Chương 3 KẾT QUẢ VÀ THẢO LUẬN
3.3. Hiệu suất phát Raman – Trộn bốn sóng phụ thuộc theo mơi trường
3.3.2.2. Hiệu suất phát Raman – Trộn bốn sóng trong sợi rỗng
Từ công thức (74-77) cường độ và hiệu suất các xung đối Stoke trong quá trình phát FWRM tỷ lệ với chiều dài tương tác các xung bơm trong môi trường phi tuyến, đối với quá trình phát các xung đối Stoke bằng hiện tượng hình thành sợi trong khơng khí, và q trình FWRM trong ống khí GC, chiều dài tương tác của các xung bơm với mơi trường phi tuyến được tính theo cơng thức 𝑙 =8𝜆
𝜋 𝑓 𝐷
2
, trong đó
f là tiêu cự gương cầu phản xạ, D là được kính các chùm laser bơm (giả sử các xung
bơm có dạng chùm Gauss, và các xung cùng hội tụ tại một điểm). Để tăng hiệu suất quá trình FWRM, tăng chiều dài tương tác l và vẫn đảm bảo được đường kính chùm của các xung bơm truyền trong mơi trường phi tuyến xấp xỉ đường kính điểm hội tụ. Sử dụng các ống capillary (sợi quang rỗng) có đường kính phía trong 140 µm và chiều dài l =250 mm, sợi rỗng này đặt trong ống GC và khí hydro được bơm vào,
mục đích làm tăng chiều dài tương tácl các xung bơm với môi trường phi tuyến nhằm tăng hiệu xuất q trình FWRM. Các tính tốn về hiệu suất kết nối, và hiệu xuất truyền qua khi các xung bơm hội tụ và truyền trong sợi rỗng được tính tốn và trình bày trong phần 3.1 chương 3, giả sử các xung bơm truyền trong sợi rỗng có mode truyền dạng HE11. Trong phần này của khóa luận chỉ nêu lên kết quả đo đạc và tính tốn được về hiệu suất FWRM.
Sự phụ thuộc cường độ các xung đối Stoke vào áp suất khí trong sợi rỗng quan sát được bằng máy quang phổ được đưa ra trong hình 3.23 dưới đây.
400 600 800 0 5000 10000 15000 20000 25000 30000 35000 40000 45000 50000 55000 pressure 5 kPa pressure 100 kPa pressure 200 kPa Cườ ng độ (a.u. ) Bước sóng (nm) A 0.0 0.5 1.0 1.5 2.0 0 10000 20000 30000 40000 50000 60000 70000 80000 P2 AS1 AS2 AS3 AS4 AS5 Cườ ng độ (a.u. ) Áp suất (atm) B
Hình 3.23: a) Phổ xung bơm và các xung đối Stoke quá trình FWRM trong sợi rỗng , b) cường độ xung bơm và các xung đối Stoke phụ thuộc vào áp suất khí hydro
trong sợi rỗng.
Hiệu suất quá trình FWRM trong sợi rỗng đối với các xung đối Stoke bậc thấp lớn hơn so với q trình FWRM trong ống khí, cụ thể năng lượng xung bơm
chuyển hóa sang năng lượng xung đối Stoke bậc nhất đạt 27.27 % ở áp suất 2 atm, hiệu suất xung đối Stoke bậc hai đạt 9.38 %, được thể hiện ở hình 3.24 dưới đây.
Hình 3.24: Hiệu suất phát các vạch đối Stoke phụ thuộc áp suất khi hydro.
Tuy nhiên đối với các xung đối Stoke bậc cao (bậc ba trở đi) thì hiệu suất quan sát được lại thấp hơn so với các xung đối Stoke bậc cao trong q trình FWRM trong ống khí. Điều này một phần là do mode truyền của các xung bơm và xung đối Stoke trong sợi rỗng không phải là đơn mode HE11, hệ số mất mát các xung trong quá trình truyền trong sợi rỗng và sự đóng góp khơng thể bỏ qua của hiện tượng tự điều biến pha (SPM) và điều biến pha chéo (XPM) của các xung bơm trong sợi rỗng. Năng lượng chuyển hóa từ xung bơm sang các xung đối Stoke ở cả hai trường hợp trong ống khí và trong sợi rỗng gần như nhau, giả sử khơng có sự mất mát kết nối và mất mát trong quá trình truyền trong sợi rỗng thì năng lượng của các xung đối Stoke phát ra trong quá trình FWRM trong sợi rỗng có thể đạt hiệu suất cao hơn quá trình FWRM trong ống khí.
Như vậy, q trình trộn bốn sóng trong hai mơi trường khơng khí và khí hydro thì hiệu suất phát các xung đối Stoke bậc nhất đạt được hiệu suất cao nhất ở 27.27 % ở áp suất 2 atm, cao hơn so với hai trường hợp khơng khí và khí hydro
trong ống khí kín. Trong cả ba trường hợp đều phát được các xung quang học đa sắc nằm trong vùng tử ngoại sâu tới vùng nhìn thấy. Trong trường hợp phát các xung đối Stoke trong khơng khí bằng hiện tượng hình thành sợi của các xung bơm và quá trình FWRM trong ống khí và trong sợi quang rỗng, về lý thuyết thì cũng có thể phát được các xung đối Stoke bậc cao nằm trong vùng tử ngoại chân (VUV) cụ thể như các xung có bước sóng 200 nm, 187 nm và 172 nm…Tuy nhiên các xung đối Stoke bậc cao này có hiệu suất rất thấp, gần như không quan sát được bằng các máy quang phổ, hoặc phải dùng tới lăng kính tán sắc để quan sát được.
Để phát những xung đối Stoke nằm trong vùng tử ngoại chân khơng bằng hiệu ứng FWRM có năng lượng cao, ngoài sử dụng hai xung bơm 800 nm và 1200 nm, chúng tơi sử dụng một xung dị có tần số xấp xỉ bằng tần số của một xung đối Stoke được phát ra từ quá trình FWRM hai xung bơm. Các xung Stoke và đối Stoke của xung dị có tần số nằm đối xứng hai bên đối với xung dò và năng lượng của chúng được chuyển hóa từ năng lượng xung dị.Xung dị được chúng tơi sử dụng có bước sóng 200 nm được hội tụ đồng trục với các xung bơm 800 nm và 1200nm vào sợi rỗng, bằng một gương cầu hội tụ có tiêu cự f = 750 mm. Đối với xung dò, các
xung đối Stoke phát ở bước sóng 185 nm, 172 nm, 160 nm, 150 nm, và các xung Stoke phát ở các bước sóng 219 nm, 240 nm, 267 nm…Sơ đồ thí nghiệm được đưa ra trong hình 2.3 chương 2, xung dị có năng lượng 10 µJ. Phổ các xung dị, Stoke và đối Stoke trong quá trình FWRM sử dụng ba bước sóng bơm được đưa ra trong hình 3.25 (a), cường độ xung đối Stoke bậc nhất phụ thuộc theo áp suất khí trong sợi rỗng cũng được đưa ra trong hình 3.25 (b).
a) 0.0 0.2 0.4 0.6 0.8 1.0 1.2 1.4 1.6 1.8 2.0 0 500 1000 1500 2000 2500 Cườ ng độ (a.u. )
AÙp suất (atm)
b)
Hình 3.25: a) Phổ vạch Stoke và đối Stoke bậc nhất trong quá trình FWRM sử dụng xung bơm 800 nm, xung Stoke 1200 nm và xung dò 200 nm, ba xung bơm hội tụ vào
sợi rỗng chứa khí hydro ở áp suất 1.1 atm (đường màu đỏ). Đường màu xanh là quá trình FWRM sử dụng xung bơm 800 nm và xung Stoke 1200 nm với cùng áp
suât. b) Cường độ xung đối Stoke bậc nhất ở bước sóng 187 nm phụ thuộc vào áp suất khí hydro trong sợi rỗng.
Trong hình 3.25 (b), cường độ xung đối Stoke đạt cao nhất ở áp suất 1.5 atm sau đó giảm mạnh, sự giảm cường độ của xung đối Stoke này là do hiện tượng SPM và XPM của các xung bơm xảy ra mạnh trong mơi trường có áp suất cao.
Sử dụng lăng kính tán sắc để tách riêng biệt chùm FWRM lúc đầu thành các chùm bơm và chùm đối Stoke, chúng ta có thể nhìn thấy rõ các vết của xung bơm và các xung đối Stoke trên màn quan sát trong hình 3.26 dưới đây.
Hình 3.26: Vết xung bơm và xung đối Stoke quan sát được trên màn chắn sử dụng lăng kính tán sắc
Trong hình 3.18 phía trên xung đối Stoke và xung Stoke nằm về hai phía xung dị ở bước sóng 200 nm. Độ sáng để lại trên màn chắn của xung đối Stoke ở bước sóng 187 nm yếu hơn so với xung Stoke ở bước sóng 219 nm là do sự hấp thụ của mơi trường khơng khí xung quanh đối với bước sóng trong vùng tử ngoại chân khơng lớn hơn so với bước sóng nằm trong vùng tử ngoại sâu (Deep-ultraviolet). Quá trình FWRM cũng quan sát được các xung Stoke bậc 2 ở bước sóng 243 nm, bậc 3 ở bước sóng 267 nm, và theo lý thuyết thì các xung đối Stoke bậc hai bước sóng 172 nm và xung đối Stoke bậc ba bước sóng 160 nm cũng được phát ra trong quá trình FWRM. Nhưng trong quan sát này không ghi nhận sự xuất hiện các xung này do các xung này bị hấp thụ gần như hồn tồn trong mơi trường khơng khí, và hiệu suất phát các xung này rất thấp.
KẾT LUẬN
Bằng cách sử dụng phát Raman – trộn bốn sóng, chúng tơi đã phát thành công các xung laser đa sắc trong vùng tử ngoại sâu tới vùng hồng ngoại trong mơi trường khí hydro sử dụng cặp xung laser bơm 800 nm, xung Stoke 1200 nm, phát các xung laser đa sắc trong vùng tử ngoại sâu sử dụng cặp xung bơm 400 nm, xung Stoke 480 nm.
Hiệu suất phát các xung đối Stoke trong quá trình Raman – trộn bốn sóng tỷ lệ với áp suất khí hydro trong ống khí và trong sợi quang rỗng. Đối với trong ống khí chứa hydro, hiệu suất chuyển đổi năng lượng từ xung bơm sang xung đối Stoke bậc nhất đạt cao nhất 26.2 % ở áp suất 1.5 atm, hiệu suất chuyển đổi năng lượng của các xung đối Stoke bậc 2 trở lên đạt cao nhất ở áp suất 2 atm. Quá trình Raman – trộn bốn sóng xảy ra trong sợi quang rỗng có hiệu suất chuyển đổi năng lượng từ xung bơm sang xung đối Stoke bậc nhất cao hơn với 27.275 % ở áp suất 2 atm, hiệu suất chuyển đổi năng lượng sang các xung đối Stoke bậc hai và bậc ba tương ứng cũng cao hơn trong quá trình Raman – trộn bốn sóng trong ống khí.
Chúng tơi cũng phát được xung laser đa sắc có bước sóng từ trong vùng tử ngoại chân không tới vùng khả kiến bằng cách phát Raman – trộn bốn sóng trong khí hydro sử dụng xung bơm 800 nm, xung Stoke 1200 nm và xung dò 200 nm. Xung đối Stoke bậc nhất của xung dò 200 nm ở bước sóng 187 nm nằm trong vùng tử ngoại chân không với hiệu suất chuyển đổi năng lượng đạt cao nhất ở áp suất 1.5 atm với 17 %.
Chúng tôi cũng khảo sát tác động của các hiện tượng tự điều biến pha (SPM) và điều biến pha chéo (XPM) của các xung bơm, tới hiệu suất phát các xung đối Stoke trong quá trình Raman – trộn bốn sóng. Đối với xung bơm và xung Stoke nằm trong vùng tử ngoại thì hiện tượng SPM và XPM xảy ra mạnh hơn so với xung bơm trong vùng hồng ngoại gần. Các hiện tượng SPM và XPM xảy ra tỷ lệ với áp suất mơi trường khí hydro và tỷ lệ với công suất của các xung bơm và xung Stoke, với độ rộng phổ của xung bơm 400 nm tăng lên 20 lần ở áp suất 2 atm, và độ mở rộng phổ của xung Stoke 480 nm tăng lên 10 ở áp suất 2 atm. Phổ các xung đối Stoke và Stoke phát ra từ q trình Raman – trộn bốn sóng khơng phân tách thành
các đỉnh phổ riêng biệt mà mở rộng và nối liền với nhau tạo thành phổ liên tục từ vùng tử ngoại sâu tới vùng hồng ngoại gần.
TÀI LIỆU THAM KHẢO
[1] F. Träger, Springer Handbook of Lasers and Optics, vol. 72. 2012. [2] T. Kobayashi and A. Baltuska, “Sub-5 fs pulse generation from a
noncollinear optical parametric amplifier,” vol. 1671.
[3] Thomas Schultz, Marc Vrakking, “Attosecond and XUV physics”.
Germany (2012), ISBN 978-3-527-67768-9.
[4] W. Kaiser, “Ultrashort laser pulses generation and applications” 2nd (1993), ISBN 978-3-662-02548-2.
[5] C. Monday and a R. Trnoon, “Sum-frequency generation of
femtosecond pulses in CsLiB6O10 down to 175 nm”. APPIED OPTICS/
Vol. 39, No. 27 / (20 September 2000).
[6] M. Ghotbi, M. Beutler, and F. Noack, “Generation of 2.5 μJ vacuum ultraviolet pulses with sub-50 fs duration by noncollinear four-wave mixing in argon,” Opt Lett, vol. 35, no. 20, pp. 3492–3494, 2010.
[7] J. J. Ottusch, M. S. Mangir, and D. A. Rockwell, “Mixing in Gases,” vol. 8, no. 1, pp. 68–77, 1991.
[8] O. Shitamichi and T. Imasaka, “High-order Raman sidebands generated from the near-infrared to ultraviolet region by four- wave Raman mixing of hydrogen using an ultrashort two-color pump beam,” vol. 20, no. 25, pp. 419–423, 2012.
[9] D. Vu, N. T. Nghia, and T. Imasaka, “Generation of vacuum ultraviolet femtosecond pulses by four-wave Raman mixing under three-color pump beam configuration,” Opt. Laser Technol., vol. 88, no. August
2016, pp. 184–187, 2017.
[10] T. Imasaka, “Gas chromatography/multiphoton ionization/time-of-flight mass spectrometry using a femtosecond laser,” Anal Bioanal Chem, vol. 405, no. 22, pp. 6907–6912, 2013.
pp. 1689–1699, 2013.
[12] R. L. Sutherland, Handbook of Nonlinear Optics, vol. 36, no. 3. 2003. [13] and P. P. S. Armstrong J. A., Bloembergen N., Ducuing J.,
“Interactions between Light Waves in a Nonlinear Dielectric*,” Phys. Rev., vol. 127, no. 6, pp. 1918–1939, 1962.
[14] E. S. Jatirian-foltides and J. J. Escobedo-alatorre, “About the calculation of the second-order susceptibility χ ( 2 ) tensorial elements for crystals using group theory,” vol. 62, no. July, pp. 5–13, 2016.
[15] C. L. Tang, “Nonlinear and Photorefractive Optics,” Handb. Opt. - Devices, Meas. Prop. -second Ed. Vol. II, p. 38.1-38.26, 1995.
[16] J. Biegert et al., “No Title.” [17] O. Waveguides, No Title. .
[18] G. Fibich and A. L. Gaeta, “Critical power for self-focusing in bulk media and in hollow waveguides.,” Opt. Lett., vol. 25, no. 5, pp. 335–
337, 2000.
[19] K. Jamshidi-ghaleh and N. Mansour, “Nonlinear refraction measurements of materials using the moir e deflectometry,” Opt. Commun., vol. 234, pp. 419–425, 2004.
[20] S. Modulation and S. Broadening, “Theory of Self-Phase Modulation and Spectral Broadening,” 1968.
[21] N. J. Harrison and B. R. Jennings, “Laser-Induced Kerr Constants for Pure Liquids,” Journal of Physical and Chemical Reference Data, vol.
21, no. 1. pp. 157–163, 1992.
[22] Y. Kida and T. Imasaka, “Four-Wave Optical Parametric Amplification in a Raman-Active Gas,” Photonics, vol. 2, no. 3, pp. 933–945, 2015. [23] J. R. De Oliveira, M. a. De Moura, J. M. Hickmann, and a. S. L.
[24] J. W. Wilson, P. Samineni, W. S. Warren, and M. C. Fischer, “Cross- phase modulation spectral shifting: nonlinear phase contrast in a pump- probe microscope,” Biomed. Opt. Express, vol. 3, no. 5, p. 854, 2012. [25] E. M. Dianov, P. V Mamyshev, A. M. Prokhorov, and S. V Chernikov,
“Compression of laser pulses based on the phase cross-modulation effect in fiber waveguides,” vol. 1211, pp. 1988–1990.
[26] M. Ranjbar and A. Bahari, “Phase-matching condition of four-wave mixing in cylindrical nonlinear optical media,” Int. J. Mod. Phys. B, vol. 30, no. 25, p. 1650182, 2016.
[27] M. Ghotbi, P. Trabs, M. Beutler, and F. Noack, “Generation of tunable sub-45 femtosecond pulses by noncollinear four-wave mixing.,” Opt. Lett., vol. 38, no. 4, pp. 486–8, 2013.
[28] A. V. Sokolov, D. R. Walker, D. D. Yavuz, G. Y. Yin, and S. E. Harris, “Raman generation by phased and antiphased molecular states,” Phys. Rev. Lett., vol. 85, no. 3, pp. 562–565, 2000.
[29] D. A. Kleinman, “Nonlinear dielectric polarization in optical media,”
Phys. Rev., vol. 126, no. 6, pp. 1977–1979, 1962.
[30] S. Song et al., “Intensity-Dependent Phase-Matching Effects on Four-
Wave Mixing in Optical Fibers,” vol. 17, no. 11, pp. 2285–2290, 1999. [31] C. Bronner and F. Essenberger, Rotation-Vibrational Spectrum. 2008. [32] J. M. Chalmers and P. R. Griffith, “Handbook of Vibrational
Spectroscopy,” Spectrochim. Acta Part A Mol. Biomol. Spectrosc., vol.
59, no. 2, pp. 413–414, 2003.
[33] T. Adiabatic and A. Because, “9 . 5 Rotation and Vibration of Diatomic Molecules,” .
[34] M. Quack, Molecular Quantum Mechanics and Molecular Spectra , Molecular Symmetry , and Interaction of Matter with Radiation Fr ´ ed ´. 1991.
[35] Helen Lefebvre-Brion, Robert W. Field, “The spectra and dynamics of diatomic molecules”.( 2004). ISBN: 0124414559.
[36] J. He, J. Liu, and T. Kobayashi, “Tunable Multicolored Femtosecond Pulse Generation Using Cascaded Four-Wave Mixing in Bulk Materials,” pp. 444–467, 2014.
[37] J. J. Ottusch, M. S. Mangir, and D. A. Rockwell, “mixing in gases,” vol. 8, no. 1, pp. 68–77, 1991.
[38] R. Weigand and H. M. Crespo, “Fundamentals of Highly Non- Degenerate Cascaded Four-Wave Mixing,” pp. 485–515, 2015.
[39] E. R. Peck and S. Huang, “Refractivity and dispersion of hydrogen in the visible and near infrared,” J. Opt. Soc. Am., vol. 67, no. March, pp. 1550–1554, 1977.
[40] R. A. Schmeltzer, “Hollow Metallic and Dielectric Wave- guides for Long Distance Optical Transmission and Lasers,” 1964.
[41] R. K. Nubling and J. A. Harrington, “Launch conditions and mode coupling in hollow-glass waveguides,” Opt. Eng., vol. 37, no. 9, pp.
2454–2458, 1998.
[42] C. G. Durfee, L. Misoguti, S. Backus, H. C. Kapteyn, and M. M. Murnane, “Phase matching in cascaded third-order processes,” vol. 19, no. 4, pp. 822–831, 2002.
[43] Y. Kida and T. Imasaka, “Optical parametric amplification of a supercontinuum in a gas,” Appl. Phys. B Lasers Opt., vol. 116, no. 3, pp. 673–680, 2014.
[44] R. Stolen and J. Bjorkholm, “Parametric amplification and frequency conversion in optical fibers,” IEEE J. Quantum Electron., vol. 18, no. 7, pp. 1062–1072, 1982.