Luận văn Nghiên cứu tính toán xây dựng hệ đo độ rộng xung laser bằng kỹ thuật tự tương quan

g kỹ thuật STS vẫn còn tồn tại nhược điểm là phát xung ngắn ở trong một vùng phổ hẹp. 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. S Nd :YAG laser (2 ω ) 532 nm 20 Hz M 1 M 1 ’ L o G L 2 L 2 M 2 M 3 M 0 90 ps L DS 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. R1 R2 R3 Laser ra từ BCH Q - cao Laser ps từ BCH Q - thấp BCH Q - cao BCH Q - thấp Laser bơm Nd-YaG 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 C ư ? n g đ ? la se r (a .u ) Th?i gian (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. C ư ờ n g đ ộ l as er ( a. u ) hời gian (ps) 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 ∆ 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 0 int , ( ) 0, g r hv E v α α  − ∆ =   for for g g hv E hv E > ∆ < ∆ (2.1) 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 / th vτ ω= 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 ( )( )max 1 2 1 /s s L s p f C R R R Rpi = + + (2.2) giá trị này giảm xuống với đầu đo bán dẫn vì Rp lớn và Rs là nhỏ max 1 2 s L f C Rpi = (2.3) 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 = 50Ω . Ví dụ: Cs = 10 -11F, RL = 50Ω , thì fmax = 300MHz, t = 1/(2pi 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 ∆ 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 = qne 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 1 2 kin d t mE eV ∆ = (2.6) Ví dụ: Ekin = 0,5eV, d = 1 cm, V = 250V, →∆ 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 2 2m t d eV ∆ = ∆ (2.7) Giá trị này có biên độ tương tự như ∆ 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. 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. Cường độ sáng Tín hiệu trigger Khe vào Lưới gia tốc Màn huỳnh quang Điện cực quét Ảnh trên màn huỳnh quang 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 dλ /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] 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 Hình 2.4. Sơ đồ nguyên lý đo đếm đơn photon tương quan thời gian 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 - Loại tốc độ cao (XP2020) 0,6 - 1ns 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) 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 = (SNRreal/SNRideal) 2 (2.9) 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: Hình 2.6. Độ phân giải thời gian của các kỹ thuật đo 32 1/ 2 d N R T S Q      = (2.10) 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 ( ) ( ) ( ), .sE t E t g tτ τ∝ − (2.11)