Luận án Nghiên cứu ảnh hưởng của một số thông số lên kìm quang học sử dụng hai chùm xung gauss ngược chiều

Chương này đã trình bày một số kết quả nghiên cứu về ảnh hưởng của vị trí ban đầu của vi hạt, năng lượng tổng, bán kính thắt chùm và bán kính vi hạt vào quá trình động học của vi hạt nhúng trong chất lưu có độ độ nhớt và nhiệt độ xác định dưới tác động của kìm quang học sử dụng hai chùm xung Gauss ngược chiều. Từ kết quả khảo sát động học của vi hạt trên có thể rút ra một số kết luận sau đây cho kìm quang học sử dụng hai chùm Gauss ngược chiều. Trước khi sử dụng kìm quang học cần đưa vi hạt vào vùng bẫy, vì vi hạt xa tâm bẫy cần chùm laser có năng lượng lớn và bán kính thắt chùm lớn (sẽ làm giảm gradient cường độ). Tốt nhất, điều khiển vi hạt cách tâm xa nhất bằng bán kính thắt chùm, tại đó, quang lực đã có tác động

pdf130 trang | Chia sẻ: tueminh09 | Ngày: 22/01/2022 | Lượt xem: 451 | Lượt tải: 0download
Bạn đang xem trước 20 trang tài liệu Luận án Nghiên cứu ảnh hưởng của một số thông số lên kìm quang học sử dụng hai chùm xung gauss ngược chiều, để xem tài liệu hoàn chỉnh bạn click vào nút DOWNLOAD ở trên
của chất lưu. Kết quả chương 3 cũng cho thấy rằng trong vùng ổn định vi hạt không ổn định hoàn toàn mà dao động trong một diện tích giới hạn lân cận tâm bẫy với bán kính ρ∆ , trong một khoảng thời gian t∆ . Ta nói: “ Vi hạt ổn định trong khối trụ không gian - thời gian” hay kìm có vùng ổn định không gian - thời gian xác định (hình 1.4). Thực tế cho thấy, độ ổn định của vi hạt càng cao khi ρ∆ càng nhỏ và t∆ càng lớn [29], [30], [35]. Hình 4.1. Vùng ổn định của kìm   Hai đại lượng này sẽ phụ thuộc vào các tham số đầu vào của kìm. Nhằm mục đích tìm được các điều kiện nâng cao sự ổn định của vi hạt, trong chương này chúng ta sẽ trình bày ảnh hưởng của các tham số quang học và cơ học của kìm lên kích thước của vùng ổn định. Kết quả thu được đã công bố trong các công trình [29], [30], [31], [32], [63] và trình bày ở các mục nhỏ sau đây. Trước khi nghiên cứu ảnh hưởng của các tham số, chúng ta xét qua một số khái niệm và định nghĩa vùng ổn định không gian - thời gian của vi hạt. 4.1. Khái niệm về vùng ổn định không gian - thời gian Giá trị thời gian ổn định được xác định trong khoảng thời gian từ khi hạt có xu hướng quay về tâm bẫy, sau khi dao động ngẫu nhiên ( int ), tại đó, li độ của vi hạt so với tâm kìm 2.in aρ ≈ , cho đến khi vi hạt có xu hướng ra khỏi tâm bẫy, chuyển sang dao động ngẫu nhiên ( outt ), tại đó, 2.out aρ ≈ hình 4.2. H×nh 4.2. M« t¶ giíi h¹n vïng æn ®Þnh cña vi h¹t trªn mÆt ph¼ng x-y. Giá trị 2.in out aρ ρ= ≈ là li độ lớn nhất và được xem là giới hạn không gian ổn định, vì li độ này tương đương đường kính vi hạt. Với li độ này, một    !"#$ #   #   & #$'()*   ρ + "# & #   phần của vi hạt vẫn đang ở vùng cách tâm kìm một khoảng bằng đường kính vi hạt 2a và một cách gần đúng có thể xem vi hạt đang ở tâm kìm, hình 4.2 Thời gian ổn định được xác định như sau: out int t t∆ = − (4.1) Trong khoảng thời gian này, các giá trị iρ được xác định có thể lớn hơn hoặc nhỏ hơn 2.a . Giá trị của đường kính vùng ổn định không gian được lấy trung bình theo bước mô phỏng trong khoảng thời gian ổn định ∆t và được xác định như sau [31]: 2 2out ini i i i t tt t t ρ ρ ρ−∆∆ = = ∂ ∂∑ ∑ (4.2) Bằng các bước mô phỏng như trong chương 2 và 3, chúng ta xác định được các giá trị của t∆ và ρ∆ trên với các tham số đầu vào thay đổi. 4.2. Ảnh hưởng của năng lượng xung laser lên vùng ổn định Giả thiết kìm quang học được thiết kế với các tham số đã cho trong chương 2 và chương 3: τ=1(ps), a=10(nm), λ=1,064(µm), W0=1(µm), t=(0÷6)ps, ρ0= 2(µm). Giả sử dùng kính lọc thay đổi năng lượng laser trong khoảng từ 0,1µJ đến 0,6µJ. 2 2.5 3 3.5 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 Năng lượng xung Laser U( µJ) Th ời gi an ổn đị n h ∆ t(p s) Hình 4.3. Sự phụ thuộc của thời gian ổn định vào năng lượng laser .   Sự phụ thuộc của kích thước vùng ổn định vào năng lượng tổng của các chùm xung Gauss được mô phỏng và trình bày trên hình 4.3 cho thời gian ổn định và hình 4.4 cho đường kính vùng ổn định [29]. Trong hình 4.3 ta thấy rằng khi năng lượng tổng tăng từ 0,1µJ đến 0,6µJ thì thời gian ổn định của vi hạt cũng tăng từ 2,4 ps lên 2,7ps. Đồng thời, từ hình 4.4 thấy rằng đường kính vùng ổn định cũng giảm từ 40nm xuống 13nm. Như vậy, có thể khẳng định rằng năng lượng laser càng lớn thì độ ổn định của vi hạt càng cao. Hay có thể nói thời gian ổn định tỉ lệ với năng lượng, đường kính vùng ổn định gần tỉ lệ nghịch với năng lượng. 0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45 0.5 0.55 0.6 Năng lượng xung Laser U(µJ) Đ ư ờ n g kí n h v ùn g ổn đị n h ∆ ρ(n m ) Hình 4.4. Sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào năng lượng laser. Trong trường hợp này, với các tham số đã chọn, thì thời gian ổn định có thể tăng hơn nữa khi năng lượng laser tăng lớn hơn 0,6µJ và đường kính vùng ổn định cũng có thể nhỏ hơn nữa. Tuy nhiên, khi đường kính vùng ổn định nằm trong vùng nhỏ hơn 20 nm, tương đương đường kính vi hạt, chúng ta có thể xem vi hạt nằm yên. Như vậy, trong trường hợp này việc tăng năng lượng thêm là không cần thiết, chỉ cần năng lượng 0,4µJ.   Trên đây, chúng ta mới dừng lại xem xét ảnh hưởng của năng lượng tổng của xung laser lên vùng ổn định của vi hạt. Như chúng ta biết, từ phương trình (2.18) quá trình động học của vi hạt phụ thuộc vào lực gradient. Hơn nữa, chính lực gradient này lại phụ thuộc vào bán kính mặt thắt chùm tia và độ rộng xung Gauss. Như vậy, việc khảo sát ảnh hưởng của bán kính mặt thắt chùm tia và độ rộng xung đến vùng ổn định là cần thiết. 4.3. Ảnh hưởng của bán kính thắt chùm lên vùng ổn định Giả sử kìm quang học được thiết kế với các tham số đã cho: U=0.6 (µJ), τ=1(ps), ρ0= 1(µm), λ=1,064 (µm), a=10(nm), t=(0÷6)(ps). Bán kính thắt chùm thay đổi từ 1µm lên 2,2 µm bằng hệ kính vật có khNu độ số khác nhau. Ảnh hưởng của thời gian ổn định vào bán kính thắt chùm tia được trình bày trên hình 4.5 và sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào bán kính thắt chùm tia được trình bày trên hình 4.6. Từ hai hình 4.5 và 4.6 [29], chúng có nhận xét rằng khi bán kính mặt thắt tăng thì độ ổn định của vi hạt sẽ giảm ( ρ∆ tăng và t∆ giảm). 0 0.5 1 1.5 2 2.5 1 1.3 1.6 1.9 2.2 Bán kính mặt thắt xung laser W0(µm) Th ờ i g ia n ổn đị n h ∆ t(p s) Hình 4.5. Sự phụ thuộc của thời gian ổn định vào bán kính thắt chùm. Điều này có thể giải thích như sau: Tuy rằng tổng năng lượng của chùm laser không đổi, nhưng khi bán kính mặt thắt tăng thì phân bố năng lượng   trong diện tích mặt thắt giảm đi. Trường hợp này tương đương với trường hợp khi mà diện tích mặt thắt không đổi và năng lượng tổng giảm như đã trình bày trong mục 4.2. 12 15 18 21 24 27 30 33 1 1.3 1.6 1.9 2.2 Bán kính mặt thắt xung laser W0(µm) Đ ư ờ n g kí n h v ùn g ổn đị n h ∆ ρ(n m ) Hình 4.6. Sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào bán kính thắt chùm . 4.4. Ảnh hưởng của độ rộng xung lên vùng ổn định Giả sử kìm quang học thiết kế với các tham số đầu vào: U=0.6 (µJ), W0=1(µm), ρ0=1(µm), λ=1,064 (µm), a=10(nm), t=(0÷6τ)(ps). Bằng cách thay đổi các tham số trong quá trình phát xung laser sao cho độ rộng xung thay đổi từ 1ps đến 3ps (có thể thay đổi trong vủng ns hay µs, phụ thuộc vào năng lượng tổng). Sự phụ thuộc của thời gian ổn định và đương kính vùng ổn định vào bán độ rộng xung laser được mô phỏng và trình bày trên hình 4.7 và hình 4.8 [31]. Qua hình 4.7 ta thấy rằng khi độ rộng xung tăng thì thời gian ổn định tăng. Như vậy, có thể sử dụng các xung rộng để tăng thời gian ổn định của hạt trong kìm. Tuy nhiên, khi tăng độ rộng xung, đường kính vùng ổn định cũng tăng theo, tức là khả năng ổn định không giảm đi   2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 3.2 3.4 3.6 3.8 4 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 Bán độ rộng xung τ(ps) Th ờ i g ia n ổn đị n h ∆ t(p s) Hình 4.7. Sự phụ thuộc của thời gian ổn định vào độ rộng xung Gauss. Điều này là hiển nhiên, vì khi tăng độ rộng xung với năng lượng xung không đổi dẫn đến năng lượng tập trung vào khoảng độ rộng xung lớn hơn, kết quả thời gian giữ hạt dao động xung quanh tâm dài hơn. 10 15 20 25 30 1 1.2 1.4 1.6 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 Bán độ rộng xung (ps) Đ ư ờn g kí n h v ùn g ổn đị n h ∆ ρ(n m ) Hình 4.8. Sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào độ rộng xung Gauss. Tuy nhiên, cường độ lại giảm đi, kết quả quang lực yếu hơn dẫn đến hạt dao động mạnh hơn.   4.5. Ảnh hưởng của tần số lặp xung laser lên sự ổn định Như đã trình bày ở các mục 4.2, 4.3 và 4.4 chỉ xét trong thời gian một xung thì vi hạt cũng chỉ ổn định trong một khoảng thời gian rất nhỏ nhất định. Trong thực tế, vi hạt cần có thời gian ổn định dài hơn. Điều này bắt buộc phải khảo sát thời gian bẫy vi hạt lớn và khoảng thời gian giữa các xung phải rất nhỏ. Điều này dẫn đến phải nghiên cứu, khảo sát vùng ổn định của vi hạt phụ thuộc vào tần số lặp của xung [63]. Giả thiết kìm quang học được thiết kế với các tham số đầu vào: U=0.6 (µJ), W0=1(µm), ρ0=1(µm), λ=1,064(µm), a=10(nm), τ=1(ps). Trong hình 4.9, trong cùng một khoảng thời gian, quá trình động học của vi hạt trong quá trình bẫy bằng chịu tác động của 4, 6, 8, 12 xung với tần suất khác nhau. Qua hình 4.9 ta thấy rằng với tần số lặp 16.f τ= , tồn tại khoảng thời gian không ổn định của vi hạt giữa hai lần xung (thời gian này được xác định từ thời điểm mất ổn định trong xung trước đến thời điểm ổn định trong xung tiếp theo). Khi tăng tần số lặp 14.f τ= (hình 4.10), 13.f τ= (hình 4.11) thì không những khoảng thời gian không ổn định giảm mà li độ dao động của vi hạt trong vùng không ổn định cũng giảm. Khi giảm tần số lặp đến 12.f τ= (hình 4.12) thì vi hạt gần ổn định hoàn toàn. Như vậy, có thể thay vì sử dụng laser liên tục năng lượng lớn mà có thể sử dụng những xung laser năng lượng thấp hơn nhưng với tần số lặp cao cũng tạo ra được vùng ổn định tốt.   Hình 4.9. Ổn định của vi hạt phụ thuộc tần số lặp xung 16.f τ= . Hình 4.10. Ổn định của vi hạt phụ thuộc tần số lặp xung 14.f τ= . Hình 4.11. Ổn định của vi hạt phụ thuộc tần số lặp xung 13.f τ= .   d Hình 4.12. Ổn định của vi hạt phụ thuộc tần số lặp xung 12.f τ= . 4.6. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định Trong thực tế khi chế tạo bẫy quang học sử dụng hai chùm xung Gauss ngược chiều thường không thể loại bỏ hết sai lệch khách quan như: Việc chọn hệ quang, quang trình từ hai chùm xung Gauss đến tiêu bản, ... dẫn đến có sự lệch pha giữa hai xung (có độ trễ giữa hai xung). Vì vậy, sự ảnh hưởng của độ trễ thời gian lên vùng ổn định là vấn đề rất cần được quan tâm. Giả sử kìm quang học được thiết kế với các tham số đầu vào khác đã cho như sau: U=0.6(µJ), W0=1(µm), ρ0=1(µm), λ=1,064(µm), a=10(nm), τ=1(ps) [63]. Chúng tôi nghiên cứu khảo sát sự ảnh hưởng của độ trễ thời gian giữa hai xung lên vùng ổn định của vi hạt trong bẫy quang học sử dụng hai chùm xung Gauss truyền ngược chiều [63], qua việc mô phỏng vùng ổn định của vi hạt khi độ trễ δT thay đổi. Để đơn giản, chúng ta giả thiết rằng thời gian trễ giữa hai xung bằng số nguyên lần độ rộng xung T nδ τ= . Sau khi thay vào các   biểu thức tính cường độ và quang lực, từ đó mô phỏng quá trình động học của vi hạt trong kìm. Kết quả được thể hiện trong các hình 4.13 đến 4.17. a 0 1 2 3 4 5 6 0 2 4 6 8 10 12 x 10 18 b Hình 4.13. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định khi δT= 0. a. Mô phỏng động học của vi hạt; b. Cường độ xung bên phải (1), bên trái (2) và xung tổng (3) Qua kết quả thấy rằng, khi không có trễ xung hay hai xung cùng truyền đến tâm bẫy (trường hợp n=0) không có độ lệch pha nên cường độ tổng được         tăng cường và do đó đường kính vùng ổn định gần bằng bán kính vi hạt. Thời gian ổn định bằng hai lần bán độ rộng xung (hình 4.13). a 0 1 2 3 4 5 6 0 1 2 3 4 5 6 7 x 10 18 b Hình 4.14. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định khi δT= 1τ. a. Động học của hạt; b. Cường độ xung bên phải (1), bên trái (2) và xung tổng (3).        a 0 1 2 3 4 5 6 7 0 1 2 3 4 5 6 x 10 18 b Hình 4.15. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định khi δT= 2τ. a. Động học của hạt; b. Cường độ xung bên phải (1), bên trái (2) và xung tổng (3) Khi xuất hiện trễ xung 1Tδ τ= cường độ tổng cực đại của hai xung giảm hơn so với khi n=0 nên bán kính vùng ổn định lớn hơn nhưng thời gian ổn định của hạt dài hơn (hình 4.14).         Trong trường hợp δT=2τ, vùng ổn định có biên độ tăng (ổn định về mặt không gian kém đi) và chia thành hai vùng nối tiếp nhau và thời gian ổn định tăng lên bằng hai lần độ rộng xung (hình 4.15). a 0 1 2 3 4 5 6 7 8 0 1 2 3 4 5 6 x 10 18 b Hình 4.16. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định khi δT= 3τ. a. Động học của hạt; b. Cường độ xung bên phải (1), bên trái (2) và xung tổng (3)         a 0 2 4 6 8 10 0 1 2 3 4 5 6 x 10 18 b Hình 4.17. Ảnh hưởng của độ trễ xung lên vùng ổn định khi δT= 4τ. a. Động học của vi hạt; b. Cường độ xung bên phải (1), bên trái (2) và xung tổng (3) Khi độ trễ tăng lên δT=3τ, hạt không còn ổn định liên tiếp mà bị chia thành hai vùng, ở giữa là giao động Brown (hình 4.16).         Trường hợp n=4 thì hiện tượng mất ổn định càng rõ ràng hơn (hình 4.17), lúc này bẫy quang học trở về trường hợp bẫy một xung và xét cho quá trình bẫy của hai xung liên tiếp. Từ các kết quả mô phỏng trên cho thấy độ trễ cho phép của hai xung 2Tδ τ< mới có thể tạo ra vùng ổn định của bẫy. Từ đầu chương chúng ta đã khảo sát ảnh hưởng của các thông số quang học (thông số của chùm laser) lên vùng ổn định của hạt trong kìm, nhưng như ta đã biết, ngoài quang lực, hạt còn bị tác động bởi lực Brown trong chất lưu, tức là kích thước hạt và độ nhớt của chất lưu cũng ảnh hưởng đến vùng ổn định của hạt. Như vậy, trong một chất lưu đã cho kích thước hạt cũng sẽ ảnh hưởng đến vùng ổn định của nó. Mức độ ảnh hưởng như thế nào sẽ được khảo sát ở mục sau. 4.7. Ảnh hưởng của bán kính vi hạt lên vùng ổn định Với các tham số đầu vào: U=0.6(µJ), W0=1(µm), ρ0=1(µm), λ=1,064(µm), τ=1(ps) [29], để khảo sát sự ảnh hưởng của bán kính vi hạt lên vùng ổn định chúng tôi giả sử kích thước của hạt cần bẫy thay đổi trong một khoảng từ 1nm đến 20 nm. 1 1.5 2 2.5 3 3.5 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 Bán kính hạt bẫy a(nm) Th ờ i g ia n ổn đị n h ∆ t(p s) Hình 4.18. Sự phụ thuộc của thời gian ổn định vào bán kính vi hạt.   Sự phụ thuộc của thời gian ổn định và đường kính vùng ổn định được mô phỏng và trình bày trên hình 4.18 và 4.19 [29]. Từ kết mô phỏng chúng ta nhận thấy hạt có sự ổn định cao hơn khi bán kính vi hạt lớn. Điều này có thể giải thích như sau: Trong một chất lưu có độ nhớt xác định, hệ số nhớt γ tỉ lệ nghịch với bình phương bán kính vi hạt, do đó, lực Brown cũng giảm nhanh khi bán kính vi hạt tăng. Ngoài ra, dưới tác động của quang lực, vi hạt có bán kính lớn sẽ chịu lực đNy vào tâm lớn hơn, do đó, độ linh động của hạt sẽ giảm đi. Từ các nguyên nhân trên, thời gian ổn định của hạt sẽ lớn hơn và đường kính vùng ổn định sẽ nhỏ hơn, tức là độ ổn định tăng tỉ lệ thuận với kích thước hạt. 0 10 20 30 40 50 60 70 80 90 100 110 120 1 2 3 4 5 6 7 8 9 10 11 12 13 14 15 16 17 18 Bán kính hạt bẫy a(nm) Đ ư ờ n g kí n h v ùn g ổn đị n h ∆ ρ(n m ) Hình 4.19. Sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào bán kính vi hạt. Như đã quan tâm ở trên, lực Brown phụ thuộc đồng thời vào kích thước vị hạt và độ nhớt. Do đó, hiển nhiên độ nhớt của chất lưu cũng sẽ ảnh hưởng đến vùng ổn định của vi hạt. Vấn đề này được chúng tôi khảo sát ở mục tiếp theo.   4.8. Ảnh hưởng của độ nhớt chất lưu lên vùng ổn định Từ đầu chương 2 đến đây chúng ta chỉ hạn chế mô phỏng mẫu kìm sử dụng hạt thuỷ tinh trong nước có độ nhớt xác định. Để khảo sát ảnh hưởng của độ nhớt chất lưu lên độ ổn định của hạt, chúng ta giả thiết kìm được thiết kế với các chất lưu thay đổi (Bảng 4.1 là ví dụ các chất lưu có độ nhớt khác nhau). Với các tham số đầu vào: U=0.6(µJ), W0=1(µm), ρ0=1(µm), λ=1,064(µm), a=10(nm), τ=1(ps). Vi hạt có chiết suất không đổi được nhúng trong các chất lưu khác nhau. Tuy nhiên, cần chú ý rằng mỗi chất lưu khác nhau có chiết suất khác nhau. Chiết suất của các chất ở nhiệt độ 20oC được tính thông qua công thức bán thực nghiệm sau [1]: ( )2 2 5 640 1 2 3 72 2 2 2 22 1 1 /2 UV IR a aan a a a T a T a n ρ ρ λ ρ λ λ λ λ λ − = + + + + + + + + − − (4.3) trong đó * TT T = , * ρρ ρ = , * λλ λ= 0 0.24425773a = , 1 0.00974634476a = , 2 0.00373234996a = − , 3 0.000268678472a = , 4 0.0015892057a = , 5 0.00245934259a = , 6 0.90070492a = , 7 0.0166626219a = − , 0.229202UVλ = , * 273.15T K= , * 31000 .kg mρ −= , * 589nmλ = , IR 5.432937λ = . Bảng 4.1. Độ nhớt của một số chất lưu [1]. TT Chất lưu Độ nhớt η [mPa.s] 1 Alcohol methyl 0,59 2 Nước 1,00 3 Alcohol ethyl 1,1 4 Alcohol ethyl 2,4   Áp dụng công thức (4.3) cho trường hợp laser bước sóng nm1064=λ và khối lượng riêng của các chất lưu 3/1000 mkg≈ρ ở nhiệt độ 20oC chúng tôi xác định được chiết suất có giá trị 289,12 ≈n . Sử dụng độ nhớt và chiết suất của các chất lưu trong bảng 4.1, ảnh hưởng của thời gian ổn định và đường kính vùng ổn định vào độ nhớt được mô tả trên hình 4.20 và 4.21 [29], [30]. 1.0 1.5 2.0 2.5 0.0 0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 2.4 2.8 Độ nhớt chất lưu η (mPa.s) Th ờ i g ia n ổn đị n h ∆ t(p s) Hình 4.20. Sự phụ thuộc của thời gian ổn định vào độ nhớt chất lưu. 10 12 14 16 18 20 0.0 0.4 0.8 1.2 1.6 2.0 2.4 2.8 Độ nhớt chất lưu η (mPa.s) Đ ườ n g kí n h v ùn g ổn đị n h ∆ ρ(n m ) Hình 4.21. Sự phụ thuộc của đường kính vùng ổn định vào độ nhớt chất lưu.   Từ hai hình trên chúng ta có nhận xét rằng: Khi chất lưu tăng độ ổn định của hạt cũng tăng. Điều này dễ dàng giải thích: khi độ nhớt tăng độ linh động của hạt giảm và do đó, hạt ổn định hơn. Ngoài các tham số trên, các tham số như bước sóng laser, nhiệt độ chất lưu, chiết suất, có ảnh hưởng lên độ ổn định của vi hạt. Tuy nhiên, chúng ta có thể sử dụng phép tương tự dựa trên quan hệ giữa các tham số để xét đến các ảnh hưởng này. Ví dụ: thông qua biểu thức năng lượng tổng U và bán kính thắt chùm W0 có thể suy ra bước sóng của laser. Hay thông biểu thức tính hệ số khuếch tán D có thể suy ra nhiệt độ. Từ đó, có thể suy luận được ảnh hưởng của các tham số trên lên độ ổn định của vi hạt. 4.9. Kết luận chương 4 Trong chương này chúng ta đã khảo sát ảnh hưởng của các tham số quang học cũng như cơ học của kìm lên vùng ổn định không gian - thời gian. Qua những kết quả mô phỏng cho từng trường hợp cụ thể trên, chúng tôi có thể khẳng định các tham số quang học cũng như cơ học đều có ảnh hưởng nhất định đến vùng ổn định của hạt. - Vùng ổn định tăng lên khi sử dụng các laser có năng lượng cao hơn; - Độ rộng xung và bán kính mặt thắt chùm tia ảnh hưởng đến vùng ổn định của hạt. Việc tăng hay giảm hai đại lượng này đều có sự ổn định của hạt nhưng phải phụ thuộc vào nhu cầu thực tế của các phương án lựa chọn: tăng thời gian ổn định hay giảm đường kính vùng ổn định. Giảm độ rộng xung (năng lượng không thay đổi) độ ổn định của vi hạt sẽ tăng, nhưng thời gian ổn định ngắn. Tăng độ rộng xung đồng thời với tăng năng lượng sẽ tăng thời gian ổn định. Tăng bán kính thắt chùm, vùng ổn định sẽ tăng lên nhưng độ ổn didnhj sẽ giảm, giảm bán kính thắt chùm độ ổn định sẽ cao, nhưng vùng ổn định không gian sẽ hẹp. Trong trường hợp này, chỉ một dao động nhỏ cũng sẽ làm mất ổn định của vi hạt (vi hạt sẽ ra khỏi vùng ổn định).   - Thời gian ổn định của hạt lớn khi sử dụng xung có tần số lặp cao tuy nhiên, trong thực tế có thể sử dụng laser có công suất lớn và tần số phù hợp thì vi hạt cũng có thể ổn định trong khoảng thời gian cần thiết. - Việc thiết kế kìm quang học cần chú ý đến độ lệch pha giữa hai nguồn laser vì độ trễ pha giữa hai nguồn làm ảnh hưởng rất nhiều đến thời gian ổn định của vi hạt, thời gian trễ δT>2τ thì bẫy không còn vùng ổn định. Từ kết quả của mẫu cụ thể đã nghiên cứu, bằng các biểu thức lý thuyết đã đưa ra và phương pháp mô phỏng đã áp dụng, chúng ta có thể mở rộng để mô phỏng cho các trường hợp khác. Trong mỗi trường hợp cụ thể chúng ta có thể chọn ra được các bộ tham số liên quan tối ưu.   KẾT LUẬN CHUNG Luận án đã nghiên cứu những nội dung sau: Luận án đã phân tích cấu hình kìm quang học sử dụng hai chùm xung Gauss truyền lan ngược chiều, dẫn biểu thức và mô phỏng phân bố của quang lực tác động lên vi hạt điện môi nhúng trong chất lưu. Luận án đã khảo sát quá trình động học của vi hạt điện môi trong chất lưu dựa trên phương trình Langevin rút gọn sau khi phân tích tác động của các lực lên vi hạt, trong đó, chủ yếu là quang lực và lực Brown. Luận án đã khảo sát ảnh hưởng của các tham số lên động học và vùng ổn định không gian-thời gian và phân tích lựa chọn tham số phù hợp nâng cao tính ổn định của vi hạt. Một số kết quả nghiên cứu mới của luận án: Từ phương trình Langevin mô tả chuyển động Brown của hạt trong chất lưu đã dẫn ra phương trình rút gọn mô tả chuyển động của hạt dưới tác động của quang lực khi hạt đặt trong kìm quang học. Với những giả thiết hợp lý cho mẫu hạt trong môi trường cụ thể, qui trình mô phỏng đã được đề xuất và khảo sát quá trình động học của hạt trong chất lưu trong các trường hợp không có quang lực, có quang lực với các tham số quang và cơ khác nhau. Kết quả cho chuyển động của vi hạt trong chất lưu dưới tác dụng của xung laser, từ đó, khẳng định được sự cạnh tranh của lực Brown và quang lực trong thời gian một xung laser. Từ khảo sát ảnh hưởng của vị trí ban đầu, năng lượng tổng, bán kính thắt chùm và bán kính vi hạt lên quá trình động học của vi hạt trong môi trường chất lưu. Từ phân tích đã khẳng định:   Để bẫy vi hạt có kích thước a =10 nm nhúng trong chất lưu có độ nhớt η=7,797x10-4Pa.s, ở nhiệt độ phòng T=250C, tỉ số chiết suất giữa hạt và nước sẽ là m=n1/n2=1,592/1,33 phải sử dụng hai chùm xung laser dạng Gauss có năng lượng tổng U > 0,1µJ và bán kính thắt chùm W0 < 4µm với độ rộng xung 1ps. Có như vậy, vi hạt sẽ chuyển động về vùng ổn định lân cận tâm kìm; Khi năng lượng tổng tăng, bán kính thắt chùm giảm, vị trí ban đầu nằm gần tâm kìm, bán kính vi hạt tăng, quá trình chuyển động của vi hạt về tâm kìm nhanh và dao động nhỏ ổn định hơn xung quanh tâm kìm. Đã đưa ra khái niệm và phân tích về vùng ổn định không gian - thời gian của kìm quang học sử dụng hai chùm xung Gauss ngược chiều. Thời gian ổn đinh ∆t là thời gian vi hạt dao động xung quanh vị trí cân bằng (tâm của kìm) trong quá trình một xung với không gian của vùng ổn định ∆ρ là biên độ dao động của hạt tương đương kích thước hạt. Đã khảo sát cụ thể ảnh hưởng của các tham số quang như: năng lượng xung, bán kính thắt chùm, độ rộng xung, tần số lặp xung, độ trễ xung và các tham số cơ như: kích thước hạt, độ nhớt chất lưu,.. lên vùng ổn định của kìm. Từ đó, đã phân tích nguyên nhân vật lý gây nên các ảnh hưởng và lựa chọn bộ các tham số quang và cơ thích hợp để nâng cao ổn định của hạt trong kìm sử dụng hai chùm xung ngược chiều. Từ đó khẳng định: Độ ổn định cao (thời gian ổn định lớn, không gian ổn định hẹp) khi tăng năng lượng laser, giảm bán kính thắt chùm, bán kính vi hạt lớn và vi hạt nhúng trong chất lưu có độ nhớt lớn: Với các tham số đầu vào: η=7,797x10-4Pa.s, T=250C, m=1,592/1,33, λ=1,06µm, τ=1ps, W0=1µm, vi hạt bán kính a=10nm ổn định khi sử dụng U> 0,4µJ;   Với các tham số đầu vào: η=7,797x10-4Pa.s, T=250C, m=1,592/1,33, λ=1,06µm, τ=1ps, U = 0,6µJ vi hạt bán kính a=10nm ổn định khi sử dụng W0< 1,6µm; Với các tham số đầu vào: η=7,797x10-4Pa.s, T=250C, m=1.592/1.33, λ=1,06µm, U = 0,6µJ, W0 = 1,0µm vi hạt bán kính a=10nm ổn định khi sử dụng τ ≈1ps; Với các tham số đầu vào: η=7,797x10-4Pa.s, T=250C, m=1.592/1.33, λ=1,06µm, U = 0,6µJ , W0 = 1,0µm τ ≈1ps, có thể ổn định các vi hạt bán kính a > 8nm; Với các tham số đầu vào: T=250C, m=1.592/1.33, λ=1,06µm, U = 0,6µJ, W0 = 1,0µm, τ ≈1ps có thể ổn định vi hạt bán kính a=10nm trong chất lưu η >5,0x10-4Pa.s. Thời gian ổn định kéo dài khoảng bằng độ rộng xung (2τ). Như vậy, muốn tăng thời gian ổn định cần phải tăng độ rộng xung, tuy nhiên, đồng thời phải tăng năng lượng tổng và thu hẹp bán kính thắt chùm theo tỉ lệ sao cho công suất đỉnh không đổi ( 3 22 0 2 2 = ( ) W UP const pi τ =      ). Tần số lặp xung càng cao, thì thời gian ổn định càng lớn, ảnh hưởng của dao động Brown ít hơn (f > 1/2τ). Khi sử dụng hai xung ngược chiều, cần chỉnh đồng pha, tránh hiện tượng trễ thời gian giữa hai xung (δT < 2τ). Một số kiến nghị nghiên cứu tiếp theo: - Những kết quả thu được trong luận án chỉ phù hợp với giả thiết: i) Chùm tia laser kết hợp hoàn toàn và phân bố ổn định trong không gian và thời gian; ii) Môi trường chất lưu là đồng nhất, đẳng hướng và tuyến tính (tức   là không thay đổi chiết suất dưới tác động của laser); iii) Hạt điện môi được xem là tự do, không bị lực nào khác tác động ngoài quang lực và lực Brown. Tuy nhiên, như ta đã biết, khi hội tụ mạnh chùm laser để nâng cao cường độ, nghĩa là nâng cao quang lực, hiệu ứng Kerr có thể xNy ra trong các chất lưu nhạy với hiệu ứng phi tuyến bậc ba. Nếu xNy ra hiệu ứng Kerr, chiết suất của môi trường cũng như của bản thân vi hạt điện môi sẽ thay đổi, khi đó, cấu hình kìm sử dụng chùm xung Gauss với điều kiện m >1có thể không còn đúng. Hơn nữa, khi môi trường không đồng nhất hoặc không đẳng hướng, thậm chí nằm trong trạng thái nhiễu loạn (turbulent) hệ số truyền laser sẽ phụ thuộc vào không gian, kết quả chùm tia laser không còn kết hợp hoàn toàn và do đó, phân bố cường độ của nó trong không gian cũng thay đổi theo [64]. Ngoài ra, mục đích sử dụng của kìm quang học để nghiên cứu các phân tử hóa học, sinh học (ADN, tế bào sống, ), do đó, không tránh khỏi sự liên kết nội giữa đối tượng nghiên cứu và các đối tượng xung quanh với một lực tương đương quang lực. Trong trường hợp này, phương trình Langevin rút gọn như trong chương 3 không còn đúng. Với mục đích chỉ ra tất cả các yếu tố gây mất ổn định của hạt khi sử dụng kìm quang học, theo chúng tôi, những vấn đề nêu trên là đáng quan tâm và là nội dung nghiên cứu của chúng tôi và các đồng nghiệp trong thời gian tới.   CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ CÔNG BỐ CỦA TÁC GIẢ CÓ LIÊN QUAN ĐẾN NỘI DUNG LUẬN ÁN 1. H. Q. Quy, M. V. Luu and H. D. Hai, Influence of Energy and Duration of Laser Pulses on Stability of Dielectric Nanoparticles in Optical Trap, Comm. in Phys., Vol.20, No.1, 2010, pp.37-43. 2. 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, 2010, pp.332-334. 3. H. Q. Quy, H. D. Hai, M. V. Luu, The Influence of Parameters on Stabe- time “Pillar” in Optical Tweezer using Counter-propagating Pulsed Laser Beams, Computational methods for Science and Technology, Special Isue (2)(Ba lan), 2010, pp. 61-66. 4. H. Q. Quy, H. D. Hai, The simulated influence of optical parameters on stable space-time pillar of nano-particle in optical tweezer using pulsed laser beams, J. MST, No.5, 02-2010, pp.54-60. 5. 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, 2012, pp. 175-181. 6. H. Q. Quy, H. D. Hai, V. T. Hoai, Dynamics of the dielctric nano-particle in temporal-incoherent optical tweezer, Adv. In Opt. Phot. Spectr. & Appl.(Hội nghị quang học quang phổ 2012) VII, ISSN 1859-4271, 2012, pp. 494-499. 7. Q. Q. Ho, D. H. Hoang, Dynamic of the dielectric nano-particle in optical tweezer using counter-propagating pulsed laser beams, Journal of Physical Science and Application (USA)Vol. 2, 2012, pp. 345-351.   TÀI LIỆU THAM KHẢO Tiếng Việt [1] Hồ Quang Quý, Vật lý Laser và ứng dụng, NXB Khoa học và Quân sự Hà Nội, 2013. [2] Hồ Quang Quý, Đoàn Hoài Sơn, Chu Văn Lanh, Nhập môn bẫy quang học, NXB ĐHQG Hà Nội, 2011. Tiếng Anh [3] A. A. Ambardekar, Y. Q. Li, Optical levitation and manipulation of stuck particles with pulsed optical tweers, Opt. Lett. 30, 2005, pp.1797- 1799. [4] A. 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, 2007, pp. 061917-1-8. [5] A. Ashkin et al, Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles, AT&T Bell Laboratories, Holmdel, New Jersey 07733, March 4, 1986. [6] A. Ashkin, Acceleration and Trapping of Particles by Radiation Pressure, Phys. Rev. Lett. 24, 1970, pp.156-159. [7] A. Ashkin, Forces of a single-beam gradient laser trap on a dielectic sphere in the ray optics regime, Biophys. J. Vol.24, 1992, pp.569-582. [8] A. Ashkin, J. M. Dziedzic, J.E. Bjorkholm, S. Chu, Observation of a single-beam gradient force optical trap for dielectric particles, Opt. Lett. 11, 1986, pp.288-290. [9] A. Ashkin, Optical trapping and manipulation of neutral particles using laser, Proc. Nat. Acad. Sci. USA 94, 1997, pp.4853-4860. [10] A. Ashkin, Ph.D., Theory of optical trapping, chap. 1. [11] A. Ashkin, Trapping of Atoms by Resonance Radiation Pressure, Phys. Rev. Lett. 44, 1978, pp.729-732. [12] A. 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, 429,2006, pp.321-325. [13] A. J. Hallock, P. Redmond, and L. E. Brus, Optical forces between metallic particles, PNAS, Vol. 102, 1280-1284. [14] A. Kumar De, D. Roy, B. saha, D. Goswami, A simple method for constructing and calibrating an optical tweezer, Current Science, vol. 95, 2008, pp.723-724. [15] A. Rohrbach, Stiffness of Optical Traps: Quantitative Agreement between Experiment and Electromagnetic Theory, Phys. Rev. Lett. 95, 2005, pp.168102-1- 4. [16] B. E. A. Saleh, and M.C. Teich, Fundamentals of Photonics, A Wiley- Interscience Publication, 1991. [17] C. 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, 2007, pp.1393-1395. [18] C. L. Zhao, L. G. Wang, X. H. Lu, Radiation forces on a dielectric sphere produced by highly focused hollow Gaussian beams, Phys. Lett. A, 2006, pp.502-506. [19] D. 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, 2009, pp. 22718-22724. [20] E. R. Dufresne and D. G. Grier, Optical tweezer arrays and optical substrates created with diffractive optics, Rev. of Scient. Instruments, Vol. 69, 1998, pp.1974-1977. [21] G. Ahmadi, Brownian motion, ME437/537, Clarkson University, 2007. [22] G. 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. [23] G. V. Soni, F. M. Hameed, T. Roopa and G. V. Shivashankar, Development of an optical tweezer combined with micromanipulation for ANA and protein nanobioscience, Current Science, vol. 83, 2002, pp.    1464-1471. [24] G. Volpe, and D. Petrol, Brownian Motion in a Nonhomogeneous Force Field and Photonic Force Microscope, Phys. Rev. E76, 2007, 061118-1- 10. [25] H. 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, 2005, 061927. [26] H. Ojala, Stiffer optical tweezer through real-time feedback control, PhD thesis, University Helsingien, 2007. [27] H. Q. Quy, b. S. Khiem, N. T. H. Trang, M. V. Luu, C. V. Lanh, D. H. Son, Distribution of the laser intensity and the force acting on dielectric nano-particle in thje 3D optical trap using counter-propagating pulsed laser beams, Proc. Natl. Conf. Theor. Phys. 35, 2010, pp. 243-249. [28] H. Q. Quy, H. D. Hai, H. V. Nam, Influence of principle parameters on the average stiffness of optical tweezer using pulsed Gaussian beams, Commun. In Phys., Vol. 21, 2011, pp. 71-76. [29] H. Q. Quy, H. D. Hai, M. V. Luu, The Influence of Parameters on Stabe- time “Pillar” in Optical Tweezer using Counter-propagating Pulsed Laser Beams, Computational methods for Science and Technology, Special Isue (2), 2010, pp. 61-66. [30] H. Q. Quy, H. D. Hai, The simulated influence of optical parameters on stable space-time pillar of nano-particle in optical tweezer using pulsed laser beams, J. MST, No.5, 02-2010, pp.54-60. [31] 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, 2012, pp. 175-181. [32] H. Q. Quy, H. D. Hai, V. T. Hoai, Dynamics of the dielctric nano- particle in temporal-incoherent optical tweezer, Adv. In Opt. Phot. Spectr. & Appl. VII, ISSN 1859-4271, 2012, pp. 494-499. [33] H. Q. Quy, M. V. Luu and H. D. Hai, Influence of Energy and Duration of Laser Pulses on Stability of Dielectric Nanoparticles in Optical Trap, Comm. in Phys., Vol.20, No.1, 2010, pp.37-43.    [34] H. Q. Quy, M. V. Luu and T. H. Tien, Total Power Distribution of Two Counter-propagating Pulsed Gaussian Beams, J. MST, No. 23, 2008, pp. 89-93. [35] 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, 2010, pp.332-334. [36] H. Q. Quy, M. V. Luu, Stable Manipulation Dielectric Sphere of Optical Trapping by Two Counter-propagating Gaussian Pulsed Beams, Proc. IWP&A, Nhatrang, 2008, pp.237-241. [37] H. Sehgal, Optical tweezers: Characterization and systems approach to high bandwidth force extimation, PhD. Thesis, University of Minnesota, 2010. [38] H. T. Thuy, H. Q. Quy, H. D. Hai, Influence of principle parameters on the average stiffness of optical tweezer using-pulsed Gaussian beams,” J.MST, No.8, 08-2010,pp.91-94. [39] 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, 2003, pp.348-351. [40] Ho Quang Quy and Mai Van Luu, Radiation Force Distribution of Optical Trapping by Two Counter-propagating CW Gaussian Beams Acting on Rayleigh Dielectric Sphere, Comm. in Phys., Vol.19, No.3, 2009, pp.174-180. [41] 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. [42] In-yong Park, Manufacturing micrometer scale structures by an optical tweezer system controlled by five finger tips, PhD thesis, Gwangju, korea, 2006. [43] J. H. G. Huisstede, Scanning probe optical tweezers: A new tool to study DNA-protein interactions, Printed by FEBODRUK BV, Enschede, 2006, ISBN 90-365-2355-9. [44] J. 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, 2006, pp.3673-3680. [45] Justin E.Molloy et al, Preface: Optical tweezers in a new light, Journal of Modern Optics, Vol.50, No.10, 2003, pp.1501-1507. [46] K. 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, 2006, pp. 063106-063110. [47] K. C. Neuman and S. M. Block, Optical trapping, Rev. of Scient. Intruments, Vol. 75, 2004, 2787-2809. [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, 2002, pp. 930-933. [49] Kishan Dholakia et al, Optical tweezers:the next generation, Physics World, 2002, pp.31-35. [50] L. G.Wang et al, Effect of spatial coherence on radiation forces acting on a Rayleigh dialectic sphere, Opt. Lett. 32, 2007, pp.1393-1395. [51] L. V.Tarasov, Laser Physics, Transiated from the Russian by Ram S.Wadhwa, Moscow, 1983. [52] M. D. Wang, H. Yin, R. Landick, J. Gelles, and S. M. Bock, Stretching DNA with Optical Tweezers, Biophys. J. Vol.72, 1997, pp. 1335-1346. [53] 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, 2008, pp. 9306-9317. [54] M. S. Rocha, Optical tweezer for undergraduates: Theoretical analysis and Experiments, Am. J. Phys., Vol. 77, 2009, pp. 704-712. [55] 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, 2006, pp. 157-165. [56] Michael Gögler et al, Forces on Small Spheres in a One-Beam Gradient Trap, Leipzig Uni., Germany, Wintersemester 2005/2006. [57] N. G. Dagalakis, Th. LeBrun, J. Lippiatt, Micro-mirror array control of optical tweezer trapping beams, 2th IEEE Conf. on Nanotechnology,    Washington DC, August 26-28, 2002, pp. 177-180. [58] 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. [59] Nguyen Huy Bang, Physics of Bose - Einstein Condensation of Neutron atoms: Cooling and trapping, Warsaw, Poland, 28 February 2007. [60] 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, 2005, pp. 1620-1631. [61] P. Mangeol, D. Cote, T. Bizebard, O. Legrand, and U. Bockelmann, Probing DNA and RNA single molecules with a double optical tweezer, Eur. Phys. E19, 2006, pp. 311-317. [62] P. Zemanek, V. Karasek, A. Sasso, Optical forces acting on Rayleigh particle placed into interference field, Optics Commun. 240, 2004, pp.401-415. [63] Q. Q. Ho, D. H. Hoang, Dynamic of the dielectric nano-particle in optical tweezer using counter-propagating pulsed laser beams, J. Phys. Scien. And Appl., Vol. 2, 2012, pp. 345-351. [64] Q. 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, 2012, pp. 301-305. [65] 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, 2012, pp. 414-419. [66] S. C. Kuo, M. P. Sheetz, Optical tweezers in cell biology, Trends Cell Biol. 2, 1992, pp.16-24. [67] S. 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 (2003), pp 318-324.    [68] S. Hormeno and J. R. Arias-Gonzalez, Exploring mechanochemical processes in the cell with optical tweezers, Biol. Cell, vol.98, 2006, pp. 679-695. [69] T. T. Perkin, Optical traps for single molecule biophysics: a primer, Laser & Photon. Rev., Vol. 3, 2009, pp. 203-220. [70] T. Tlusty, A. Meller, and R. Bar-Ziv, Optical Gradient Forces of Strongly Localized fields, Phys. Rev. Lett. Vol. 81, 1998, pp.1738-1741. [71] W. 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, 2005, pp. 208102-1- 4. [72] W. 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, 2001, pp. 1217-1223. [73] X. Cui, D. Erni, C. Hafner, Optical forces on metallic nanoparticles induced by a photonic nanojet, Opt. Express, Vol. 16, 2008, pp. 13560- 13568. [74] Y. 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, 2009, pp. 17170-17175. [75] 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).    PHỤ LỤC Ch−¬ng tr×nh m« pháng dïng phÇn mÒm Matlab 1. Chươnng trình mô phỏng cường độ tổng % Cuong do tong cua hai xung nguoc chieu t=-3.*10.^-12:0.05.*10.^-12:3.*10.^-12; z=0; rho=-2.*10.^-6:0.05.*10.^-6:2.*10.^-6; d=10.^-6; w_0=10.^-6; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=10.*10.^(-9); pi=3.14; U=10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; mi_0=4.*pi.*10.^-7; exi_0=1/(4.*pi.*9.*10.^9); z_dv=1; x_dv=1; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); [x,y]=meshgrid(rho_ng,t_ng); P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); alpha=(128.*pi.^5.*a.^6./(3.*lamda.^4)).*((m.^2-1)./(m.^2+2)).^2; beta=4.*pi.*n_2.^2.*exi_0.*a.^3.*((m.^2-1)/(m.^2+2)); I_l=P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(- 2.*(y+(z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); I_r=P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(y-(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); I=I_l+I_r; figure(1); surf(x,y,I_r);    xlabel('ro(micro m)'); ylabel('t(ps)'); zlabel('I_r(J)'); figure(2); surf(x,y,I_l); xlabel('ro(micro m)'); ylabel('t(ps)'); zlabel('I_l(J)'); figure(3); surf(x,y,I) xlabel('ro(micro m)'); ylabel('t(ps)'); zlabel('I(J)');    2. Chương trình mô phỏng quang lực %(Luc F_rho phu thuoc rho,t ) t=-3.*10.^-12:0.05.*10.^-12:3.*10.^-12; z=5.*10^-6; rho=-2.*10.^-6:0.05.*10.^-6:2.*10.^-6; d=10.*10.^-6; w_0=10.^-6; %rho=0; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=10.*10.^(-9); pi=3.14; U=10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; mi_0=4.*pi.*10.^-7; exi_0=1/(4.*pi.*9.*10.^9); z_dv=1; x_dv=1; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); [x,y]=meshgrid(rho_ng,t_ng); P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); alpha=(128.*pi.^5.*a.^6./(3.*lamda.^4)).*((m.^2-1)./(m.^2+2)).^2; beta=4.*pi.*n_2.^2.*exi_0.*a.^3.*((m.^2-1)/(m.^2+2)); N_l=P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(-2.*(y- (z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); N_r=P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(y+(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); N=N_l+N_r; F_s=z_dv.*n_2.*alpha.*N_l./c-z_dv.*n_2.*alpha.*N_r./c; F_g_z=(- z_dv.*2.*beta.*N_l./(n_2.*exi_0.*c.*k.*w_0.^2)).*((z_ng+d_ng).*k.^2.*w_0 .^4./(c.^2.*tau.^2)- k.*y.*w_0.^2./(c.*tau)+2.*(z_ng+d_ng).*(1+4.*(z_ng+d_ng).^2-    2.*x.^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2).^2)+(z_dv.*2.*beta.*N_r./(n_2.*exi_0.*c.*k .*w_0.^2)).*((z_ng-d_ng).*k.^2.*w_0.^4./(c.^2.*tau.^2)- k.*y.*w_0.^2./(c.*tau)+2.*(z_ng-d_ng).*(1+4.*(z_ng-d_ng).^2- 2.*x.^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)); F_g_rho=((-2.*beta.*N_l./(n_2.*exi_0.*c.*w_0)).*x./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)- (2.*beta.*N_r./(n_2.*exi_0.*c.*w_0)).*x./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)); F_t=- z_dv.*8.*mi_0.*beta.*N_l.*(y./tau)+z_dv.*8.*(z_ng+d_ng).*mi_0.*beta.*N_ l.*k.*w_0.^2./(c.*tau.^2)+z_dv.*8.*mi_0.*beta.*N_r.*(y./tau)- z_dv.*8.*(z_ng-d_ng).*mi_0.*beta.*N_r.*k.*w_0.^2./(c.*tau.^2); F_z=abs(F_s+F_g_z+F_t); figure(1); F_g_rho=F_g_rho.*10.^12; surf(x,y,F_g_rho); xlabel('ro(micro m)'); ylabel('t(ps)'); zlabel('F_ro(pN)'); figure(2); surf(x,y,F_z); xlabel('ro'); ylabel('t'); zlabel('F_z'); figure(3); contour(x,y,F_g_rho,100);grid; figure(4); surf(F_s);    3. Chương trình mô phỏng động học của hạt % Qua trinh dong hoc cua hat (phuong trinh Lagevin) for i=1:1:1; tgx=6; t=(-tgx./2).*10^-12:0.05.*10.^-12:(tgx./2).*10.^-12; z=0; rho=0.*10^-6; d=0.10^-6; w_0=1.*10.^-6; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=18.*10.^(-9); pi=3.14; U=0.9.*10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); x=rho_ng; P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); I_l=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(- 2.*(t_ng+(z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); I_r=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(t_ng-(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); I=I_l+I_r; y=t_ng+tgx./2+(i-1).*tgx; nui =7.797.*10.^(-4); to=10.^-9; %pi=3.14; kbT=4.14.*10.^-21; gamma=6.*pi.*a.*nui; D=kbT./gamma; can2=sqrt(2); beta=((4.*pi.*n_2.^2.*a.^3).*(m.^2-1))./(m.^2+2); A=3.*beta.*P./c./n_2./w_0./gamma;    B=sqrt(2.*D); Ao=1.*10^-6;Bo=-tgx./2;delta=tgx./10000; for j=1:1:10000 t=-tgx./2+(j-1).*delta; tg=exp(-2.*Ao.^2); %tg=tg.*(exp(-Bo.^2)+exp(-(Bo-3).^2)).^2; tg=tg.*exp(-2.*Bo.^2); tg=Ao-A.*tg.*delta.*Ao+B.*rand.*delta-B.*rand.*delta; lido=tg; y_1=t+tgx./2+(i-1).*tgx; % plot(y,I,y_1,lido,''); plot(y_1,lido,''); grid on; hold on; Ao=lido; Bo=t; end xlabel(''); ylabel(''); end   4. Chương trình mô phỏng vùng ổn định khi hai xung cùng pha %khoang bay cua xung for i=1:1:1; tgx=6; t=(-tgx./2).*10^-12:0.05.*10.^-12:(tgx./2).*10.^-12; %t=(-tgx./2+2).*10^-12:0.05.*10.^-12:(tgx./2-2).*10.^-12; z=0; rho=0; d=10.^-6; w_0=1.*10.^-6; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=20.*10.^(-9); pi=3.14; U=5.*10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); x=rho_ng; P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); I_l=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(- 2.*(t_ng+(z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); I_r=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(t_ng-(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); I=I_l+I_r; y=t_ng+tgx./2+(i-1).*tgx; nui =7.797.*10.^(-4); to=10.^-9; %pi=3.14; kbT=4.14.*10.^-21; gamma=6.*pi.*a.*nui; D=kbT./gamma; can2=sqrt(2); beta=((4.*pi.*n_2.^2.*a.^3).*(m.^2-1))./(m.^2+2);   A=3.*beta.*P./c./n_2./w_0./gamma; B=sqrt(2.*D); Ao=0.*10^-6;Bo=-tgx./2;delta=tgx./10000; for j=1:1:3350 %t=-tgx./2+(j-1).*delta; t=-tgx./2+2+(j-1).*delta; tg=exp(-2.*Ao.^2); tg=tg.*exp(-2.*Bo.^2); tg=Ao-A.*tg.*delta.*Ao+B.*rand.*delta-B.*rand.*delta; lido=tg; y_1=t+tgx./2+(i-1).*tgx; % plot(y,I,y_1,lido,''); plot(y_1,lido,''); grid on; hold on; Ao=lido; Bo=t; end xlabel(''); ylabel(''); end   5. Chương trình mô phỏng vùng ổn định khi có độ trễ pha giữa hai xung %Vung on dinh có do tre cua 2 xung deltaT=q.to for i=1:1:1; tgx=6; t=(-tgx./2).*10^-12:0.05.*10.^-12:(tgx./2).*10.^-12; z=0; rho=0; d=10.^-6; w_0=1.*10.^-6; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=20.*10.^(-9); pi=3.14; U=0.9.*10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); x=rho_ng; P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); I_l=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(- 2.*(t_ng+(z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); I_r=10^-26.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(t_ng-(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); I=I_l+I_r; y=t_ng+tgx./2+(i-1).*tgx; nui =7.797.*10.^(-4); to=10.^-9; %pi=3.14; kbT=4.14.*10.^-21; gamma=6.*pi.*a.*nui; D=kbT./gamma; can2=sqrt(2); beta=((4.*pi.*n_2.^2.*a.^3).*(m.^2-1))./(m.^2+2); A=3.*beta.*P./c./n_2./w_0./gamma;   B=sqrt(2.*D); Ao=0.*10^-6;Bo=-tgx./2;delta=tgx./10000; for j=1:1:15000 t=-tgx./2+(j-1).*delta; tg=exp(-2.*Ao.^2); %deltaT=q.*to q=3; tg=tg.*(exp(-Bo.^2)+exp(-(Bo-q).^2)).^2; tg=Ao-A.*tg.*delta.*Ao+B.*rand.*delta-B.*rand.*delta; lido=tg; y_1=t+tgx./2+(i-1).*tgx; % plot(y,I,y_1,lido,''); plot(y_1,lido,''); grid on; hold on; Ao=lido; Bo=t; end xlabel(''); ylabel(''); end.   6. Chương trình mô phỏng vùng ổn định phụ thuộc tần số lặp xung %( phụ thuộc và tần số lặp xung) for i=1:1:8; tgx=2; t=(-tgx./2).*10^-12:0.05.*10.^-12:(tgx./2).*10.^-12; z=0; rho=0; d=10.^-6; w_0=1.*10.^-6; tau=1.*10.^-12; rho_ng=rho./w_0; t_ng=t./tau; lamda=1.064.*10.^-6; n_1=1.592; n_2=1.332; m=n_1./n_2; a=20.*10.^(-9); pi=3.14; U=5.*10.^(-6); c=3.*10.^8; k=2.*pi./lamda; z_ng=z./(k.*w_0.^2); d_ng=d./(2.*k.*w_0.^2); x=rho_ng; P=2.*sqrt(2).*U./(pi.^(3./2).*(w_0.^2).*tau); I_l=10^-27.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2)).*exp(- 2.*(t_ng+(z_ng+d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng+d_ng).^2); I_r=10^-27.*P.*exp(-2.*x.^2./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2)).*exp(-2.*(t_ng-(z_ng- d_ng).*k.*w_0.^2./(c.*tau)).^2)./(1+4.*(z_ng-d_ng).^2); I=I_l+I_r; y=t_ng+tgx./2+(i-1).*tgx; nui =7.797.*10.^(-4); to=10.^-9; %pi=3.14; kbT=4.14.*10.^-21; gamma=6.*pi.*a.*nui; D=kbT./gamma; can2=sqrt(2); beta=((4.*pi.*n_2.^2.*a.^3).*(m.^2-1))./(m.^2+2); A=3.*beta.*P./c./n_2./w_0./gamma;    B=sqrt(2.*D); Ao=0.*10^-6;Bo=-tgx./2;delta=tgx./10000; for j=1:1:10000 t=-tgx./2+(j-1).*delta; tg=exp(-2.*Ao.^2); tg=tg.*exp(-2.*Bo.^2); tg=Ao-A.*tg.*delta.*Ao+B.*rand.*delta-B.*rand.*delta; lido=tg; y_1=t+tgx./2+(i-1).*tgx; plot(y,I,y_1,lido,''); grid on; hold on; Ao=lido; Bo=t; end xlabel(''); ylabel(''); end

Các file đính kèm theo tài liệu này:

  • pdfluan_an_nghien_cuu_anh_huong_cua_mot_so_thong_so_len_kim_qua.pdf
  • docThongTin KetLuanMoi LuanAn NCS HoangDinhHai.doc
  • pdfTomTat LuanAn NCS HoangDinhHai_English.pdf
  • pdfTomTat LuanAn NCS HoangDinhHai_TiengViet.pdf
Luận văn liên quan