Trên cơ sở thí nghiệm của Bubis [18], đã chứng minh được rằng BEFWM đối với tín hiệu Stokes sẽ có độ nhạy lớn nhất cho trường hợp tín hiệu yếu. Độ nhạy này đã được khảo sát bởi Bespalov [19] người mà đã làm giảm chùm tia tín hiệu dịch Stokes cho đến khi liên hợp vừa đủ trên tạp nền. Các kết quả đã cho thấy rằng tín hiệu được tìm thấy có năng lượng cực tiểu vào 13ÍJ, tương đương với 7. 104 photon trong mỗi xung.
Andreev [20] cũng đã chứng minh, một hệ bao gồm một bộ khuếch đại thông thường đặt sau gương liên hợp pha BEFWM. về mặt lý thuyết, năng lượng tín hiệu liên họp pha gần giống như một photon đơn. Sơ đồ này đã được thực hiện bởi thí nghiệm của Kulagin [2 1] người đã chứng minh được rằng những bức ảnh có chứa trung bình 5 photon trên một phần tử phân giải có thể được khuếch đại và kết hợp với độ khuếch đại toàn phần 1 0 12
2.6 Các thí nghiệm và kết quả trong BEFWM vói sự tạo ảnh có độ phân giải cao.
Quá trình BEFWM có hai ưu điểm so với sự tạo ảnh thông thường: độ phân giải theo thời gian xuất hiện do sử dụng xung laser ns và quá trình BEFWM có băng tần hẹp, mà quá trình này cho khả năng tách ánh sáng nền tốt. Một ứng dụng khả dĩ là có thể xử lí sự tạo ảnh của quá trình gia công vật liệu bằng laser, trong đó bức xạ nền có băng tần rộng và kết hợp có thể tách một lần nữa. ứng dụng này đã được đề xuất bởi Kulagin [23]. Bespalov [24] đã sử dụng BEFWM để tạo ảnh, một bức ảnh qua một ngọn lửa, và cũng đã chứng minh được sử dụng BEFWM để phát hiện tán xạ từ sir thay đổi mật độ của son khí.
Trong phần này, việc khảo sát cấu hình BEFWM liên kết khử phân cực sử dụng cho việc tạo ảnh phân giải cao xung ngắn sẽ được trình bày và minh họa theo phương pháp trên. Trong cấu hình này, môi trường trộn bốn sóng là cacbon disunphua ( CS2) và chùm bơm ngược được tạo bởi chùm bơm thẳng nhờ tán xạ Brillouin cưỡng bức trong tế bào cs2 thứ hai. cấu hình trên đã sinh ra hình ảnh có chất lượng tốt, độ phân giải cao ( 9mm) để điều chỉnh quang sai trong hệ thống.
<cs,)
Hệ thống thí nghiệm đã sử dụng được thể hiện trong hình 2.12 [25]. Bức xạ đầu vào đã được cung cấp bởi hòa âm bậc hai của laser Nd: YAG Q- switched ( л = 532nm) hoạt động trong chế độ đơn mode dọc và TEMoo với đường kính chùm tia 1,2 mm. Hệ thống đã tạo ra xung 13ns ( FWHM) với tần số lặp 10Hz. Chùm tia laser được tách thành chùm bơm và các chùm tia tín hiệu nhờ bộ tách tia BSi có độ phản xạ 10% với chùm tia laser phân cực thẳng. Chùm bơm El đã được định hướng dọc theo trục của ống dẫn sóng thủy tinh hình trụ ( dài 15cm và đường kính bên trong 2mm) được đặt trong tế bào FWM chứa môi trường hoạt Brillouin c s2 và sau đó, được hội tụ bởi thấu kính L2 vào tế bào thứ hai phía sau cũng chứa CS2. Điều này đã tạo ra chùm bơm ngược liên họp pha E2 nhờ SBS trong tế bào phía sau. Bản phần tư bước sóng giữa các tế bào đảm bảo các chùm bơm đã phân cực trực giao trong tế bào FWM.
Chùm tia tín hiệu E3 đã được truyền qua bản Л/2 làm cho nó trực giao với Eb nhưng có thể tương tác với chùm tia ngược E2. Tín hiệu được đưa vào ống dẫn sóng với góc ngoài □ 6°. Sử dụng c s2 có chiết suất (n = 1,62) cao hơn thủy tinh (n « 1,5), đảm bảo rằng sir phản xạ toàn phần xảy ra trong ống dẫn sóng. Bản kiểm tra USAF được đặt vào chùm tia tín hiệu và thấu kính Li ( tiêu cự 5cm) đã được sử dụng để tạo hình ảnh gần với ảnh tại đầu vào của ống dẫn sóng. Mục đích chính của các thấu kính tạo ảnh là tăng hiệu suất của tín hiệu vào ống dẫn sóng lên cực đại. Không yêu cầu sự tạo ảnh chất lượng cao trong hệ thống. Để mô phỏng các quang sai tiếp theo, thiết bị gây méo pha khác nhau cũng được đặt trong chùm tia tín hiệu để kiểm tra sir hiệu chỉnh của hệ thống. Chất lượng liên hợp pha của chùm (E4) kiểm tra bằng cách tách nó bằng tấm tách chùm tia BS2 và đưa vào camera CCD. Do độ
phân giải ảnh quyết định bởi kích thước điểm của CCD ( \\jLunx\\jLun), chúng
ta sử dụng thấu kính để phóng to ảnh lên 3 lần.
Ban đầu, quá trình nghiên cứu các đặc trưng được tiến hành khi không có hệ kiểm tra đặt trong chùm tín hiệu. Chùm tia Stokes E2 (đã được tạo ra trong tế bào phía sau) được ghi nhận theo thời gian nhờ một photodiode nhanh và một dao động kĩ thuật số và chất lượng không gian của nó nhờ bộ phân tích công tua chùm tia hai chiều kết hợp với camera CCD. Chúng đã cho thấy xung Stokes có phân bố không gian Gauss tốt, nhưng độ rộng xung ngắn hơn không đáng kể (lln s ) so vói xung bơm vào (13ns). Hệ số phản xạ năng lượng của tế bào phía sau khoảng 45% - 60 % ( phụ thuộc vào các tính chất mới của CS2) đối với năng lương đầu vào 2mJ.
Cường độ bơm ỊaAV/cĩĩi2 )
Hình 2.13 Độ liên hợp pha dựa vào cường độ bom đoi với BEFWM
[20].
Ilệ số liên hợp pha của chùm tín hiệu đã được xác định và được định nghĩa là năng lượng trong liên họp pha E4 bị chia bởi năng lượng đầu vào của tín hiệu E3, so
với cường độ của chùm bơm E2 (với sự phản xạ Fresnel không có sự điều chỉnh ). Hệ số phản xạ liên họp là một hàm của cường độ bơm được thể hiện trong hình 2.13. Hình này cho thấy độ phản xạ cực đại u 20%. Chùm liên hợp E4 có độ rộng xung khoảng bằng một nửa của độ rộng xung tín hiệu E3.
Các kết quả của các thí nghiệm điều chỉnh hình ảnh được thể hiện trong hình 2.14 [25]. Hình 2.14(a) cho thấy hình ảnh liên hợp pha trên máy ảnh CCD trong bề mặt ảnh đã được phóng to. Hình ảnh tương ứng với sự thay đổi pha trong chùm tia tín hiệu được thể hiện trong hình 2.14(b). Đe so sánh, hình 2.14(c) và (d) đã cho thấy hình ảnh trong máy ảnh khi mà gương phản xạ
100% được đặt trước và sau tế bào ( tức là tín hiệu không được truyền qua ống dẫn sóng mà phản xạ ngược trở lại). Hình 2.14(c) cho thấy hình ảnh phản xạ khi không có bộ sai pha trong hệ và hình 2.14 (d) cho thấy kết quả sau hai lần truyền qua bộ sai pha (distorter).
Hình 2. 14 (a) Hình ảnh liên họp pha (b) Hình ảnh liên họp pha qua distorter (c) Hình ảnh của sơ đồ thí nghiệm với gương (d) Hình ảnh san khi truyền 2 lần qua distorter [24].
Chất lượng của sự điều chỉnh liên hợp pha được tạo ra từ thí nghiệm BEFWM này tốt hơn khi so sánh hình 2.14(a) và 2.14(b). Sự điều chỉnh cũng rất tốt cho sự biến dạng đã được đưa ra khi sử dụng nhiễu pha mạnh. Trong hình ảnh phóng đại, các vạch nhỏ nhất mà có thể được tách ra là 9 JLL m ( 57 cặp vạch/ mm) và điều này cũng giữ được trong hình khi có bộ sai pha trong hệ. Giới hạn độ phân giải của ống kính Li được tính là □ 3jLim (khoảng cách từ ống kính đến sơ đồ thí nghiệm là □ 3 0 cm ).
Theo lý thuyết dự đoán rằng quá trình BEFWM sẽ có độ phân giải giới hạn phụ thuộc độ lệch pha khi góc chùm tín hiệu tới lớn hơn. Đối vói c s 2, sự giảm hiệu suất phụ thuộc vào góc tới đã được đo bằng thí nghiệm [15]. Điều này cho thấy với một góc có thể chấp nhận là « 200mrad sẽ tương ứng với
độ phân giải dự kiến □ 2 .5 ỊJL m . Tuy nhiên, tín hiệu được đưa vào ống dẫn sóng với □ 1 0 0mrad và góc mở rộng xung quanh giá trị này có thể góp phần
làm giảm độ phân giải.
Hình 2.14(a) và 2.14(b) cho thấy rằng các vạch ngang đã được tách ra một cách rõ ràng hơn các vạch dọc. Không rõ nguyên nhân của điều này, nhưng nó có thể được giải thích do chùm tia tín hiệu được đưa vào ống dẫn sóng với một góc nào đó trong một mặt ngang so với chùm bơm. Điều này có nghĩa là: tín hiệu phản xạ từ bên này sang bên kia trong khi lan truyền xuống ống dẫn sóng nhưng không phải từ trên xuống dưới. Điều này có thể ảnh hưởng đến chất lượng của liên họp pha ngang và dọc. Tuy nhiên, ảnh hưởng này cũng được thấy trong hình 2.14(c), trong đó, hình ảnh được phản xạ trở lại trước khi nó đi vào ống dẫn sóng, vì vậy, điều này không thể có một lời giải thích.
Độ phản xạ liên hợp pha đo được ( hình 2.13) thấp hơn dự đoán từ lý thuyết trạng thái dừng. Độ phản xạ của BEFWM trong trạng thái dừng được đưa ra bởi: [15]
*=A V(1, + i ỵ )L í2-11)
Trong đó: li và I2 là cường độ bơm, ///: biến số độ khuếch đại, được tính như sau:
fd = + / 2)/ (2.12)
1 là chiều dài tương tác ( Ũ l 5 c 7 w ) và g B là hệ số khuếch đại Brillouin (với CS2Ũ 0,l3cm / MW ). Trong điều kiện độ khuếch đại cao, tương ứng với
exp( JL IỈ)U lvà I2exp( JLIỈ)□ I1? độ phản xạ chùm dò được đưa ra trong phương trình (2.11). Độ phản xạ gần bằng tỷ số giữa cường độ bơm laser và cường độ bơm Stokes (RM1/I2). Trong trường hợp của chúng ta, ///□ 20, tương ứng với tiêu chuẩn độ khuếch đại cao, tỷ lệ bơm =2 ( và do đó có thể đạt được độ phản xạ cực đại).
Có nhiều lí do có thể giải thích tại sao độ phản xạ quan sát bằng thực nghiệm nhỏ hơn dự đoán từ lý thuyết trạng thái dừng. Một yếu tố có tính nguyên lý là sự tức thời của quá trình. Điều này đã được chỉ ra do hiện tượng rút ngắn xung liên hợp pha so với xung tín hiệu và là do một vài yếu tố. Hai chùm bơm và chùm tín hiệu đã không hoàn toàn trùng khớp theo thời gian trong tế bào FWM. Xung bơm truyền ngược có thêm chiều dài quãng đường vì nó được tạo ra trong phần tử phía sau. Khoảng cách một vòng giữa các tế bào tương đương với thời gian trễ 3ns. Ngoài ra, hiện tượng trễ còn phụ thuộc vào quá trình tức thời của quá trình SBS ở tế bào phía sau. Hiện tượng tức thời và phi tuyến của quá trình BEFWM ở trong tế bào trước cũng góp phần rút ngắn xung liên họp. Trong BEFWM, thời gian để đạt được trạng thái dừng (khoảng > 10) lớn hơn so với thời gian tích thoát âm TB . Với cs2
TB □ 2ns [15], điều đó có nghĩa là với xung cỡ lOns thì không thể quan sát ở
chế độ dừng. Các yếu tố đóng góp khác là liên kết phân cực không hoàn toàn của các chùm tia bơm v à th ay đổi p h ân cực tro n g c s 2, nó làm giảm b ớ t cườ ng độ sáng xuống ( khi CS2 nguyên chất đã quan sát được độ phản xạ cao hơn tới 45% ) và dẫn đến sự tăng cường hiệu ứng nhiệt trong môi trường [24].
2.7. Kết luận chương 2
Thông qua việc khảo sát sự tăng cường trộn bốn sóng trong tán xạ Brillouin, chúng tôi xác định các kết quả bằng giải tích đối với độ phản xạ R trong các chế độ khác nhau. Kết quả chính thu được đó là:
• Đã đưa ra cấu hình tương tác BEFWM.
• Dan ra hệ phương trình đặc trưng và lý thuyết khử phân cực BEFWM. • Xác định biểu thức giải tích của độ phản xạ trong trạng thái dừng. Kết quả thu được đã cho thấy độ phản xạ cực đại tăng khi độ điều tần cộng hưởng, độ khuếch đại tăng. Ngoài ra, đặc trưng thòi gian của độ phản xạ BEFWM tức thời cũng đã được khảo sát.
KÉT LUẬN CHUNG
Từ những phân tích mang tính tổng quan về lý thuyết của tán xạ Brillouin được cập nhật trong những năm gần đây, đề tài đã định hướng vào việc khảo sát sự tăng cường trộn bốn sóng trong tán xạ Brillouin. Các kết quả chính được tóm lược trong mấy điểm dưới đây:
• Đã giới thiệu tổng quan về tán xạ Brillouin. Từ đó chỉ ra nguyên nhân và bản chất của tán xạ Brillouin, cũng như các cơ chế sinh ra quá trình tán xạ này. Đã phân biệt quá trình tán xạ Brillouin và quá trình tán xạ Raman, đưa ra các thông số đặc trưng cho các vật liệu khi sử dụng trong thực nghiệm đối với tán xạ Brillouin.
TAI LIEU THAM KHAO
[1]. Shen Y R 1984 Principles o f Nonlinear Optics, (New York: Wiley). [2]. Boyd R W 1992 Nonlinear Optics, (Boston: Academic) ch 7-9.
[3]. Kaiser W and Maier M 1972, Stimulated Rayleigh, Brillouin and Raman spectroscopy in Laser Handbook, Fol 2 ed F T Arecchi p.
1077.
[4]. Hyun-Su-Kim, Sung-Ho-Kim, Do-Kyeong-Ko, Gwon-Lim, Byung- Heon-Cha and Jongmin-Lee, 1999, Appl. Phys. Lett. 14 1358.
[5]. Basov N G, Zubarev I G, Kotov A V, Mikhailov S I and Smirnov M, 1979, Sov. J. Quantum Electron. 9 237.
[6]. Andreev N F, Bespalov V I, Kiselev A M, Matreev A Z, Pasmanik G A and Shilov A A, 1980, JETP Lett. 32, 625.
[7]. Scott A M 1983, Opt. Comm 45, 127.
[8]. Scott A M and Hazell M, 1986, IEEE J. Quantum Electron. QE-22. 1248.
[9]. Skeldon M D, Narum P and Boyd R W, 1987, Opt. Lett. 12 343.
[10]. Bespalov V I, Betin A A, Dyaffov A I, Kulgria S N, Manishin V G, Pasmanik G A and Shilov A A, 1980, Sov. Phys. JETP 52 190.
[11]. Shilov A A, 1982, Sov. Phys. JETP 55 612.
[12]. Ridley KDand Scott AM 1994, Brillouin-induced four-wave mixing in Optical Phase Conjugation ed, M Gower and D Proch (Berlin: Springer).
[13]. Efimkov V F, Zubarev I G, Mikhailov S I, SmirnovMG and Sobolev V B, 1984, Sov. J. Quantum Electron. 14 209.
[14]. Bubis E I, Pasmanik G A and Shilov A A, 1983, Sov. J. Quantum Electron. 13 971.
[15]. Schroeder W A, Damzen M J and Hutchinson M H R, 1989, IEEE J. Quantum Electron. QE-25 460.
[16]. Choi B I and Nam C H, 1999, Appl. Phys. B 69 55.
[17]. Damzen M J and Hutchinson M H R, 1983, IEEE J. Quantum Electron. QE-19 7.
[18]. Bubis E I, Kulagin O V, Pasmanik G A and Shilov A A, 1984, Sov. J. Quantum Electron. 14, 815.
[19]. Bespalov V I, Matveev A Z and Pasmanik G A, 1986, Radio Phys. Quantum Electron. 29, 818.
[20]. Andreev N F, Bespalov V I, Dvoretsky M A and Pasmanik G A, 1989, IEEE J. Quantum Electron. QE-25, 346.
[21]. Kulagin O V, Pasmanik G A and Shilov A A, 1990, Sov. J. Quantum Electron. 20, 292.
[22]. Kulagin O V, Pasmanik G A, Potlov P B and Shilov A A, 1990, Sov. J. Quantum Electron. 20 1395.
[23]. Kulagin O V, Pasmanik G A, Potlov P B and Shilov A A, 1989, Sov. J. Quantum Electron. 19, 902.
[24]. Bespalov V I, Kulagin O V, Makarov A I, Pasmanik GA, Potjomkin AK, Potlov P B and Shilov A A, 1991, Opt. Acoust. Rev. 171.
[25]. Mocofanescu A, Corner L, Garcia R and Damzen M J, 1997, J. Mod Opt. 44, 731.