Luận văn Nghiên cứu đặc trưng phổ của các xung laser cực ngắn trong khí ar

t                (1.33) 19 Khi môi trường bị ion hóa, các electron tự do được giải phóng. Mật độ của các electron tự do, eN (xem Hình 1.10c), phụ thuộc vào cả xác suất ion hóa và mật độ khí  . e N  (1.34) Sự hiện diện của các electron tự do trong môi trường làm thay đổi chiết suất của nó (xem Hình 1.10d). 2 2 0 e e e n N m     (1.35) trong đó, e và em là điện tích và khối lượng của một electron. Khi xung laser cường độ cao lan truyền trong môi trường, sườn tăng của xung sẽ làm tăng nhanh mật độ electron tự do, dẫn đến giảm nhanh chiết suất. Theo phương trình (1.26), điều này sẽ tạo ra tần số cao hơn do SPM, do đó dẫn đến sự dịch xanh của quang phổ. Hơn nữa, profile không gian của xung tạo ra sự thay đổi phụ thuộc trực tiếp vào chiết suất. Vì sự ion hóa mạnh hơn ở tâm của chùm, chiết suất trở nên thấp hơn ở tâm hơn là ở các sườn, tương tự sự tự hội tụ, nhưng theo hướng ngược lại, do đó đóng vai trò như một thấu kính phân kì. Hiện tượng này được gọi là plasma defocusing. Tóm lại Để tạo xung laser cực ngắn (ngắn hơn 10 fs), người ta cần tìm cách mở rộng phổ của xung laser. Mở rộng phổ của xung có thể đạt được bằng cách truyền xung laser cường độ cao qua môi trường điện môi (các khí hiếm, tinh thể phi tuyến hoặc sợi quang tử...). Nhiều hiệu ứng xảy ra trong quá trình lan truyền này rất phức tạp và không thể mô tả riêng rẽ được. Nếu muốn mô tả việc mở rộng quang phổ đến một xấp xỉ phù hợp, cần phải giải phương trình truyền sóng (phương trình 1.11). Điều này có thể được thực hiện bằng cách sử dụng một phương pháp được gọi là "phương pháp tiếp 20 cận từng bước" [29]. Phương pháp này bao gồm việc tính toán giải pháp theo các bước nhỏ trong không gian hoặc thời gian và xử lý các hiệu ứng tuyến tính (ví dụ: tán sắc) và các hiệu ứng phi tuyến (ví dụ: tự hội tụ, SPM, tự làm nghiêng, ion hóa) một cách riêng biệt. Do đó, biến đổi Fourier giữa miền tần số và thời gian là cách thực hiện dễ dàng nhất. Tuy nhiên, nếu chỉ cần ước tính về việc mở rộng quang phổ, thì tích phân B, đại diện cho pha phi tuyến tích lũy, có thể được sử dụng.  0 2B k n I z dz  (1.36) Việc mở rộng quang phổ thông qua SPM có thể được đánh giá bằng cách sử dụng hệ số phổ rộng, F [30]. 241 3 3 out in F B        (1.37) Đối với B > 5, hệ số mở rộng phổ xấp xỉ tỷ lệ với tích phân B Để đạt được các xung cực ngắn với khoảng thời gian dưới 4 fs, cần có một phổ quãng tám (octave-spanning). Để có được mở rộng như vậy bởi SPM, cường độ cao phải được duy trì trong một khoảng cách dài. Do đó, cần phải tìm cách định hướng ánh sáng sao cho toàn bộ công suất của chùm tia được tập trung vào một vùng không gian nhỏ trên một khoảng cách dài. 1.2. Sự mở rộng quang phổ trong một capillary lõi rỗng chứa đầy khí Một cách đơn giản để dẫn ánh sáng là sử dụng ống dẫn sóng. Ban đầu, các sợi đơn mode được sử dụng để mở rộng quang phổ với SPM [31]. Điều này đã thành công đối với năng lượng thấp (nJ), nhưng khi công nghệ laser femtosecond cải thiện và năng lượng cao hơn đã có sẵn, phá hủy vật liệu và tính phi tuyến bậc cao đã ngăn cản việc sử dụng các sợi này. Các ống nhỏ lõi rỗng (capillary – dạng ống mao dẫn) chứa khí hiếm ở áp suất cao đã thay thế các sợi này [32]. Khi chúng cho phép dẫn một mode với một đường kính lớn, 21 năng lượng xung cao có thể được sử dụng. Ngày nay, chúng thường được sử dụng để mở rộng quang phổ của các xung femto giây và năng lượng cỡ mJ. 1.2.1. Sự lan truyền và mất mát Trong một ống capillary, ánh sáng được dẫn bởi sự phản xạ lướt qua (grazing reflection) ở bề mặt bên trong của điện môi. Các mode bậc cao hơn sẽ bị mất mát cao hơn mode cơ bản. Do đó, sau khi truyền qua ống capillary, chỉ mode cơ bản sẽ vẫn được duy trì nếu không có mode bậc cao nào bị kích thích bởi tính phi tuyến mạnh. Mode bị mất mát thấp nhất là mode hybrid 11EH . Đối với ống capillary có bán kính trong a >> , thì profile cường độ của mode này là [33]:  11 2 0 0 2,405EH r r I I J a        , r a (1.38) trong đó, 0J là hàm Bessel bậc 0. Khi chùm tia đi vào ống capillary, profile chùm tia càng gần với mode này, thì năng lượng càng được ghép lại trong ống. Hệ số ghép nối, H, có thể được tính toán bằng cách thực hiện tích phân chồng chập giữa mode capillary và profile chùm tia. Các xung laser điển hình có profile cường độ không gian dạng Gauss:   2 0 2 0 2 exp Gauss r r I I         (1.39) trong đó, 0 là bán kính của chùm tại 21/ e cường độ. Trong trường hợp này, tích phân chồng chập cao nhất xảy ra cho: 0  0,65 a (1.40) và dẫn đến hệ số ghép nối 0,98H  . Hình 1.11 minh họa sự ghép nối này. 22 −a 0 a 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 r C ư ờ n g đ ộ (a .u .) Hình 1.11: Kết hợp tốt nhất (H ~ 0.98) của một profile dạng Gauss (đường liền nét) với mode lai EH11 (đường đứt nét), mode mất mát thấp nhất của một ống capillary [43]. Sự truyền qua một ống capillary bị mất mát nội tại là do sự phản xạ lướt qua. Độ truyền qua Tr, có thể được diễn tả như sau:  expTr z  (1.41) trong đó,  là hệ số mất mát của môi trường [12]: 2 2 2 3 2 2,405 1 2 1 v a v            (1.42) trong đó, v là tỷ lệ giữa các chiết suất của môi trường bên ngoài và bên trong: /capillary gasv n n . Sau đó, độ truyền qua toàn phần sẽ là tích số của hệ số ghép nối, và độ truyền qua ống capillary (với chiều dài L) là:  exptotTr H L  (1.43) Hình 1.12 cho thấy độ truyền qua toàn phần tối ưu cho các chiều dài ống capillary và bán kính trong khác nhau. Bán kính trong càng lớn truyền dẫn càng tốt, tuy nhiên, cường độ đỉnh trong ống capillary trở nên thấp hơn do đó làm giảm hiệu ứng phi tuyến. 23 0 100 200 300 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 a(µm) T r t o t Hình 1.12: Độ truyền qua toàn phần như một hàm của bán kính trong cho ống capillary có chiều dài 1 m (màu xanh), 2 m (xanh lá cây) và 3 m (màu cam) chứa đầy Heli với hệ số ghép H = 0,98 [43]. 1.2.2. Sự tự hội tụ Trong một ống capillary, mỗi mode di chuyển độc lập và trở nên suy yếu theo tốc độ riêng của nó (các mode bậc cao bị suy giảm nhanh hơn). Khi sự tự hội tụ xảy ra, việc định hình lại xung sẽ dẫn đến mode cơ bản được kết hợp với các mode bậc cao hơn, dẫn đến mất mát năng lượng nhanh hơn. Do đó việc truyền và mở rộng quang phổ bị giảm, và chất lượng của profile chùm tia có thể bị suy giảm. Hình 1.13 cho thấy công suất giới hạn, trên đó sự tự hội tụ xảy ra (xem công thức 1.23), như là một hàm của áp suất chất khí cho các loại khí hiếm khác nhau. Sự tự hội tụ có thể bằng cách chọn loại khí và áp suất phù hợp, cho phép quang phổ mở rộng và lan truyền để được sự tối ưu hóa. 24 0 1 2 3 4 104 105 106 107 108 109 1010 Áp suất(bars) P c ri t (W ) C ô n g s u ất g iớ i h ạn (W ) Hình 1.13: Công suất đỉnh giới hạn cho sự tự hội tụ của chùm Gauss, như một hàm số của áp suất chất khí đối với Xenon (đen), Krypton (đỏ), Argon (xanh dương), Neon (xanh lục) và Helium (màu cam) [43]. 1.2.3. Sự ion hóa Trong một ống capillary, sự ion hóa cũng định hình lại xung, các mode bậc cao hơn bị kích thích, dẫn đến mất mát về mở rộng và truyền qua. Ảnh hưởng của sự ion hóa trong ống capillary có thể được coi là chấp nhận được cho quá trình ion hóa lên đến 10 %. Hình 1.14 cho thấy, ở năng lượng không đổi, xác suất ion hóa giảm khi bán kính trong của ống capillary tăng lên. Do đó, sự ion hóa đặt ra một hạn chế về bán kính trong nhỏ nhất. Đối với xung Gauss 20 fs, 3 mJ trong Heli, 10% sự ion hóa tương ứng với bán kính trong 113 μm. Một cách để vượt qua sự ràng buộc này là sử dụng ánh sáng phân cực tròn khi mà tỷ lệ ion hoá bị phân cực thấp hơn so với ánh sáng phân cực tuyến tính [34]. 25 100 200 300 400 500 600 10−16 10−12 10−8 10−4 1 10% a(µm) X ác x u ất I o n h ó a Hình 1.14: Xác suất ion hóa như một hàm của bán kính trong a, đối với một xung Gauss 20 fs, 3 mJ với eo chùm 0 = 0,65a, phân cực tuyến tính, trong Heli [43]. (Được tính toán từ dữ liệu được hiển thị trong Hình 1.10) Sự tự hội tụ và sự phân kỳ plasma đặc biệt có vấn đề khi chúng xảy ra trước khi xung đi vào ống capillary. Trong trường hợp này, sự liên kết được thay đổi và mất mát được đưa vào. Một giải pháp cho vấn đề này là bơm lối vào của ống capillary để hút chân không, trong khi thêm khí vào đầu ra. Điều này dẫn đến một gradient áp lực dọc theo ống. Sự tự hội tụ và ion hóa sau đó sẽ khó xảy ra ở lối vào, nhưng có thể xảy ra ở đầu ra, nơi các hiệu ứng tiêu cực của chúng có tác động thấp hơn đến việc mở rộng và truyền qua. Phương pháp này được gọi là bơm vi phân (differential pumping), và đã được chứng minh là hiệu quả [35]. Tuy nhiên, nó làm giảm chiều dài tương tác cho SPM và do đó các ống capillary dài hơn cần thiết. 1.2.4. Sự mở rộng quang phổ Việc mở rộng phổ đạt được với một ống capillary nhất định, có thể được ước tính bằng cách sử dụng hình thức tích phân B được giới thiệu trong Phần 1.1.3. Trong chế độ cường độ thấp, tức là khi không tự hội tụ 26 ( laser critP P ), với sự ion hóa không đáng kể (< 10 %) và áp suất khí là đồng nhất, pha phi tuyến tích lũy có thể được đánh giá giải tích từ phương trình (1.36):    0 2 0 0 2 0 1 L k n Ie B k n I A         (1.44) trong đó, 0I là cường độ tại đầu vào của ống capillary,  là mật độ khí và 1A Tr  là mất mát truyền toàn phần trong ống dẫn sóng. Đối với cùng một tích phân B, do đó cùng một hệ số mở rộng, một ống capillary dài hơn với bán kính trong lớn hơn cho mất mát tuyến tính ít hơn. Tóm lại Các ống capillary cung cấp một phương pháp chuẩn để mở rộng quang phổ do chất lượng chùm tia tốt trên một dải áp suất rộng, và sự đồng nhất quang phổ cao trên mặt cắt chùm tia. Những đặc điểm này cho phép nén xung chất lượng cao. Phổ đầu ra từ một ống capillary đặc biệt thích hợp cho các bộ nén xung sử dụng cặp gương - chirp. Tuy nhiên, sự liên kết của ống, cùng với sự ổn định của chùm tia là rất quan trọng, vì cả hai đều có tác động đáng kể đến hiệu quả ghép nối và chất lượng của profile chùm. Hơn nữa, các ống dài hơn là cần thiết trong việc tìm kiếm công suất cao hơn và xung ngắn hơn, nhưng việc xử lý chúng có thể gặp khó khăn. 1.3. Sự mở rộng quang phổ trong một filament Một cách khác để truyền dẫn ánh sáng, đòi hỏi sự sắp xếp thực nghiệm đơn giản hơn, là dùng sự tạo thành các sợi (filament) [36]. Tia laser được hội tụvào một môi trường điện môi hoặc một chất khí theo cách như vậy, ngay sau khi hội tụ, sự tự hội tụ cân bằng với sự phân kỳ của chùm tia. Các chùm tia sau đó tự dẫn (self-guided), tạo ra một filament. 27 Sau khi được hội tụ, một chùm tia thường mở rộng trở lại do nhiễu xạ. Chiều dài lan truyền sau khi độ rộng eo chùm tăng lên 2 lần được gọi là chiều dài Rayleigh, và có thể được biểu diễn dưới dạng: 2 0 0 R n z     (1.45) Tuy nhiên, nếu công suất cực đại của laser đạt tới công suất tới hạn để tự hội tụ bằng phương trình (1.13), nghĩa là Laser critP P , hiệu ứng thấu kính Kerr chính xác cân bằng với sự phân kỳ của chùm tia do nhiễu xạ và chùm dừng phân kỳ hoặc hội tụ, tức là, nó tự dẫn. Tuy nhiên, hiệu ứng này không ổn định và không có hiệu ứng bổ sung, nó sẽ không giữ được hơn 10 Rz . Nếu PLaser > Pcrit, sự tự hội tụ vượt qua sự phân kỳ, và chùm tia cuối cùng sẽ tự phá hủy (collapse on itself). Chiều dài truyền mà chùm tia phá hủy cũng xấp xỉ bằng công thức bán thực nghiệm [37, 38]: 2 2 0,367 [( / ) 0,852] 0,0219 R cr in crit z z P P    (1.46) với Pin là công suất ban đầu của xung và Pcrit là công suất tới hạn của xung. Tuy nhiên, khi chùm tia trở nên nhỏ hơn do sự tự hội tụ, cường độ đỉnh trở nên cao hơn và cuối cùng, môi trường bị ion hóa. Sự ion hóa này dẫn đến việc làm phân kỳ plasma, ngăn không cho chùm tia bị phá hủy. Các chùm tia mở rộng và ion hóa dừng lại, nhưng công suất đỉnh vẫn có thể đủ cao để tự hội tụ. Trong trường hợp này, chùm tia co lại cho đến khi ion hóa xảy ra lần nữa. Quá trình chuỗi động học của sự hội tụ và phân kỳ này (minh họa trong hình 1.15) cung cấp khả năng tự dẫn chùm. Hàng loạt các plasma bị ion hóa được xem như một kênh phát quang. Điều này được gọi là sự filament. Mất mát năng lượng trong quá trình filament được giảm thiểu do cường độ chủ yếu được duy trì dưới ngưỡng ion hóa của môi trường. 28 Hình 1.15: Nguyên lý của sự filament [58]. Chùm được hội tụ trong một môi trường điện môi hay một chất khí. Khi chùm trở lên nhỏ hơn, cường độ đỉnh trở lên cao hơn, và cuối cùng sự ion hóa môi trường tạo ra một plasma. Kết quả là các electron tự do dẫn đến sự phân kỳ plasma và chùm tia lại mở rộng ra. Cuối cùng, cường độ đỉnh trở nên quá thấp để ion hóa môi trường và sự tự hội tụ tự mất đi, sự hội tụ lại chùm tia và quá trình lặp lại chính nó. Mặt khác, nếu PLaser >> Pcrit, tính phi tuyến cao có thể gây ra trạng thái đồng nhất ban đầu để phát triển các cấu trúc không gian; điều này được gọi là sự biến điệu bất ổn định [39]. Trong trường hợp filament, điều này có nghĩa là sự nhiễu loạn nhỏ dọc theo profile ngang có thể dẫn đến tự hội tụ cục bộ, điều này sẽ tạo ra đa filament, làm suy giảm profile chùm đến mức mà chùm tia trở nên không thể sử dụng được cho hầu hết các thí nghiệm. Trong thực tế, công suất laser từ 4 đến 10 lần công suất tới hạn là cần thiết cho quá trình filament để bắt đầu khi chùm tia được hội tụ vào chất khí. Tuy nhiên, một khi được hình thành, filament chỉ cần khoảng 1 lần công suất tới hạn. Công suất dư thừa bị đẩy vào cái gọi là "hồ chứa (reservoir)" (chùm 29 phân kỳ xung quanh lõi filament) khi plasma đầu tiên được hình thành. Do đó, sự filament thường dẫn đến hiệu suất thấp hơn so với các capillary rỗng. Việc mở rộng phổ rộng nhất có thể phát sinh từ sự filament do các hiệu ứng kết hợp của SPM, tự nghiêng, sự ion hóa và làm mất hội tụ plasma. Chùm sáng được tạo ra bao gồm một phần trung tâm màu trắng bao quanh bởi phát xạ hình nón giống như cầu vồng. 30 CHƯƠNG 2: PHƯƠNG PHÁP THỰC NGHIỆM 2.1. Hệ laser xung cực ngắn Trong luận văn đã sử dụng một hệ laser xung cực ngắn dựa trên bộ khuếch đại xung chirp (CPA – Chirped Pulse Amplification) Ti:saphire. Hình 2.1 là hình ảnh của hệ laser xung cực ngắn Solstice Ace (Spectra-Physics, USA). Các đặc tính cơ bản của hệ laser này được trình bày ở bảng 2.1. Hình 2.1: Hình ảnh của hệ laser xung cực ngắn Solstice Ace Ti:saphire Bảng 2.1: Một số đặc tính hoạt động cơ bản của hệ laser Ti:saphire: Công suất đầu ra 7 W Đường kính chùm 6 mm Độ rộng xung 35 fs Tần số xung 1000 Hz Chất lượng chùm M2 < 1,2 Bước sóng trung tâm ~ 800 nm 31 Hệ laser bao gồm các phần sau: 2.1.1. Bộ dao động Đây là một thiết bị hoạt động theo phương pháp khóa mode thấu kính Kerr trong buồng cộng hưởng dựa trên môi trường hoạt chất là tinh thể Ti:saphire. Trong bộ dao động, tán sắc được điều khiển nhờ 1 cặp lăng kính. Để có thể điều chỉnh chính xác các đặc trưng thời gian của xung laser, một bộ điều biến tán sắc ánh sáng bằng âm – quang có thể lập trình đã được sử dụng. Thiết bị này giúp định hình các xung cả ở quang phổ và thời gian trước khi quá trình khuếch đại bắt đầu. Đầu ra từ bộ dao động trước tiên được giãn xung theo thời gian, nhờ sử dụng một cặp cách tử phản xạ và sau đó được gửi vào bộ khuếch đại đầu tiên và bộ khuếch đại tái phát (regen). Để ghép các xung từ bộ dao động thành regen, một tế bào Pockels được sử dụng để thay đổi sự phân cực của một vài xung, nhờ đó chúng có thể thoát ra khỏi bộ dao động. 2.1.2. Bộ khuếch đại tái phát Bộ khuếch đại tái phát cũng là một bộ dao động thông thường nhờ sử dụng một tinh thể Ti:saphire làm môi trường hoạt tính (tuy nhiên nồng độ của ion Ti3+ trong môi trường này nhỏ hơn môi trường laser của bộ dao động). Regen được bơm bởi một laser Nd: YLF với tốc độ lặp lại 1 kHz. Regen sẽ tạo ra các xung chỉ có thời gian ns, nhưng vì nó là xung mầm (seed) được tạo ra từ bộ dao động trước khi bắt đầu tự phát laser, thay vào đó nó sẽ hoạt động như một bộ khuếch đại hiệu quả. Sự phân cực sau đó được thay đổi một lần nữa bởi một tế bào Pockels thứ hai và các xung được ghép với lối ra. So với đầu ra của bộ dao động, các xung được khuếch đại nhưng vẫn kéo giãn về thời gian, cho phép khuếch đại thêm. 32 2.1.3. Sự khuếch đại nhiều lần truyền qua Để đạt được sự khuếch đại hơn nữa, các xung hiện tại được thực hiện để đi qua hai bước khuếch đại khác (hai và nhiều lần truyền qua tương ứng), mỗi xung với một tinh thể Ti: saphire. Cũng giống như regen, các bước khuếch đại này được bơm bằng laser Nd: YLF với tốc độ lặp lại 1 kHz. 2.1.4. Bộ nén xung Các xung đã được khuếch đại đến mức năng lượng cực đại của hệ thống thì cần được nén lại trước khi sử dụng. Điều này được thực hiện với một bộ nén, bao gồm hai cách tử song song. Bằng cách thay đổi góc của cách tử và khoảng cách tương đối của chúng, sự bù trừ sự tán sắc đã được thực hiện. Các xung rời khỏi bộ nén phải có cùng độ rộng xung như trước khi vào phần khuếch đại. Sự khác biệt duy nhất là tăng năng lượng xung laser. Tuy nhiên, để có thể tái tạo cùng độ rộng xung như trước, băng phổ của các xung phải được bảo toàn trong các giai đoạn khuếch đại khác nhau. Một yếu tố chống lại yêu cầu này là việc làm hẹp độ khuếch đại (gain) trong quá trình khuếch đại; phát sinh do tần số trung tâm của phổ (chứa hầu hết năng lượng xung) lấy phần lớn độ khuếch đại từ môi trường. Điều này dẫn đến việc thu hẹp quang phổ. Bằng cách giảm mật độ công suất ở phần trung tâm của xung, trước hoặc trong quá trình khuếch đại, nhiều năng lượng hơn sẽ được để lại để khuếch đại ở phai bên cánh của xung, dẫn đến các xung được khuếch đại với phổ rộng hơn trước. 2.2. Lắp đặt hệ thực nghiệm Sơ đồ thí nghiệm cho việc khảo sát các tính chất phổ của xung laser cực ngắn qua ống chứa khí và capillary được lấp đầy khí Argon được trình bày như Hình 2.2. Trong cấu hình này, chùm laser cơ bản ở 800 nm với công suất 4,6 W, độ rộng xung 35 fs ở tần số lặp lại 1 kHz được phát ra từ laser Solstice 33 Ace (Spectra-Physics, USA) được tách thành 2 chùm nhờ bộ tách chùm tia BS (Beam Splitter). Một phần đi qua 2 bộ TOPAS-Prime và NIR-UV để phát tần số tổng ở 480 nm, phần còn lại để nhân tần số nhờ sử dụng tinh thể phi tuyến BBO để tạo xung ở 400 nm. Hai chùm xung này có thể chồng chập vào nhau nhờ sử dụng một gương lưỡng chiết DM (Diroich Mirror) cho các nghiên cứu sự phát của các xung laser cực ngắn bằng hiệu ứng trộn bốn sóng. Trong giới hạn của nghiên cứu này, chúng tôi chỉ nghiên cứu các đặc trưng phổ của xung ở bước sóng 480 nm. Chùm xung sau đó được dẫn và hội tụ vào trong ống khí / capillary được lấp đầy khí Argon nhờ một gương cầu lõm với bán kính cong r = 2 m. Chùm xung sau khi đi ra khỏi ống khí/ capillary sẽ được chuẩn trực lại bằng một gương cầu khác với bán kính cong r = 1 m. Các đặc trưng về quang phổ của xung được thu bởi một máy quang phổ (Spectrometer) kết nối với sợi quang và máy tính (Hình 2.2). Hình 2.2: Sơ đồ thiết lập hệ laser và khảo sát tính chất phổ của xung 2.2.1. Khẩu độ Các khẩu độ (Iris) có kích thước lỗ có thể thay đổi được và được đặt ở một số vị trí trong hệ thực nghiệm như Hình 2.2. Khẩu độ được sử dụng để 34 đánh dấu vị trí của chùm laser hoặc cho phép thay đổi năng lượng xung laser hoặc kích thước chùm laser đi qua (Hình 2.3). Hình 2.3: Một khẩu độ là một Iris diaphram có thể thay đổi kích thước hoặc năng lượng chùm laser đi qua 2.2.2. Gương hội tụ và gương phẳng Gương hội tụ sử dụng trong hệ thí nghiệm là các gương cầu lõm có lớp phủ bạc/ nhôm với bán kính cong là 2000 mm; 1500 mm và 1000 mm (Hình 2.4). Gương Gương hội tụ chùm xung laser trong ống khí để tạo hiện tượng filament. Tùy thuộc vào mục đích sử dụng các gương cầu mà khoảng cách giữa gương và đầu ống khí có thể thay đổi. Trong thí nghiệm này, chúng tôi sử dụng các gương của hãng Sigma-Koki, Nhật Bản. Hình 2.4: Gương cầu lõm có phủ lớp bạc/ nhôm để tăng độ phản xạ 35 Trong quá trình lắp đặt, một số gương phẳng phản xạ cũng được sử dụng để thay đổi hướng của chùm tia. Việc phủ lớp bạc/ nhôm giúp gương có độ phản xạ cao (cỡ > 92 %) trong một dải phổ rộng (Hình 2.5). Hình 2.5: Độ phản xạ của các kim loại khác nhau trong dải sóng từ 200 nm tới 5000 nm 2.2.3. Capillary và ống khí Capillary là một sợi lõi rỗng (hollow-core fiber) làm từ một loại thủy tinh dùng để dẫn xung laser bên trong lõi. Capillary được sản xuất bởi công ty LEONI, dài 100 cm, có đường kính bên trong lõi là 125 m và đường kính ngoài 1,2 mm. Trong thí nghiệm capillary được giữ thẳng bằng cách được đặt trong rãnh chữ V của một thanh thép để nâng đỡ sợi. Giá đỡ sợi (FS), dài 30 cm và được bắt trên ba vít mà có thể được cố định với đai ốc khóa. Điều này cho phép chiều cao của các đầu của giá đỡ được điều chỉnh và bảo đảm. Rãnh chữ V giúp cho sợi nằm vững chắc và cố định. Ống khí argon là một ống thép không rỉ dài 80 cm có 2 cửa sổ (W) trong suốt được gắn chặt ở hai đầu. Cửa số này được làm bằng vật liệu fused silica dày 500 m và được dán chặt bằng keo kín chịu được áp suất trên 2 atm. 36 Ống khí có thể được nâng lên hạ xuống nhờ quay đai giữ C hoặc có thể dịch ngang nhờ một bản vi dịch chuyển (TS). Hình 2.6: Sơ đồ ống chứa khí Argon cho sự mở rộng phổ bằng hiệu ứng SPM trong cả hai trường hợp có capillary và không có capillary ở bên trong. TS: Bản vi dịch chuyển; W: cửa sổ lối vào và lối ra của chùm; VP: cửa sổ để nhìn vào trong ống; GI: Đầu vào khí; PG: Đồng hồ đo áp suất; FS: Nâng đỡ sợi capillary; F: sợi lõi rỗng (capillary); C: Đai có thể điều chỉnh được độ cao. 2.3. Phương pháp thực nghiệm Trong việc lắp đặt thực nghiệm ở mục trên thường rất nhạy với sự điều chỉnh hệ và độ tinh khiết của chất khí. Do đó, một quy trình lắp đặt đã được xây dựng để thiết lập và được mô tả ở đây cùng với một quy trình để đảm bảo độ tinh khiết khí cao. 2.3.1. Khí Argon tinh khiết Argon từ chai khí có độ tinh khiết bậc 5, nghĩa là đạt độ tinh khiết 99,999 %. Việc duy trì độ tinh khiết cao này ở bên trong ống khí là rất cần thiết để quá trình tương tác giữa xung laser và chất khi ít bị ảnh hưởng bởi các tạp khí. Để lấp đầy khí trong lõi sợi với khí Argon, capillary phải được đặt trong một hệ chân không có kết nối với chai khí. Việc này đạt được nhờ một bơm chân không, hệ ống dẫn khí kín và một sensor đo áp suất chất lượng cao. Đầu tiên khí trong ống được hút ra bằng một bơm chân không tới khi đạt được một độ chân không rất cao (gần như tuyệt đối). Sau đó, van ở đường hút chân không được đóng lại để đảm bảo không cho các loại khí khác lọt vào 37 ống khí và từ từ bơm khí từ chai Argon vào ống khí tới áp suất như mong muốn. 2.3.2. Quá trình lắp đặt capillary Để có thể lắp đặt capillary sao cho chùm laser hội tụ và lan truyền trong lõi sợi với hiệu suất ghép nối cao thì rất cần thiết phải định vị chùm laser xung lối vào bằng cách sử dụng 2 khẩu độ ở hai đầu của ống khí. Đầu của capillary cần được đặt cách cửa sổ của ống khí ở một khoảng cách đủ xa để chùm laser trên cửa sổ đủ lớn và do đó tránh được hiệu ứng phi tuyến cũng như sự tự hội tụ trên cửa sổ này. Khoảng cách nhỏ nhất giữa đầu capillary và cửa sổ được xác định bởi giới hạn pha phi tuyến được thiết lập qua cửa sổ (tích phân B). Để tránh các hiệu ứng phi tuyến mạnh, tích phân B cần nhỏ hơn 0,5. LInB 02 0 2    (2.1) với n2 là chiết suất phi tuyến của vật liệu làm cửa sổ (đối với vật liệu fused silica, n2 = 2,48.10 -16 cm2/W [44]), I0 là cường độ xung laser lối vào và L là độ dày của cửa sổ. Capillary cần được giữ thẳng để tránh mất mát năng lượng xung khi truyền qua. Hệ số mất mát toàn phần của một capillary α thì được tính bằng tổng của hệ số mất mát của capillary thẳng α0 và hệ số mất mát của capillary khi cong αR. α = α0 + αR (2.2) với 3 2 0 a ~   (2.3) Nếu R được định nghĩa là bán kính cong của capillary thì khi capillary thẳng R  . Khi đó, 38 2 3 2 a R 1 ~  R (2.4) Do đó, độ suy hao của một capillary sẽ nhỏ nhất khi nó được đặt thẳng. Ngoài ra, mất mát của mode cơ bản sẽ tăng nhanh hơn khi sợi cong so với các mất mát của mode bậc cao. Do vậy, độ cong không chỉ làm giảm sự truyền dẫn của capillary mà còn làm giảm chất lượng của chùm xung laser. 2.3.3. Hệ hội tụ Tiêu cự: Để hội tụ chùm tia với kích thước tốt nhất cho ghép nối, điều quan trọng là phải chọn độ dài tiêu cự thích hợp. Đối với một chùm Gauss, kích thước của eo chùm ở tiêu điểm, 0, liên quan đến độ dài tiêu cự, f và eo chùm trước khi hội tụ, L, theo một quan hệ đơn giản: L 0 f     (2.5) Khi 0 = 0,65 a thì độ dài tiêu cự là:   Laf 65,0