Luận án Mảng kìm quang học biến điệu quang - Âm

ng và dọc đã được khỏa sát. Kết quả cho thấy với công suất laser khoảng 0 100 WP m quang lực dọc tác động lên vi cầu polystyrene kích thước 0,05a m là khoảng 100pN và quang lực ngang khoảng 1pN. Các giá trị này lớn hơn nhiều so với lực Brown ( 2010BrownF N  [9], [31], [60], [61]). Do đó, có thể khẳng định mảng kìm quang học sử dụng vi thấu kính biến điệu quang - âm với các tham số đã khảo sát trên đủ để giam giữ các vi cầu. Trong chương tiếp theo, chúng ta sẽ nghiên cứu về nguyên lý điều khiển vi hạt (sàng), tìm điều kiện để vi hạt luôn luôn được bẫy trong quá trình sàng. 94 CHƯƠNG 4 KHẢO SÁT CÁC ĐẶC TRƯNG CỦA MẢNG KÌM QUANG HỌC BIẾN ĐIỆU QUANG - ÂM Trong chương 3, chúng ta đã đề xuất mảng kìm quang học sử dụng mảng vi thấu kính biến điệu quang - âm. Các biểu thức phân bố cường độ laser hội tụ sau vi thấu kính và các biểu thức quang lực tác động lên vi hạt nhúng trong chất lưu đã được dẫn ra và khảo sát cho vi hạt có kích thước xác định với công suất laser xác định. Đồng thời đã khẳng định mảng kìm quang học biến điệu quang - âm đủ khả năng bẫy các vi hạt. Trong chương này sẽ trình bày về nguyên lý sàng 2D (điều khiển vi hạt trong không gian 2D), đặc trưng cường độ - tần số của sóng âm trong sàng 2D, sàng 3D. Trong quá trình sàng 3D, tần số sóng âm thay đổi dẫn đến tiêu cự thấu kính thay đổi và cuối cùng là phân bố cường độ thay đổi. Phân bố cường độ theo không gian thay đổi sẽ dẫn đến quang lực tác động lên vi hạt thay đổi, đặc biệt, sự thay đổi đó còn phụ thuộc vào kích thước vi hạt. Do đó, cuối chương sẽ khảo sát một số đặc trưng công suất laser tối thiểu - tần số với các kích thước vi hạt khác nhau sao cho quang lực đủ bẫy vi hạt. 4.1. Nguyên lý sàng 2D Điều khiển vi hạt là một chức năng quan trọng của mảng kìm quang học. Cho đến nay điều khiển các vi hạt chủ yếu tập trung vào điều khiển cơ-điện theo nguyên lý quét tia hoặc di chuyển các linh kiện nhiễu xạ và hệ quang. Đối với mảng kìm quang học biến điệu quang - âm được đề xuất trong chương 3, các nguyên lý điều khiển trên không thể sử dụng với lý do không thể có tác động cơ học nào vào môi trường chất lưu (không thể sử dụng bàn XY) và cũng không thể thay đổi vị trí các điểm hội tụ của các vi thấu kính bằng phương pháp cơ-điện. Do đó, cần có nguyên lý điều khiển khác, đó là nguyên lý sàng bằng cách thay 95 đổi pha ban đầu và tần số sóng âm. Sau đây chúng ta sẽ nghiên cứu về nguyên lý sàng 2D. Phương trình (2.13) sẽ cho ta phân bố chiết suất trên mặt phẳng (X,Y) của môi trường (gọi là phân bố 2D). Phân bố này sẽ làm cho khối môi trường quang - âm trở thành mảng 2D vi thấu kính như trong hình 2.6b. Như trình bày trong chương 3, trên mặt phẳng 2D tâm của vi thấu kính là tương ứng với tâm của vết laser hội tụ trong môi trường chất lưu, do đó, việc thay đổi vị trí tâm  ,i ix y của vi thấu kính tương đương với việc thay đổi tâm kìm trên mặt phẳng (X,Y)-gọi là sàng 2D. Hình 4.1 Vị trí tâm các vi thấu kính trong môi trường Ge33As12Se33 được biến điệu bởi sóng âm có bước sóng Λ và pha ban đầu bằng φ=0. Với các tham số: 5500 /sV m s , 11 21,68.10 /M m W , 7 28.10 /sI W m ; 350sF MHz ; 15,7 m  . 96 Theo phương trình (2.13) và kết quả mô phỏng phân bố chiết suất trên mặt phẳng XY của môi trường Ge33As12Se33 (hình 4.1), chúng ta thấy chu kỳ lặp của các vi thấu kính bằng bước sóng  . Trước tiên, chúng ta giả thiết hai sóng siêu âm có pha ban đầu bằng không ( 0  ). Phân bố chiết suất trong tinh thể vô định hình Ge33As12Se33 có diện tích 3 3  được mô phỏng và trình bày trên hình 4.1. Trong diện tích 3 3  của môi trường quang - âm hình thành 09 vi thấu kính. Tâm của các vi thấu kính, tức là tọa độ  ,i ix y cách nhau một khoảng bằng bước sóng  trên cả hai chiều X và Y. Tâm của vi thấu kính thứ nhất nằm giữa diện tích  tính từ gốc tọa độ (hình 4.2), tức là tại tọa độ:  1 10,5 , 0,5 0x y khi     (4.1) Hình 4.2 Vị trí của vi thấu kính thứ nhất khi pha ban đầu bằng không ( 0  ). 97 Bây giờ chúng ta thay đổi pha ban đầu của hai sóng siêu âm / 4  và / 2  . Khi đó, tâm của các vi thấu kính sẽ thay đổi như trên hình 4.3. Tâm của vi thấu kính thứ nhất dịch về gần tâm hơn. Từ hình 4.3, chúng ta rút ra vị trí tâm của vi thấu kính thứ nhất như sau:     1 1 1 1 0,375 , 0,375 / 4 0,250 , 0,250 / 2 x y khi x y khi                 (4.2) a) b) Hình 4.3 Vị trí của vi thấu kính thứ thất. a) / 4  , b) / 2  . Kết hợp với phân bố chiết suất trên hình 4.1, từ tọa độ của tâm vi thấu kính thứ nhất trong các trường hợp pha ban đầu khác nhau, chúng ta có thể suy ra tọa độ của tâm các vi thấu kính phụ thuộc vào tần số và pha ban đầu như sau: 98     ( ) 0,5 ( 1) 0 ( ) 0,5 5( / ) ( 1) 0 s i i s s i i s V x y i khi F V x y i khi F                    (4.3) Giả sử ở giá trị tần số và pha ban đầu đã chọn các vi hạt đã được bẫy tại tâm của các kìm quang học độc lập. - Nếu thay đổi tần số và pha ban đầu không thay đổi, vị trí của vi thấu kính thứ nhất và chu kỳ lặp của các vi thấu kính tiếp theo sẽ thay đổi phụ thuộc vào tần số sF của sóng âm, khi đó các vi hạt sẽ chuyển động theo (hình 4.4). - Khi thay đổi pha ban đầu và tần số không đổi các vi hạt sẽ được dịch vị trí xung quanh vị trí ban đầu phụ thuộc pha ban đầu, các vi hạt sẽ sắp xếp với chu kỳ không đổi (hình 4.2 và 4.3). - Khi thay đổi pha ban đầu và tần số không đổi các vi hạt sẽ được dịch vị trí xung quanh vị trí ban đầu phụ thuộc pha ban đầu, các vi hạt sẽ sắp xếp với chu kỳ không đổi. Trong trường hợp mảng kìm quang học với các tham số xác định (vị trí các kìm độc lập không đổi, do tần số và pha ban đầu xác định) mà các vi hạt chưa được bẫy tại tâm của các kìm quang học độc lập, khi đó, cần thay đổi tần số hoặc pha ban đầu của sóng siêu âm để có thể cho tâm kìm dịch đến vị trí có vi hạt. Đây là quá trình sàng 2D của mảng kìm quang học. 99 a) b) c Hình 4.4 Vị trí của vi hạt trên mặt phẳng (X,Y) trong quá trình sàng bằng phương pháp thay đổi tần số sóng âm (pha ban đầu 0  ): a) 500sF MHz , b) 350sF MHz và c) 200sF MHz . Ở đây chúng ta cần lưu ý rằng trong quá trình sàng 2D bằng phương pháp thay đổi pha ban đầu các vi hạt được điều khiển trên mặt phẳng (X,Y) ứng với tiêu cự xác định. Tuy nhiên, khi sử dụng phương pháp thay đổi tần số sóng âm, vị trí các vi hạt được bẫy sẽ được điều khiển trên mặt phẳng pha 100 (X,Y), nhưng không tương ứng với tiêu cự xác định vì khi đó, tiêu cự thay đổi theo tần số (hình 4.5). Từ hình 4.5 chúng ta thấy, khi sàng ở tần số Fs=350 MHz, kích thước mạng sẽ là 15,7µm và tiêu cự vi thấu kính f=10,5µm. Điều này có nghĩa là các vi hạt tại tọa độ không gian (x=7,85µm; y=7,85µm; z=10,5µm) sẽ được bẫy. Hình 4.5 Thay đổi tiêu cự vi thấu kính theo tần số sóng âm. 5500 /sV m s , 11 21,68.10 /M m W , 7 28.10 /sI W m ; 115d m . Như chúng ta biết, vị trí của các vi hạt được bẫy sẽ dao động nhỏ lân cận tiêu điểm của vi thấu kính (hình 4.6). 101 Hình 4.6 Các vi hạt dao động trong vùng bẫy của vi thấu kính tĩnh [20] Đối với mảng kìm quang học sử dụng vi thấu kính tĩnh thì tiêu cự không thay đổi, do đó, chỉ có thể điều khiển vi hạt trên mặt phẳng được xác định bởi tiêu cự thấu kính. Tuy nhiên, trong trường hợp của mảng kìm quang học biến điệu quang - âm, tiêu cự vi thấu kính động không cố định trong quá trình thay đổi tần số. Do đó, cần lựa chọn tham số khác phù hợp với tần số sóng âm bảo đảm tiêu cự của vi thấu kính không đổi trong quá trình sàng 2D, trong đó, quan trọng nhất là tương quan giữa tần số và cường độ sóng âm. 4.2. Đặc trưng cường độ - tần số sóng âm cho sàng 2D Từ biểu thức tính tiêu cự (2.42) trong chương 2: 2 2 / 4 s s s V F f d MI (4.4) 102 chúng ta thấy tiêu cự của vi thấu kính phụ thuộc vào hằng số đáp ứng M , độ dày môi trường quang - âm d , vận tốc sóng âm sV , tần số sóng âm sF và cường độ sóng âm sI . Đối với một mảng vi thấu kính đã được thiết kế chế tạo, khi đó các tham số môi trường như hệ số đáp ứng (M), chiều dày (d) và vận tốc sóng âm (Vs) đã được xác định và không thể thay đổi trong quá trình sàng. Do đó, muốn cho tiêu cự thấu kính không đổi chúng ta chỉ có thể thay đổi cường độ sóng âm phù hợp với tần số. Giả sử quá trình sàng 2D thực hiện trong mặt phẳng (X,Y) nào đó ứng với tiêu cự vi thấu kính không đổi 2Df . Sử dụng (4.4) chúng ta có hệ thức giữa cường độ và tần số sóng âm như sau: 2 2 2 2 / 4 s s s D V F I df M (4.5) Đặc trưng cường độ - tần số sóng âm cho mảng kìm quang học biến điệu quang - âm sử dụng môi trường tinh thể vô định hình Ge33As12Se33 với hệ số đáp ứng 11 21,68.10 /M m W , độ dày môi trường quang - âm 150d m , vận tốc sóng âm 5500 /sV m s sàng trong mặt phẳng (X,Y) ứng với tiêu cự 2Df khác nhau được trình bày trong hình 4.7. 103 Hình 4.7 Đặc trưng cường độ - tần số cho quá trình sàng trên mặt (X,Y) ứng với tiêu cự vi thấu kính 2Df khác nhau. Các tham số: 11 21,68.10 /M m W , 115d m , 5500 /sV m s . Từ kết quả trong hình 4.7 chúng ta thấy rằng khi sàng trong vùng tần số cao lân cận 450 MHz cường độ thay đổi nhỏ, nhưng khi sàng trong vùng tần số thấp lân cận 250MHz cường độ thay đổi lớn. Hơn nữa, khi sàng trong mặt phẳng ứng với tiêu cự lớn cường độ thay đổi nhỏ mặc dù sàng trong vùng tần số cao. Khi tiêu cự tăng thì cường độ sóng âm giảm và thay đổi cường độ trong quá trình sàng nhỏ trong vùng tần số cao. 104 Hình 4.8 Đặc trưng cường độ - tần số sóng âm khi sàng 2D của mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong các môi trường khác nhau. Các tham số: 2 18Df m , 115d m . Trong (4.8) chúng ta thấy rằng, để ổn định sàng trong mặt phẳng (X,Y) ứng với tiêu cự xác định trong môi trường quang - âm có hệ số đáp ứng thấp hơn thì cường độ điện trường cần phải cao hơn. Tuy nhiên, do giới hạn công nghệ chế tạo nguồn sóng âm 7 2 28.10 / 80 /sI W m MW m  nên chỉ có thể sàng trong vùng tần số cao. Kết quả khảo sát đặc trưng cường độ - tần số âm trong quá trình sàng của mảng kìm quang học biến điệu quang -âm trong các môi trường khác nhau trên mặt phẳng (X,Y) ứng với tiêu cự vi thấu kính 2 18Df m . Từ hình 4.8 thấy rằng, đối với mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong môi trường có hằng số đáp ứng lớn thì cường độ thay đổi trong khoảng lớn. Khoảng thay đổi này cũng phụ thuộc vào vận tốc sóng âm (công I s ( M W /m 2 ) - Ge Vs=5500m/s, M=1,68 10-11m2/W 105 thức 4.5). Tuy nhiên, vì sóng âm không đổi đối với mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong môi trường xác định nên chúng ta không quan tâm khảo sát. 4.3. Nguyên lý sàng 3D Từ những phân tích về nguyên lý sàng 2D bằng phương pháp thay đổi tần số, chúng ta có thể rút ra rằng quá trình sàng 3D có thể thực hiện khi thay đổi duy nhất tần số sóng âm với điều kiện lựa chọn cường độ sóng âm phù hợp với tần số. Nguyên lý sàng 3D được thực hiện dựa vào sự phụ thuộc của vị trí  , ,i i ix y z vào tần số. Từ (4.3) và (4.4) chúng ta rút ra:     2 2 0,5 5( / ) ( 1) 0,5 5( / ) ( 1) 2 4 s i s s i s s i ss V x i F V y i F V z f Fd MI                        (4.6) Rõ ràng từ (4.6), khi các tham số của môi trường không đổi ( sV const , d const và M const ) và cường độ và pha ban đầu của sóng âm không đổi ( sI const , const  ), thì tọa độ của tiêu điểm chùm tia laser trong không gian 3D của chất lưu,  , ,i i ix y z sẽ thay đổi theo tần số. Do đó, bằng cách thay đổi duy nhất tần số sóng âm, tọa độ của mỗi tâm kìm độc lập trong mảng kìm sẽ thay đổi, nhờ đó có thể dò ban đầu và điều khiển vi hạt. Hình 4.9 mô tả lưới sàng 3D bằng phương pháp thay đổi tần số sóng âm cho mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong tinh thể vô định hình Ge33As12Se33. Thông qua kết quả mô tính toán trong hình 4.9 chúng ta có thể xác định được vị trí của mỗi tâm kìm độc lập. 106 Hình 4.9 Lưới sàng 3D của mảng kìm biến điệu quang - âm trong tinh thể vô định hình Ge33As12Se33. Các tham số: 11 21,68.10 /M m W , 115d m , 5500 /sV m s , 7 28.10 /sI W m , 0  . Cụ thể, trên đường chéo của khối tinh thể tâm kìm độc lập ứng với chu kỳ thứ nhất:  1 1 1, , (7,85 ;7,85 ;10,5 )x y z m m m   , ứng với chu kỳ thứ hai:  2 2 2, , (23,55 ;23,55 ;10,5 )x y z m m m   và ứng với chu kỳ thứ ba:  3 3 3, , (39,25 ;39,25 ;10,5 )x y z m m m   . Từ tọa độ của tâm kìm độc lập chu kỳ thứ nhất, chúng ta có thể tìm được vị trí tâm của tất cả các kìm độc lập trong mảng kìm bằng cách sử dụng hai phương trình đầu của (4.6). 107 4.4. Điều kiện công suất laser Trong chương 3 chúng ta đã tính quang lực dọc và ngang và phân bố của chúng trong không gian bao quanh trục chùm tia laser và trên tiêu diện của mỗi vi thấu kính độc lập trong mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong tinh thể vô định hình Ge33As12Se33. Kết quả cho thấy, khi sử dụng chùm laser có công suất trung bình 0 100P mW thì quang lực dọc tác động lên vi hạt polystyrene có kích thước 0,05a m khoảng (0÷550) pN, trong khi đó quang lực ngang khoảng (0÷1)pN. Rõ ràng, nếu chỉ cần quang lực dọc khoảng 1pN thì công suất trung bình có thể giảm xuống 71 10 W , tức là giảm đi khoảng 100 lần. Nhưng với công suất này, quang lực ngang sẽ giảm đi bấy nhiêu lần, tức là chỉ còn 10- 14 N. Giá trị quang lực ngang này là kết quả tác động của chùm laser công suất 10-7W lên vi hạt có ích thước 50nm. Nhưng đối với các vi hạt có kích thước nhỏ hơn 50nm công suất laser trên sẽ quá nhỏ và quá lớn đối với vi hạt có kích thước lớn hơn. Như vậy, cần xác định công suất laser tối thiểu để tạo ra quang lực ít nhất thắng lực Brown ( 2010BrownF N  [9], [31], [60], [87]) là lực ngoài chính gây chuyển động ngẫu nhiên của vi hạt trong chất lưu. Hơn nữa, nếu chỉ sử dụng công suất laser đã cho ở trên, thì quang lực sẽ không đủ để bẫy các vi hạt có kích thước nhỏ hơn ( 0,05a m ) và quá lớn khi sử dụng các vi hạt có kích thước lớn hơn( 0,05a m ). Mặt khác trong quá trình sàng, tiêu cự thấu kính thay đổi, bước sóng sóng âm cũng thay đổi khi thay đổi tần số, dẫn đến gradient cường độ cũng thay đổi theo. Kết quả sẽ làm thay đổi quang lực tác động lên vi hạt. Do đó, để có thể khẳng định mảng kìm quang học biến điệu quang - âm trong môi trường Ge33As12Se33 có thể bẫy được các vi hạt có kích thước nào, trong vùng tần số sàng nào, chúng ta xem xét mối liên hệ giữa các tham số ảnh hưởng đến quang lực tác 108 động lên vi hạt có kích thước thay đổi, từ đó xác định công suất laser tối thiểu của chùm laser cần sử dụng. Trước tiến chúng ta nhắc lại hai phương trình quang lực dọc và ngang sau: 2 2 3 0 rd, 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 1 1 ( , z) 4 42 0,7 1 0,7 1 2 0,7 1 0,7 g z m Pm z F z n a m f f z f exp f z f                                                                                                   2 2 2 2 2 2 0,7 1 0,7 f z f                                          (4.7) 2 2 3 0 rd, 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 1 1 1 ( , ) 8 42 1 0,7 1 0,7 0,7 2 0,7 1 0, g m Pm F z n a m f z f z f f exp f z                                                                                          2 2 2 7 f                                  (4.8) Sử dụng (4.7) chúng ta khảo sát sự phụ thuộc của công suất laser vào bán kính vi hạt và tần số sóng âm trong quá trình sàng với quang lực dọc xác định như sau: rd, 0, ( , z)g z z z F P MS   (4.9) 109 trong đó, 2 2 3 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 1 1 4 2 4 0,7 1 0,7 1 2 2 0,7 1 0,7 0,7 z m m z MS n a m f f z f exp f z f f                                                                                                        2 2 2 2 1 0,7 z f                                   (4.10) Sử dụng (4.8) chúng ta khảo sát sự phụ thuộc của công suất laser vào bán kính vi hạt và tần số sóng âm trong quá trình sàng với quang lực ngang xác định như sau: rd, 0, ( , )gF z P MS      (4.11) trong đó, 2 2 3 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 2 1 1 1 8 2 4 1 0,7 1 0,7 0,7 2 0,7 1 0,7 m m MS n a m f z f z f f exp f z f                                                                                               2                            (4.12) 110 Như chúng ta biết, để vi hạt chịu tác động của quang lực trong môi trường chất lưu, quang lực tác động lên nó phải lớn hơn lực Brown. Đối với polystyrene có kích thước cỡ nanomet nhúng trong nước, lực Brown vào khoảng 2010BrownF N  . Dựa vào kết quả khảo sát trên hình 3.7 và 3.8 trong chương 3 và giá trị lực Brown, chúng ta tìm điều kiện để quang lực dọc và ngang lớn hơn giá trị cực tiểu 14 min 1 10F N   , lớn hơn nhiều so với lực Brown, đủ để giam giữ các vi hạt kích thước nano [11], [53]. Từ điều kiện về quang lực và từ các công thức tính quang lực (3.16) và (3.17) chúng ta có điều kiện cho công suất bơm như sau: 14 min 0, 0,z,min 14 min 0, 0, ,min 1 10 1 10 z z z F P P MS MS F P P MS MS               (4.13) Giá trị công suất 0,z,minP và 0, ,minP  là giá trị cực tiểu của công suất laser bảo đảm quang lực dọc và ngang lớn hơn giá trị tối thiểu 10-14N với mọi tần số và kích thước của vi hạt. 4.5. Đặc trưng công suất laser - tần số Để khảo sát công suất laser cần thiết để sinh ra trong quá trình sàng các vi hạt kích thước nanomet lơ lửng trong không gian của chùm tia laser hội tụ bởi vi thấu kính, chúng ta giả thiết quang lực tác động lên vi hạt tại biên của chùm tia laser phải lớn hơn lực Brown. Với giả thiết này, vi hạt luôn luôn được kéo vào tâm kìm. Dựa theo cấu trúc vi thấu kính và tiêu cự vi thấu kính đã trình bày trong chương 2 và phân bố quang lực dọc và ngang trình bày trong chương 3, chúng 111 ta sẽ khảo sát công suất laser cần thiết để sinh ra quang lực ít nhất là 14 min 10F N  [53] tác động lên các vi hạt tại tọa độ biên của chùm laser sau khi hội tụ: ( , / 2z f    ) . Với các giả thiết trên, đặc trưng cường độ laser - tần số sóng âm cho quang lực dọc tác động lên các vi hạt có kích thước khác nhau được trình bày trong hình 4.10. Qua hình 4.10, chúng ta nhận thấy: i) Cường độ laser cần thiết (P0,z,min) càng giảm khi tần số sóng âm cao; ii) Cường độ laser cần thiết lớn khi kích thước vi hạt nhỏ. iii) Để có thể sàng trong vùng tần số (200÷500) MHz, cường độ laser lớn hơn 0,018 W là đủ để tạo ra quang lực dọc bẫy các vi hạt có kích thước lớn hơn 10nm theo trục dọc. Hình 4.10 Đặc trưng cường độ laser cực tiểu - tần số sóng âm với các bán kính vi hạt khác nhau cho quang lực dọc 14 , 1.10gr zF N  . Các thông số: 4,0n  ; 11 21,68.10 /M m W , 7 2I 8.10 W /s m , 5500 /sV m s , 115d m . 112 Cùng với các các tham số đã cho ở trên, đặc trưng cường độ laser tối thiểu - tần số sóng âm cho quang lực ngang tác động lên các vi hạt có kích thước khác nhau được trình bày trong hình 4.11. Từ hình 4.11 chúng ta nhận thấy: i) Cường độ laser cần thiết (P0,ρ, min) giảm khi tần số sóng âm cao; ii) Cường độ laser cần thiết tăng khi kích thước vi hạt giảm; iii) Nếu sàng trong vùng tần số (200÷500) MHz, cường độ laser lớn hơn 2,5W là đủ để tạo ra quang lực ngang đủ bẫy các vi hạt có kích thước lớn hơn 10nm theo trục hướng tâm. Hình 4.11 Đặc trưng cường độ laser cực tiểu - tần số sóng âm với các bán kính vi hạt khác nhau cho quang lực ngang 14 , 1.10grF N  . Các thông số: 4,0n  ; 11 21,68.10 /M m W , 7 2I 8.10 W /s m , 5500 /sV m s , 115d m . Từ nhận xét trên hai hình 4.10 và 4.11, chúng ta có thể kết rút ra rằng nếu sử dụng chùm tia laser có công suất cực tiểu là 2,5W chiếu vào mảng kìm quang học biến điệu quang - âm theo mô hình đã đề xuất thì thể bẫy được tất 113 cả các vi hạt có kích thước bất kỳ lớn hơn 10nm nhúng trong môi trường chất lưu và có thể sàng trong vùng tần số (200÷500) MHz. Chúng ta có thể rút ra được điều kiện tối thiểu cho các tham số để mảng kìm quang học có thể bẫy đồng thời nhiều vi hạt như sau: 0 0,min min ,min P >P =2,5 10 200s s W a a nm F F MHz     (4.14) Các điều kiện (4.14) cho ta biết rằng, để các vi hạt có kích thước khác nhau lớn hơn 10nm đồng thời được bẫy và được sàng bởi tần số lớn hơn 200MHz cần phải sử dụng laser có công suất trung bình 2,5W. Bảng 4.1 Tương quan công suất, quang lực và bán kính vi hạt. Bán kính vi hạt (nm) Quang lực tối thiểu (N) Công suất tối thiểu (W) 10 10 -14 2,5 10 10 -12 250 1000 10 -12 250.10 -6 (250mW) 5000 10 -12 2.10 -6 5000 10.10 -12 20.10 -6 5000 100.10 -12 200.10 -6 5100 giữ được vi hạt 120.10-6 [20] Giá trị công suất trong (4.14) chỉ là công suất tối thiểu để quang lực thắng lực chuyển động nhiệt F=10-14 N [53]. Tuy nhiên, để bẫy và giữ được 114 các vi hạt có kích thước 10 nm quang lực cần có khoảng 10-12 N, do đó, công suất cần thiết phải tăng lên đến P0 = 250W. Nhưng khi cần bẫy và giữ các vi hạt có bán kính lớn hơn công suất sẽ giảm đi nhiều lần. Cụ thể khi bẫy các vi hạt có kích thước cỡ 1µm với cùng quang lực cỡ 10-12N, công suất cần thiết giảm đi 10-6 lần, tức là P0=250mW và khi bẫy vi hạt có kích thước 5µm công suất cần thiết giảm xuống còn 2mW. Cùng với vi hạt kích thước 5µm, nhưng quang lực cần tăng lên đến 10.10 -12 N, công suất sử dụng cần tăng lên 20mW. Tương quan giữa công suất, quang lực và bán kính hạt suy ra từ (4.7) và (4.14) có thể trình bày trong bảng 4.1. Tương quan công suất, quang lực và bán kính vi hạt trong bảng 4.1 cho thấy kết quả tính toán về công suất tối thiểu trong (4.14) có thể xem là hợp lý khi so sánh với kết quả thực nghiệm mà Sow và cộng sự đã thực hiện và công bố trong công trình [20]. Như đã nói ở trên, khi bẫy vi hạt có kích thước 5,1µm, Sow và cộng sự đã sử dụng công suất laser 120mW. Giá trị công suất sử dụng cao như vậy là vì trong mảng kìm mà Sow đã thiết kế, các vi thấu kính có đường kính mở D=20µm, tiêu cự f=145µm, do đó khẩu độ số rất nhỏ ( NA 0,091 ). Trong khi đó, giới hạn công suất tính trong (4.14) được tính với khẩu độ số của các vi thấu kính lớn hơn 1. 115 Kết luận chương 4 Mảng kìm quang học biến điệu quang - âm có thể sử dụng trong việc dò ban đầu, bẫy và điểu khiển gọi chung là sàng trong không gian 3D bằng phương pháp điều khiển tần số và pha ban đầu của sóng âm. Mảng kìm quang học biến điệu quang âm có thể sàng 2D bằng cách điều khiển pha ban đầu của sóng âm. Mảng kìm quang học biến điệu siêu âm cũng có thể thực hiện sàng 2D và 3D bằng điều khiển tần số và cường độ sóng âm phù hợp với nhau. Trong quá trình sàng, quang lực tác động lên vi hạt thay đổi. Quang lực tác động lên vi hạt lớn hơn lực Brown chỉ có thể đạt được khi điều khiển công suất laser phù hợp với tần số và kích thước vi hạt cần bẫy, thông qua các đường đặc trưng công suất laser -tần số sóng âm, đặc trưng công suất laser- kích thước vi hạt. Mảng kìm quang học biến điệu quang - âm được đề xuất với các tham số đã chọn sẽ bẫy được tất cả các vi hạt có kích thước lớn hơn 10nm và sàng trong vùng tần số lớn hơn 200MHz khi sử dụng laser công suất trung bình lớn hơn 0,minP 2,5W . 116 KẾT LUẬN CHUNG 1. Đã khảo sát được sự hình thành mảng vi thấu kính 2D trong môi trường quang - âm được biến điệu bởi hai sóng siêu âm truyền lan theo hai chiều vuông góc với nhau. Mỗi vi thấu kính có khẩu độ mở bằng bước sóng sóng âm Λ, phụ thuộc vào tần số và vận tốc truyền trong môi trường của sóng âm. Đã tính tiêu cự vi thấu kính và khảo sát phụ thuộc của nó vào hệ số đáp ứng, chiều dày của môi trường quang - âm và phụ thuộc vào tần số và cường độ sóng âm. 2. Đã khảo sát ảnh hưởng của các tham số lên khẩu độ số của vi thấu kính và tìm bộ tham số bảo đảm điều kiện có thể ứng dụng tạo mảng kìm quang học NA>1 như sau cho hai môi trường quang - âm, cụ thể: 33 12 11 3 2 2 3 1,68.10 / , 4, 115 : 186( W / m),V 5500 / : 1,33 s s s m M m W n d m F I MHz m s H G n e As Se O          13 2 4 2 1,04.10 / W, 3,37, 25 : 160.10 ( W / m),V 5000 / : 1,33 s s s m M m n d mm F I MHz m s H G A n a O s          Tính toán đưa ra biểu thức mô tả phân bố cường độ laser sau khi hội tụ bởi vi thấu kính với các tham số đã lựa chọn và phân bố quang lực của chùm laser tác động lên vi hạt polystyrene nhúng trong nước. 3. Đã đề xuất nguyên lý sàng 2D của mảng kìm quang học biến điệu quang - âm có khả năng sàng trong mặt phẳng 2D với hai trường hợp lựa chọn sau: i) thay đổi hoặc pha ban φ; ii) thay đổi tần số đổi tần số f và cường độ Is sao cho tích của chúng không đổi. Vị trí của các vi hạt trong mặt phẳng được xác định như sau: 117     0,5 5( / ) ( 1) 0,5 5( / ) ( 1) s i s s i s V x i F V y i F z f const                      Đã khảo sát đặc trưng cường độ-tần số của sóng âm trong quá trình sàng 2D. 4. Đã đề xuất nguyên lý sàng 3D với các trường hợp lựa chọn sau: i) thay đổi đồng thời pha ban đầu và cường độ sóng siêu âm (tần số không đổi); ii) thay đổi đồng thời tần số và cường độ sóng siêu âm (pha ban đầu không); iii) thay đổi duy nhất tần số sóng siêu âm (cường độ và pha ban đầu không đổi). Vị trí của vi hạt được xác định trong không gian 3D được xác định như sau:     4 3 2 0,5 5( / ) ( 1) 0,5 5( / ) ( 1) / (32 2 ) s i s s i s s s s s V x i F V y i F z f V gV d n F I                       Đã khảo sát ảnh hưởng của tần số cần sàng và kích thước vi hạt cần bẫy vào công suất trung bình của laser cần sử dụng sao cho thỏa mãn các lực tác động lên vi hạt lớn hơn 10-14N. Đã xác định bộ tham số thiết kế cuối cùng cho mảng kìm quang học 2D biến điệu quang - âm trong tinh thể vô định hình Ge33As12Se33 như sau: - Tinh thể vô định hình Ge33As12Se33: 11 21,68.10 / ; 4;M m W n 115 , : 1 14d m m ; 118 - Sóng âm: 7 28.10 /sI W m , 5500 /sV m s , 200 500sF MHz ; - Laser: 0, 2,5minP W , 1,5 m ; - Vi hạt polystyrene: 10 ; 1,57ha nm n ; - Môi trường chất lưu H2O: 1,33, 40m mn d mm . Với các tham số thiết kế đầu vào xác định trên, mảng vi thấu kính 2D biến điệu quang - âm có thể sàng 3D bằng tần số sóng âm 200 MHz đến 500 MHz và bẫy được vi hạt polystyrene có bất kỳ kích thước nào lớn hơn 10nm nhúng trong nước có độ sâu lớn hơn 40 mm khi sử dụng công suất laser lớn hơn 2,5W. Từ những kết quả trên, có thể rút ra những đóng góp mới sau: 1. Đã đề xuất mô hình lý thuyết mảng vi thấu kính động (đường kính mở và tiêu cự trong vùng micromet) trong môi trường quang - âm Ge33As12Se33 biến điệu bằng hai sóng âm truyền lan vuông góc với nhau với hằng số mảng, đường kính mở, tiêu cự của vi thấu kính có thể thay đổi trong vùng micromet khi thay đổi tần số sóng âm trong vùng (200500)MHz, cường độ thay đổi trong vùng (1.1048.107)W/m2. 2. Đã phân tích, khảo sát đưa ra bộ tham số cho thực nghiệm thiết kế một mảng kìm quang học sử dụng tinh thể vô định hình Ge33As12Se33 biến điệu quang âm có thể bẫy và điều khiển 2D và 3D các vi hạt polystyrene có kích thước trong vùng (105000)nm nhúng trong nước sử dụng chùm laser có công suất cực đại 2,5W. 119 CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ CÔNG BỐ LIÊN QUAN ĐẾN LUẬN ÁN 1. Van Thinh Nguyen, Quang Quy Ho, Van Lanh Chu, Trapping capability of microlens 2D array by acoustic modulation, J. of Advances in Physics, Vol.6, No.2, 2014, pp.1072-1078. 2. Van Thinh Nguyen, Quang Quy Ho, Optical Trap 2D Array by Acoustic Modulation, J. of Physical Science and Applications, Vol. 4, No. 7, 2014, pp.420-425. 3. Nguyễn Văn Thịnh, Mảng kìm quang học trong tinh thể GaAs biến điệu bằng sóng âm, Nghiên cứu KHCNQS, Số 35, 02-2015, 112-120. 4. Nguyễn Văn Thịnh, Chu Văn Biên, Bùi Xuân Kiên, Nguyễn Mạnh Thắng, Lựa chọn tham số cho mảng kìm quang học trong thủy tinh biến điệu bằng sóng âm, Nghiên cứu KHCNQS, Số 37, 06-2015, 61-66. 5. Van Thinh Nguyen, Quang Quy Ho, Van Luu Mai, Microlens focal length controling for optical tweezer arrays by acousto-optic modulation in germanium, J. of Advances in Physics, Vol.9, No.2, 2015, pp. 2388-2393. 6. Van Thinh Nguyen, Quang Quy Ho, Van Lanh Chu, Ultrasonic- Controled Microlens Arrays in Germanium for Optical Tweezers to Sieve the Micro-particles, Communications in Physics, Vol.25, No.2, 2015, pp. 157-163. 120 TÀI LIỆU THAM KHẢO Tiếng Việt 1. Hoàng Đình Hải, Nghiên cứu ảnh hưởng của một số thông số lên kìm quang học sử dụng hai chùm Gauss ngược chiều, Luận án TS, Viện KH- CNQS, 2014. 2. Hồ Quang Quý, Đoàn Hoài Sơn, Chu Văn Lanh, Nhập môn bẫy quang học, NXB ĐHQG Hà Nội, 2011. 3. Hồ Quang Quý, Vật lý Laser và ứng dụng, NXB Khoa học và Quân sự Hà Nội, 2013. Tiếng Anh 4. A. Ambardekar, Y. Q. Li, Optical levitation and manipulation of stuck particles with pulsed optical tweers, Opt. Lett. 30, pp.1797-1799 (2005). 5. A. Charles, Modern Problems in Classical Electrodynamics. Oxford University Press. ISBN 0-19-514665-4 (2004). 6. A. R. Neves, A. Fontes, C. L. Cesar, A. Camposea, R. Cingolani, and D. Pisignano, Axial optical trapping efficiency through a dielectric interface, Phyts. Rev. E76, pp. 061917-1-8 (2007). 7. A. Samoc et el, Refractive index anisotropy and optical dispersion in film of Deoxyribonucleic acid, J. of Applied Polymer Science, DOI 10.1002, 236-245 (2006). 8. A.E. Cetin et al, Monopole antenna arrays for optical trapping, spectroscopy, and sensing, Appl. Phys. Lett. 98, 111110 (2011). 9. Ahmadi, Brownian motion, ME437/537, Clarkson University, 2007. 10. Aristizabal and D. H. Turnbull, 44-MHz LiNbO3 Transduces for UBM- Guided Doppler Ultrasound, IEEE Transactions on Ultrasonics, Perroelectrics and Frequency Control 50, 623-630 (2003). 121 11. Ashkin, Acceleration and Trapping of Particles by Radiation Pressure, Phys. Rev. Lett. 24, pp.156-159 (1970). 12. Ashkin, Forces of a single-beam gradient laser trap on a dielectic sphere in the ray optics regime, Biophys. J. Vol.24, pp.569-582 (1992). 13. B. Sorensen, E. J. G. Peterman, T. Weber, and C. F. Schmidt, Power spectrum analysis for optical tweezer. II: Laser wavelength dependence of parasitic filtering, and how to achieve high bandwidth, Rev. of Scient. Intruments, Vol. 77, pp. 063106-063110 (2006). 14. Beck, M.M. de Lima, and P.V. Santos, Acousto-optical multiple interference devices, J. Of Appl. Physics 103, 014505-1-7 (2008). 15. Bormuth et al, Optical trapping of coated microspheres, Opt. Exp. 16, 13831-13844 (2008). 16. Bowler et al, Coherent Diabatic Ion Transport and Separation in a Multizone Trap Array, Phys. Rev. Lett. 109, 08050 (2012). 17. C. Jian, J. J. Xiao, and J. P. Huang, Optical force on dielectric nanorods coupled to a high-Q photonic crystal nanocavity, J. Phys. Chem. C 113, pp. 17170-17175 (2009). 18. C. Kuo, M. P. Sheetz, Optical tweezers in cell biology, Trends Cell Biol. 2, pp.16-24 (1992). 19. C. Neuman and S. M. Block, Optical trapping, Rev. of Scient. Intruments, Vol. 75, 2787-2809 (2004). 20. C.H. Sow et al, Multiple-spot optical tweezers created with microlens arrays fabricated by proton beam writing, Appl. Phys. B78, 705-709 (2004). 21. Couris, M. Renard, O. Faucher, B. Lavorel, R. Chaux, E. Koudoumas, X. Michaut. An experimental investigation of the nonlinear refractive index (n2) of carbon disulfide and toluene by spectral shearing interferometry and z-scan techniques. Chemical Physics Letters 369, pp 318-324 (2003). 122 22. Cui, D. Erni, C. Hafner, Optical forces on metallic nanoparticles induced by a photonic nanojet, Opt. Express, Vol. 16, pp. 13560-13568 (2008). 23. D. Ott, N. S. Reihani, and L. B. Oddershede, Simultaneous three- dimensional tracking of individual signals from multi-trap optical tweezers using fast and accurate photodiode detedtion, Opt. Express, 22, DOI:10.1364/OE 22.23661 (2014). 24. D. Wang, H. Yin, R. Landick, J. Gelles, and S. M. Bock, Stretching DNA with Optical Tweezers, Biophys. J. Vol.72, pp. 1335-1346 (1997). 25. E. A. Saleh, and M.C. Teich, Fundamentals of Photonics, A Wiley- Interscience Publication, 1991. 26. E. R. Dufresne et al, Computer-generated holographic optical tweezers arrays, Rev. science instruments 72, 1810-1816 (2001). 27. European Network of Excellence for Biophotonics, Acousto-optical deflectors for optical tweezer arrays, Networking for Better Health Care, items/ (2014). 28. G. Beghi, Acoustic Waves- From microdevices to Helloseimology, INTECH, ISBN 978-953-307-572-3 (2011). 29. G. Dagalakis, Th. LeBrun, J. Lippiatt, Micro-mirror array control of optical tweezer trapping beams, 2 th IEEE Conf. on Nanotechnology, Washington DC, August 26-28, pp. 177-180 (2002). 30. G.Wang et al, Effect of spatial coherence on radiation forces acting on a Rayleigh dielectric sphere, Opt. Lett. 32, pp.1393-1395 (2007). 31. Giorgio Volpe and Giovanni Volpe, “Simulation of Brownian particle in an optical trap,” Am. J. Phys. 81, pp. 224-230 (2013). 32. H. G. Huisstede, Scanning probe optical tweezers: A new tool to study DNA-protein interactions, Printed by FEBODRUK BV, Enschede, ISBN 90-365-2355-9 (2006). 123 33. H. Q. Quy, H. D. Hai, The simulation of the stabilizing process of glass nanoparticle in optical tweezer using series of laser pulses, Commun. In Phys., Vol.22, pp. 175-181 (2012). 34. H. Q. Quy, M. V. Luu, Hoang Dinh Hai and Donan Zhuang, The Simulation of the Stabilizing Process of Dielectric Nanoparticle in Optical Trap using Counter-propagating Pulsed Laser Beams, Chinese Optic Letters, Vol. 8, No. 3 / March 10, pp.332-334 (2010). 35. H. Sehgal, Optical tweezers: Characterization and systems approach to high bandwidth force extimation, PhD. Thesis, University of Minnesota, 2010. 36. Hecht, Optics, Addison Wesley, 2001. 37. H-I. Kim, I-J. Joo, S-H. Song, P-S Kim, K-B. Im, and C-H. Oh, Dependence of the optical trapping efficiency on the ratio of beam radius to the aperture radius, J. Korean Phys. Soc., Vol.43, pp.348- 351 (2003). 38. Honglian, Y. Xincheng, L. Zhaolin, C. Bingying, h. Xuehai & Z. Daozhong, Measurements of displacemant and trapping force on micro- sized particles in optical tweezer system, Science in China, Vol. 45, pp.919- 925 (2013). 39. Howie Mende, Ph.D., Optical Trapping, manipulation, translation and spinning of micron sized gears using a vertical dual Laser diode system, Laurentian University, Ontario, Canada, 2000. 40. In-yong Park, Manufacturing micrometer scale structures by an optical tweezer system controlled by five finger tips, PhD thesis, Gwangju, korea, 2006. 41. Isomura, N.Magome, M.I.Kohira, K.Yoshikawa, Toward the stable optical trapping of a droplet with counter laser beams under microaravity, Chemical Physics Letters, 429, pp.321-325 (2006). 124 42. J. Greenleaf, M. T. Woodside, E. A. Abbondanzieri, and S. M. Block, Passive all-optical force clamp for high-resolution laser trapping, Phys. Rev. Lett., Vol. 95, pp. 208102-1- 4 (2005). 43. J. Hallock, P. Redmond, and L. E. Brus, Optical forces between metallic particles, PNAS, Vol. 102, 1280-1284 (2012). 44. J. Stevenson et al, Optically guided neutronal growth at near infrared wavelengths, Optics Express 14, 9786-9793 (2006). 45. J.P. Hoomgenboom et al, Patterning surfaces with colloidal particles using optical tweezers, Appl. Phys. Lett. 80, 4828-4830 (2002). 46. John Strutt, On the transmission of light through an atmosphere containing small particles in suspension, and on the origin of the blue of the sky, Philosophical Magazine, series 5, vol. 47, 375-394 (1989). 47. Justin E.Molloy et al, Preface: Optical tweezers in a new light, Journal of Modern Optics, Vol.50, No.10, pp.1501-1507 (2003). 48. K-B. Im, D-Y. Lee, H-I. Kim, C-H. Oh, S-H. Song and P-S. Kim, B-C. Park, Calculation of optical trapping forces on microspheres in the ray optics regime, J. Korean Phys. Soc., Vol. 40, pp. 930-933 (2002). 49. Kishan Dholakia et al, Optical tweezers: the next generation, Physics World, 31-35 (2002). 50. Korpel, Acousto-Optics, New York: Marcel Dekker. Inc. 358 ,66 (1988) 51. Kress, Ernest H. K. Stelzer, G. Griffiths, and A. Rohrbach, Control of Relative Radiation Pressure in Optical Traps: Application to Phagocyte Membrane binding studies, Phys. Rev. E71, 061927 (2005). 52. Kumar De, D. Roy, B. Saha, D. Goswami, A simple method for constructing and calibrating an optical tweezer, Current Science, Vol. 95, pp.723-724 (2008). 53. L. Zhao, L. G. Wang, Dynamic radiation force of a pulsed Gaussian beam acting on a Rayleigh dielectric sphere, Optical Society of America, Vol.32, pp.1393-1395 (2007). 125 54. L. Zhao, L. G. Wang, X. H. Lu, Radiation forces on a dielectric sphere produced by highly focused hollow Gaussian beams, Phys. Lett. A, pp.502-506 (2006). 55. L.Deng, Q. Wei, Y. Z. Wang, Y. Q. Li, Numerical modeling of optical levitation and trapping of the stuck particles with a pulsed optical tweerz, Opt. Express. 13, pp.3673-3680 (2006). 56. M. Kawano, J. T. Blakely, R. gordon, and D. Sinton, Theory of dielectric micro-sphere dynamics in a dual-beam optical trap, Opt. Express, Vol. 16, pp. 9306-9317 (2008). 57. M. S. Rocha, Optical tweezer for undergraduates: Theoretical analysis and Experiments, Am. J. Phys., Vol. 77, pp. 704-712 (2009). 58. M. Siler, t. Cizmar, M. Sery, P.Zemanek, Optical forces generated by evanescent standing waves and their usage for sub-micro particle delivery, Appl. Phys. B84, 157-165 (2006). 59. M.P. MacDonald, I. Peterson, W. Sibbett, and K. Dholakia, Trapping and manipilation of low-index particles in a two-dimensional interferomtric optical trap, Opt. Lett. 26, 863-865 (2002). 60. Mangeol, D. Cote, T. Bizebard, O. Legrand, and U. Bockelmann, Probing DNA and RNA single molecules with a double optical tweezer, Eur. Phys. E19, 311-317 (2006). 61. Mavago, P.H. Jone, P.G. Gucciari, G. Volpe, and A.C. Ferrari, Optical trapping and manipulation of nanostructures, Nature Nanotechnology 8, 807-819 (2013) Doi: 10.1038/nnano. 2013.208. 62. McLeod and C. B. Arnold, Array-based optical nanolithography using optically trapped microlenses, Opt. Express 17, 3640 (2009). 63. Michael Gögler et al, Forces on Small Spheres in a One-Beam Gradient Trap, Leipzig Uni., Germany, Wintersemester 2005/2006. 126 64. N. Hoàng, T. L. Cao, Q. Q. Ho, Influence of Kerr Effect on Tweezer Center Location in Nonlinear Medium, International Journal of Engineering and Innovative Technology, 3, 134-138 (2013). 65. Neil A Schofield, Development of Optical Trapping for the Isolation of Environmentally Regulated Genes, Submitted in partial fulfiment of the requirement for the degree of doctor of philosophy, 1998. 66. Neilo Savage, Acoustic-optics devices, Chap. 12: Acousto-optic devices and applications by I.C. Chang, Nature Photonics 4 , 728-729 (2010). 67. O. Moine and B. Stout, Optical force calculations in arbitrary beams by use of the vector addition theorem, J. Opt. Soc. Am. B, Vol. 22, pp. 1620-1631 (2005). 68. Ojala, Stiffer optical tweezer through real-time feedback control, PhD thesis, University Helsingien, 2007. 69. P.T. Korda, M.B. Taylor, and D. G. Grier, Kinetically locked-in-colloidal transport in an array of optical tweezers, Phys. Rev. Lett. 89, 128301 (2002). 70. Pornsuwancharoen, C. Tanapojarus, U. Dunmeekaew, and P.P. Yupapin, Novel Dynamic Optical Tweezerz Array Generation Using Dark Soliton Control within an Add/Drop Multiplexer, PIES, Xi’an, China, March 22- 25, 1832-1836 (2010). 71. Preece, R. Bowman, A. Linnenberger, G. Gibson, S. Serati and M. Padgett, Increasing trap stiffness with position clamping in holographic optical tweezers, Opt. Express, Vol. 17, 22718-22724 (2009). 72. Q. Ho, Simulation of influence of partially coherent Gaussian laser beam on gradient force acting on dielectric nanoparticle inside random medium, J. Phys. Scien. And Appl., Vol. 2, 301-305 (2012). 73. Q. Q. Ho, V. N. Hoang, Influence of the Kerr effcect on the optical force acting on the dielectric particle, J. Phys. Scien. And Appl., Vol. 2, 414- 419 (2012). 127 74. R. Dufresne and D. G. Grier, Optical tweezer arrays and optical substrates created with diffractive optics, Rev. of Scient. Instruments, 69, 1974-1977 (1998). 75. R. W. Bowman et al, Fast, customizable hologram generation for optical tweezers, Comp. Phys, Commun., 185, pp.268-273 (2014). 76. Ren, C. Wang, Y.Li, S. Shen, and S. Liu, Optical Tweezer Array System Based on 2D Photonic Crystals, Physics Procedia 22,493-497 (2011). 77. Rohrbach, Stiffness of Optical Traps: Quantitative Agreement between Experiment and Electromagnetic Theory, Phys. Rev. Lett. 95, 168102-1- 4 (2005). 78. S. Hormeno and J. R. Arias-Gonzalez, Exploring mechanochemical processes in the cell with optical tweezers, Biol. Cell, Vol.98, 679-695 (2006). 79. S. Kotopoulis, PhD. Thesis, University of Hull, Kingston upon Hull, England, 2011. 80. S. Krishnamurthy and P. V. Santos, Optical modulation in photonic band gap structures by surface acoustic waves, J. of Appl. Physics Vol. 96, 1803-1810 (2004). 81. Simons, Large Infrared Optical Tweezer Array, Thesis of Master of Science, University of Washington, 2012. 82. Singer, S. Bernet, and M. Ritsch-Marte, 3D- force calibration of optical tweezers for mechanical stimulation of surfactant-releasing lung cells, Laser Phys. Vol.11, 1217-1223 (2001). 83. T. Li, Fundamental Tests of Physics with Optically Trapped Microsphere, Chap. II: Physical principle of Optical Tweezers, Springer Theses, DOI:10.1007/978-I-4614-6031-2, 2, Springer Science+Business MediA New York, 2013. 84. T. Perkin, Optical traps for single molecule biophysics: a primer, Laser & Photon. Rev., Vol. 3, 203-220 (2009). 128 85. Tanaka et al, Dynamic micro-bead arrays using optical tweezers combined with intelligent control techniques, Opt. Express 17, 24102- 24111 (2009). 86. Van der Horst, B.P.B. Downing, and N.R. Forde, Position and Intensity Modulations in Holographic Optical Traps Created by a Liquit Crystal Spatial Light modulatior, OSA/DH/FTS/HISE/OTA, 200 (2009). 87. Volpe, and D. Petrol, Brownian Motion in a Nonhomogeneous Force Field and Photonic Force Microscope, Phys. Rev. E76, 061118-1-10 (2007). 88. W. Dixon, Photoelastic properties of selected materials and their relevane for application to acoustic light modulators and sciences, J. Appl. Phys. 38, 5129-5133 (1967). 89. W. Zemanek, V. Karasek, A. Sasso, Optical forces acting on Rayleigh particle placed into interference field, Optics Commun. 240, 401-415 (2004). 90. Z.W. Wilkes, S. Varma, Y.-H. Chen, H.M. Milchberg, T.G. Jones and A. Ting. Direct measurements of the nonlinear index of refraction of water at 815 and 407 nm using-shot supercontinuum spetral interferometry. Applied Physics letters 94, 211102 (2009). 91. R.P. Wang, A. Roide, D.Y. Choi, and B. L. Davies, Surface Oxdation of Ga33As12Se55 films, J. Ceram. Soc. 91, 2371-2373 (2008). 92. D.A.P.Bulla, R.P. Wang, A. Prasad, A.V. Rode, S.J. Madden, and B.L. Davies, On the properties and stability of thermally evaporated Ga-As- Se thin film, Appl. Phys. A 96, 615-625 (2009). 93. K.U. Kohrmann, M.S. Michel, A. Steidler, E. Marlinghaus, O. Kraut, and P. Alken, Technical characterization of an ultrasound source for noninvasive thermoablation by high-intensity focused ultrasound, BJU International, 90, 248-252 (2009). 94. M. S. Ipatov, M.N. Ostroumov, and A. F. Sobolev, Effect of the spectrum of a high-intensity sound source on the sound-absorbing properties of a resonance-type acoustic linning, Acoustical Physics Vol.59, No.4, 426- 433 (2012). 129 PHỤ LỤC 1 Chương trình tính phân bố chiết suất trong khối GRIN restart; Is:=3*10^4; M:=1.68*10^(-11); gama:=0.31; Fs:=350*10^6; Vs:=5340; Lambdas:= Vs/Fs; d:=20*10^(-9); P0:=1; bk:=20*10^(-7); nm:=4; nh:=1.6; alfa:=5*10^(-4); m:=nh/nm; deltan:=sqrt(M*Is/2); pi:=3.14; pha:=0.5*10^(-5); fre:=10000; fs:=Lambdas^2/(8*ln(2)*deltan*d); I0:=pi*P0/(4*fs); rho0:=0.84*fs; Fgr:=-(rho-0.2*10^(-5))*nm*bk^3*I0*(1/rho0^2)*(m^2- 1)*(1/(m^2+2))*exp(-(rho-0.2*10^(-5))^2/rho0^2); PBx:=cos(2*pi*x);PBy:=cos(2*pi*y); PBT:=PBx+PBy; 130 Asin0:=nm-2*alfa+4*alfa*(sin(pi*x/Lambdas))^2; Asinx:=nm-2*deltan+4*deltan*(sin(pi*x/Lambdas-pi/2))^2; Asiny:=nm+2*deltan-32*deltan*y^2/Lambdas^2; PB:=nm-deltan*(PBx+PBy); PBg:=nm+deltan-deltan*ln(2)*(x^2+y^2)/0.25^2; Irho:=I0*exp(-(rho-0.2*10^(-5))^2/rho0^2); TIEU:=1*10^6*Lambdas^2/(64*deltan*z*10^(-6)); NA:=1.5*16*deltan*z/(Lambdas*10^6); with(plottools); plot(PBx(x),x=0..2); plot(Asin0(x), x=-Lambdas..0); plot(Asinx(x), x=-0.5*Lambdas..0.5*Lambdas); plot(Asiny(y), y=-Lambdas/4..Lambdas/4); plot3d(PB(x,y), x=0...3,y=0..3); plot3d(PBg(x,y), x=-0.25..0.25,y=-0.25..0.25); plot3d(PB(x,y), x=0.25..0.75, y=0.25..0.75); plot(TIEU(d),z=100..1000); 131 PHỤ LỤC 2 Chương trình tính tiêu cự-độ dày với tần số khác nhau restart; M:=1.68*10^(-11); Ins:=3*10^4; Vs:=5500; Lambdas:= Vs/Fs; pi:=3.14; phase:=0; n0:=4.0; f(y):=10^3*(Vs/Fs)^2*sqrt(2)/(sqrt(M*Ins)*y*10^(-3)*8); with(plottools); Fs:=150*10^6; plot(f(y),y=0.01..0.05); Fs:=200*10^6; plot(f(y),y=0.01..0.05); Fs:=250*10^6; plot(f(y),y=0.01..0.05); Fs:=300*10^6; plot(f(y),y=0.01..0.05); Fs:=350*10^6; plot(f(y),y=0.01..0.05); 132 PHỤ LỤC 3 Chương trình tính tiêu cự-độ dày với cường độ sóng âm khác nhau restart; M:=1.68*10^(-11); Fs:=350*10^6; Vs:=5500; Lambdas:= Vs/Fs; pi:=3.14; phase:=0; n0:=4.0; f(y):=10^3*(Vs/Fs)^2*sqrt(2)/(sqrt(M*Is*10^4)*y*10^(-3)*8); > with(plottools); Is:=1; plot(f(y),y=0.01..0.05); Is:=1.5; plot(f(y),y=0.01..0.05); Is:=2; plot(f(y),y=0.01..0.05); Is:=2.3; plot(f(y),y=0.01..0.05); Is:=3; plot(f(y),y=0.01..0.05); 133 PHỤ LỤC 4 Chương trình tính phân bố cường độ và quang lực restart; M:=1.68*10^(-11); Is:=3*10^4; Fs:=178*10^6; Vs:=5500; Lambdas:= Vs/Fs; d:=5*10^(-5); P0:=1*10^(-5); a:=0.5*10^(-6); nm:=1.33; nh:=1.57; n:=4; bslas:=1.05*10^(-6); pi:=3.14; rho1:=1*10^(-6); lamda:= Vs/Fs; alfabp:= 8*sqrt(M*Is/2)/lamda^2/n; f:= 1/(n*alfabp*d); m:=nh/nm; m1:=(m^2-1/(m^2+2)); I0:=P0*pi*lamda^2/(bslas^2*f^2*4); z0:= 0.7*pi*f^2*bslas/lamda^2; hscd:=1/(1+z^2/z0^2); W0bp:=(0.84*bslas*f/lamda)^2; Wzbp:=W0bp*(1+z^2/z0^2); hsdl:=pi^2*nm*a^3*m1; hscd1:=1/(1+f^2/z0^2); W0bp:=(0.84*bslas*f/lamda)^2; Wzbp1:=W0bp*(1+f^2/z0^2); cuongdo:=I0*hscd*exp(-rho^2*10^(-12)/2/Wzbp); cuongdo1:=hscd1*exp(-(x^2+y^2)*10^(-12)/2/Wzbp1); quanglucdoc:=-4*hsdl*cuongdo*z*(hscd-2*rho^2*10^(- 12)/W0bp)/W0bp; quanglucngang:=-8*hsdl*cuongdo*rho*10^(-6)*hscd/W0bp; with(plottools); plot3d(cuongdo(rho,z), rho=-10..10, z=-f..f, grid=[50,50]); plot3d(cuongdo1(x,y), x=-3..3, y=-3..3, grid=[50,50]); plot3d(quanglucdoc(z,rho), z=f..-f,rho=-10..10, grid=[50,50]); 134 PHỤ LỤC 5 Chương trình khảo sát đặc trưng công suất-tần số và công suất cực tiểu -bán kính hạt restart; M:=1.68*10^(-11) (m 2 /W); Is:=3*10^4 W/m 2 ; Vs:=5500 m/s; Lambdas:=Vs/Fs; d:=5*10^(-5) m a1:=0.5*10^(-6); nm:=1.33; nh:=1.57;n:=4; bước sóng laser:=1.05*10^(-6) m pi:=3.14; rho1:=1*10^(-6); lamda:= Vs/(Fs*10^6); alfabp:= 8*sqrt(M*Is/2)/lamda^2/n; f:= 1/(n*alfabp*d); m:=nh/nm; m1:=(m^2-1/(m^2+2)); I0:=1*pi*lamda^2/(bslas^2*f^2*4); z0:= 0.7*pi*f^2*bslas/lamda^2; hscd:=1/(1+f^2/z0^2); W0bp:=(0.84*bslas*f/lamda)^2; Wzbp:=W0bp*(1+f^2/z0^2); hsdl:=pi^2*nm*a^3*m1; hscd1:=1/(1+f^2/z0^2); W0bp:=(0.84*bslas*f/lamda)^2; 135 Wzbp1:=W0bp*(1+f^2/z0^2); cuongdo:=I0*hscd*exp(-(lamda/2)^2*10^(-12)/2/Wzbp); quanglucdoc:=-4*hsdl*cuongdo*z*(hscd-2*rho^2*10^(- 12)/W0bp)/W0bp; P0d:=-1*10^3*1*10^(-14)/(-4*hsdl*cuongdo*f*(hscd- 2*(lamda/2)*10^(-12)/W0bp)/W0bp); (công suất theo lục dọc) quanglucngang:=-8*hsdl*cuongdo*rho*10^(-6)*hscd/W0bp; P0n:=-1*10^3*1*10^(-14)/(-8*hsdl*cuongdo*(lamda/2)*10^(- 6)*hscd/W0bp); (công suất theo lực ngang) Pct:=2*(10/bk)^3; (công suất-bán kính) with(plottools); a :=0.03*10^(-6); plot(P0d(Fs), Fs = 200 .. 500); plot(P0n(Fs), Fs = 200 .. 500); plot(Pct(bk), bk=1..50); a :=0.02*10^(-6); plot(P0d(Fs), Fs = 200 .. 500); plot(P0n(Fs), Fs = 200 .. 500); a := 0.1e-1*10^(-6); plot(P0d(Fs), Fs = 200 .. 500); plot(P0n(Fs), Fs = 200 .. 500);