận văn luanvanmaster.com ZALO 0973287149 (20)

Recently uploaded

Recently uploaded (20)

Nghiên Cứu Tính Toán Xây Dựng Hệ Đo Độ Rộng Xung Laser Bằng Kỹ Thuật Tự Tương Quan.doc