Trong mục này chúng ta sẽ khảo sát sự phụ thuộc công suất đỉnh xung của sóng đối Stokes vào tỉ số mất mát giữa sóng Stokes và sóng đối Stokes ξloss1 và vào tỉ số mất mát giữa sóng Stokes và sóng bơm ngoài ξloss2. Hình 2.6 và hình 2.7 là kết quả tính toán cho mẫu đã giả thiết.
Từ hình 2.6 ta thấy rằng công suất đỉnh xung của sóng đối Stokes trong buồng cộng hưởng tăng tỉ lệ thuận với tỉ số ξloss1. Nếu giả thiết rằng hệ số phản xạ của hai gương đối với sóng đối Stokes không đổi, khi đó tỉ số ξloss1 tăng có nghĩa là hệ số phản xạ của hai gương với sóng Stokes tăng. Điều này dẫn đến cường độ sóng Stokes trong buồng cộng hưởng sẽ tăng, hiệu suất tương tác bốn sóng tăng và cuối cùng công suất đỉnh xung của sóng đối Stokes tăng.
Trong khi đó từ hình 2.7 ta có nhận xét sau: giả sử hệ số phản xạ của hai gương đối với sóng Stokes không đổi, tỉ số ξloss2 tăng có nghĩa là hệ số truyền qua T1 đối với sóng bơm giảm. Điều này dẫn đến cường độ sóng bơm trong
buồng cộng hưởng giảm, cường độ sóng Stokes giảm theo và cuối cùng cường độ sóng đối Stokes giảm.
Từ những phân tích trên ta thấy rằng cường độ sóng đối Stokes phụ thuộc vào cường độ sóng bơm và sóng Stokes.
2.9. Kết luận chương
Hệ phương trình không thứ nguyên cho công suất của các sóng trong buồng cộng hưởng bội ba của laser Raman bơm xung phát đồng thời sóng Stokes và sóng đối Stokes đã được dẫn ra. Phương trình này đã giải bằng phương pháp Runge - Kutta bậc bốn để khảo sát quá trình hình thành xung, ảnh hưởng của một số tham số thiết kế lên sự thay đổi công suất đỉnh xung của sóng Stokes và sóng đối Stokes trong buồng cộng hưởng của mẫu laser xác định.
Kết quả nghiên cứu trong chương này đã giải thích rõ cơ chế hoạt động của laser Raman buồng cộng hưởng bội ba, phát đồng thời hai sóng Stokes và đối Stokes.
Từ quá trình hình thành xung thấy rằng xung sóng Stokes và sóng đối Stokes luôn luôn phát ra đồng thời và công suất đỉnh của xung Stokes lớn hơn công suất đỉnh xung sóng đối Stokes.
Đối với các môi trường hoạt khác nhau (sợi quang cấy Ge hay khuếch tán D2) thì sự phụ thuộc của tỷ số công suất cũng khác nhau. Nguyên nhân gây nên sự khác nhau này là sự khác nhau về vạch Stokes và đối Stokes (∆υab khác
nhau) trong hoạt chất, từ đó dẫn đến sự khác nhau về độ lệch pha và khác nhau về hệ số mất mát trong buồng cộng hưởng.
Giải hệ phương trình tốc độ không thứ nguyên cho laser Raman hoạt chất sợi quang Ge khuếch tán D2 với bộ các tham số thực nghiệm cho trước, chúng ta đã khảo sát được sự phụ thuộc của công suất đỉnh xung sóng Stokes và sóng đối Stokes vào sự thay đổi giá trị của một số tham số. Đỉnh công suất của hai xung đạt cực đại khi bán kính mặt thắt chùm tia khoảng 0,25mm, năng lượng xung bơm 1,75.10-5J. Tuy nhiên các giá trị tối ưu trên sẽ thay đổi khi thay đổi các giá trị đầu vào khác nhau.
Cạnh tranh giữa hai sóng được khảo sát khi nghiên cứu sự phụ thuộc của công suất đỉnh sóng đối Stokes vào tỉ số mất mát giữa hai sóng. Như vậy khi tỉ số mất mát giữa sóng Stokes và sóng đối Stokes tăng sẽ làm cho đỉnh công suất của sóng đối Stokes tăng. Ngược lại khi tỉ số giữa sóng Stokes và sóng bơm ngoài tăng sẽ làm cho công suất đỉnh của xung sóng Stokes giảm. Điều này sẽ dẫn đến khẳng định, sóng Stokes trong laser Raman có được chính nhờ tương tác thông số bốn sóng, trong đó sóng Stokes đóng vai trò quan trọng.
Tuy nhiên, các giá trị trên chỉ đúng với mẫu laser cụ thể đã đưa ra. Bộ các tham số thiết kế có thể thay đổi tuỳ thuộc vào điều kiện thực tế, do đó các giá trị tối ưu phải thay đổi theo cho phù hợp. Đây chính là mục đích chính của chương
này và kết quả thu được có thể định hướng cho việc chế tạo laser Raman, tối ưu các thông số trong thực nghiệm.
KẾT LUẬN
Từ những phân tích mang tính tổng quan về lý thuyết, thực nghiệm và ứng dụng của laser Raman được cập nhật trong những năm gần đây, đề tài đã định hướng vào việc nghiên cứu lý thuyết laser Raman phát sóng đối Stokes bơm bằng chùm tia laser có công suất thay đổi theo thời gian dạng hàm Gauss. Một số kết quả đạt được của luận văn đã được đăng tải trên Tạp chí khoa học và Công nghệ. Các kết quả chính được tóm lược trong mấy điểm dưới đây:
1. Tổng quan về lý thuyết tán xạ Raman cưỡng bức, phân biệt tán xạ Raman tự phát và tán xạ Raman cưỡng bức. Đánh giá được tỷ lệ cường độ các thành phần tán xạ . Đây chính là cơ sở để tạo ra laser Raman đối Stokes.
2. Xuất phát từ hệ phương trình tốc độ của các trường trong buồng cộng hưởng, chúng tôi đã phát triển thành hệ phương trình tốc độ không thứ nguyên cho công suất chuẩn hoá. Hệ phương trình này có thể giải bằng phương pháp số Runge - Kutta bậc bốn nhờ trợ giúp của máy tính với số lượng tham số đầu vào rút gọn xuống còn hai tham số cho laser đối Stokes.
3. Đã nghiên cứu khảo sát bằng lý thuyết ảnh hưởng của một số tham số thiết kế lên quá trình hình thành xung và lên công suất đỉnh xung của sóng đối Stokes. Từ kết quả tính toán đã phân tích và khẳng định sự có mặt của hiệu ứng phi tuyến tương tác bốn sóng trong buồng cộng hưởng. Hiệu ứng này ảnh hưởng đến quá trình hình thành xung sóng Stokes và xung sóng đối Stokes. Đặc biệt tìm thấy sự cạnh tranh giữa hai sóng trong quá trình phát của laser Raman trong buồng cộng hưởng bội ba, khi thay đổi các tham số của hệ.
4. Đã nghiên cứu khảo sát bằng lý thuyết ảnh hưởng của một số tham số thiết kế như: năng lượng xung bơm, bán kính mặt thắt chùm tia (w) lên công suất đỉnh xung của sóng đối Stokes của laser Raman phát đồng thời hai sóng Stokes và đối Stokes trong buồng cộng hưởng bội ba.
5. Từ kết quả tính toán trên cơ sở áp dụng các giá trị thực nghiệm của các tham số thiết kế cho hai laser hoạt chất sợi quang pha tạp Ge và sợi quang Ge khuếch tán D2 và thay đổi giá trị của một vài tham số quan trọng như: năng lượng xung bơm, bán kính mặt thắt của chùm tia đã tìm ra được bộ tham số tối ưu sao cho công suất đỉnh của các xung phát lớn nhất.
6. Từ các kết quả trên đã đưa ra được một số định hướng cho việc chế tạo và tối ưu hoá laser Raman phát sóng đối Stokes có công suất cực đại như: lựa chọn tham số buồng cộng hưởng khi biết tham số của nguồn bơm và tham số của hoạt chất, chọn tham số của nguồn bơm khi biết tham số của hoạt chất và buồng cộng hưởng.
TÀI LIỆU THAM KHẢO Tiếng Việt
1. H. Q. Quý, V. N. Sáu (2005), Laser bước sóng thay đổi và ứng dụng, NXB ĐHQGHN.
2. H. Q. Quý (2007), Quang phi tuyến ứng dụng, NXB ĐHQGHN.
3. Boyd R. W. (1992), Nonlinear Optics, Academic Press.
4. Boyd G. D., Johnston J. W. D. and Kaminow I. P. (1969), “Optimization of the stimulated Raman scattering threshold”, IEEE J. Quan. Electron, Vol. 5, pp. 203–206.
5. Boyraz O., et al (2004), Observation of simultaneous Stokes and anti-Stokes emission in a silicon Raman laser, IEICE Electron. Exp., Vol.1, pp. 435-441.
6. Brasseur J. K, et al (1998), “Continuous-wave Raman laser in H2”, Opt. Lett., Vol.23, pp. 367-369.
7. Brasseur J. K, et al (2001), “Phase and frequency stabilization of pump laser to a Raman active resonantor”,
IEEE J. Quantum Electron., Vol. QE-37, pp. 1075-1083.
8. Brasseur J.K., Roos P. A., Meng L. S. and Carlsten J. L. (2000), “Frequency tuning characteristics of a continuous wave Raman laser in H2”, J. Opt. Soc. Am. B, Vol. 17, pp. 1229-1232.
9. Brasseur J. K., et al (2000), “Coherent antri-Stokes emission in a continuous-wave Raman laser in H2”, J. Opt. Soc. Am. B, Vol. 17, p. 1223
10. Brasseur J. K., et al (2000), “Continuous tuning characteristics of a CW Raman laser in H2”, J. Opt. Soc. Am. B, Vol. 17, p.
1229.
11. Brasseur J. K., et al (2002), “High power CW deuterium Raman laser”, J. Opt. Lett. Vol. 17, pp. 1559.
12. Bufetov I. A., et al (2001), “Raman gain properties of optical fiber with a high Ge-doped silica core and standard optical fibers,” Laser Physics, Vol.11, pp. 130-133.
13. Claps R., et al (2005), “Raman amplification and lasing in SiGe waveguides”, Opt. Express, Vol.13, pp.2459-2466.
14. Corbalan R, J. Cortit and Prati F. (1996), “Competition and bistability of longitudinal modes in a Raman laser”, Phys. Rev.A, Vol.53, pp. 481– 485.
15. Dianov E. M., et al (1994), “Low-loss high Germania-doped fiber: A Promising gain medium for 1330nm Raman amplifier”, Proc. 20th Eur. Conf. Opt. Commun., Vol. 1, Firenze, Italy, p. 427.
16. Dianov E. M., et al (2000), “Medium-Power CW Raman lasers”, IEEE Quant. Electron., 6, p. 1022.
17. Dianov E. M., et al (2000), “Three-cascaded 1407-nm Raman laser based on phosphorus-doped by silica fiber”, Opt. Lett. Vol. 25, p. 402-404.
18. Harris S. E. and Sokolov A. V.(1997), “Broadband spectral generation with refractive index control”, Phys. Rev. A,
Vol.55, pp. 4019 - 4022.
19. Herziger G., Weber H., Poprawe R. (2007), Industrial applications of lasers, New York.
20. Meng L.S. (2002), Continuous-wave Raman laser in H2: semiclassical theory and diode-pumping experriments, Ph.D.,
Montana State University, MSU Physics, EPS 264, Bozeman, MT 59717, August.
21. Raymer M. G.and Westling L.A. (1985), “ Quantum theory of Stokes generation with a multimode laser ”, J. Opt. Soc. Am.B, Vol.2, No.9, pp. 1417.