Luận án Nghiên cứu đặc trưng tán sắc của sợi tinh thể quang tử mạng lục giác đều được thẩm thấu các chất lỏng định hướng ứng dụng trong phát siêu liên tục

o các sợi #F1, #F2 và #F3. Các đường thẳng đứng đứt nét chỉ ra các bước sóng bơm: 1030 nm và 1560 nm tương ứng. Các nội dung chính của chương này đã được chúng tôi công bố trong công trình [64]. 77 KẾT LUẬN CHƯƠNG 2 Trong chương này, chúng tôi đã tạo ra cấu trúc PCF cho các PCF - B, PCF - N và PCF - T. Chúng tôi đã thực hiện 44 mô phỏng để thu được các đường đặc trưng của các PCF - B, PCF - N và PCF - T. Trên cơ sở đó chúng tôi đã phân tích và thu được một số kết quả sau:  Đã nghiên cứu thiết kế cấu trúc của PCF với chất nền silica, có lõi rỗng được thẩm thấu hợp chất thơm, có lớp vỏ gồm các lỗ khí được sắp xếp thành mạng lục giác đều và đường kính của các lỗ khí có thể thay đổi được.  Đã nghiên cứu ảnh hưởng của bước sóng, các tham số cấu trúc (đường kính các lỗ khí, thừa số lấp đầy và hằng số mạng) lên các đại lượng đặc trưng của PCF gồm: chiết suất hiệu dụng, diện tích mode hiệu dụng, tán sắc và giam giữ mất mát.  Đã xác định được các cấu trúc tối ưu cho đặc trưng tán sắc của các PCF lõi rỗng thẩm thấu các hợp chất thơm để ứng dụng cho phát siêu liên tục. Đối với PCF - T, có hai cấu trúc sợi tối ưu #I_0,3 và #I_0,35, tương ứng với hai bộ tham số cấu trúc tối ưu có hằng số mạng Λ = 2,0 µm, với các thừa số lấp đầy d/Λ bằng 0,3 và 0,35. Đối với PCF - B, có ba cấu trúc sợi tối ưu #f1, #f2 và #f3. Trong đó, #f1 có hằng số mạng Ʌ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,45; #f2 có hằng số mạng Ʌ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,6; #f3 có hằng số mạng Ʌ = 2,5 µm và f = 0,6. Đối với PCF - N, có ba cấu trúc sợi tối ưu #F1, #F2 và #F3. Trong đó, #F1 có hằng số mạng Λ = 1,0 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,8; #F2 có hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,4; # F3 có hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,8. 78 CHƯƠNG 3. NGHIÊN CỨU PHÁT SIÊU LIÊN TỤC TRONG PCF LÕI RỖNG THẨM THẤU HỢP CHẤT THƠM 3.1. Giới thiệu chương Quá trình phát siêu liên tục (SG) xảy ra có sự đóng góp của nhiều hiện tượng vật lý gây ra sự mở rộng phổ như các hiệu ứng phi tuyến bao gồm tự biến điệu pha, trộn bốn sóng, động học soliton, điều chế không ổn định, quá trình tán xạ Raman và tán sắc [65]. Sự xuất hiện các hiện tượng vật lý đó phụ thuộc vào việc ta chọn bước sóng bơm trong vùng tán sắc thường hay dị thường. Nếu bước sóng bơm được chọn nằm trong vùng tán sắc thường thì các hiệu ứng xuất hiện thường là tự biến điệu pha và tán xạ Raman. Hai hiệu ứng này đóng vai trò làm mở rộng xung và kèm với sự xuất hiện của sóng tán sắc thường làm cho công tua cường độ phổ phẳng hơn. Tuy nhiên trong trường hợp này đòi hỏi năng lượng xung lớn. Nếu bước sóng bơm được chọn trong vùng tán sắc dị thường thì các hiệu ứng xuất hiện có thể là sự điều chế không ổn định và tán xạ Raman. Các hiệu ứng này đóng vai trò mở rộng phổ. Trong trường hợp này năng lượng xung sử dụng thường nhỏ nhưng công tua cường độ phổ không phẳng so với trường hợp tán sắc thường [66]. Hầu hết các nghiên cứu cả lý thuyết và thực nghiệm đều cố gắng tăng cường hiệu quả SG, tức là tăng cường phạm vi mở rộng phổ. Muốn vậy, cách thường dùng là tăng hệ số phi tuyến. Phương pháp duy nhất để nâng cao hệ số phi tuyến của PCF lõi đặc với chất nền silica là diện tích lõi hiệu dụng. Tuy nhiên, các sợi quang với diện tích tiết diện nhỏ, không thể cung cấp cường độ sáng cần thiết trên một chiều dài tương tác. Ngoài ra, nó sẽ dẫn đến khó ghép nối. Mặt khác, do chiết suất phi tuyến của silica nung chảy nhỏ n2 = 2,73.10-20 m2W-1 tại bước sóng 1064 nm [40], người ta đã thay thế nó bằng các sợi thủy tinh khác, chẳng hạn như ZBLAN [67], SF6 [68], TF10 [69], và sợi dựa trên chalcogenide [70], có chiết suất phi tuyến cao và có 79 cửa sổ truyền dẫn lớn nhằm nâng cao tính phi tuyến của sợi. Tuy nhiên, các loại sợi này có hạn chế về tính linh hoạt trong thiết kế. Để khắc phục những hạn chế trên, việc thẩm thấu các chất lỏng vào lõi rỗng của PCF được sử dụng, chẳng hạn các chất lỏng như carbon disulfide (CS2), carbon tetrachloride (CCl4), và chloroform (CHCl3) cung cấp khả năng truyền dẫn cao từ vùng khả kiến đến dải bước sóng gần và hồng ngoại trung (lên đến 12 µm đối với CCl4), hoặc chiết suất phi tuyến cao 2.10-18 m2/W đối với CS2 [71]. Những chất lỏng này đã được nghiên cứu rộng rãi như là môi trường trong quang học phi tuyến do thực tế chiết suất của chúng cao hơn hàng trăm lần so với chiết suất phi tuyến của silica. Điều đó làm cho sợi mao dẫn (sợi có lõi chất lỏng và lớp vỏ là thủy tinh silica) dễ dàng sử dụng để tạo ra các sợi lõi chất lỏng chiết suất bậc phi tuyến cao [72, 73]. Tuy nhiên, trong trường hợp này, kỹ thuật điều khiển tán sắc bị hạn chế. Việc sử dụng các sợi lõi rỗng với lớp vỏ quang tử thủy tinh không khí cho phép điều khiển các đặc trưng tán sắc của sợi và mang lại những thành tựu mới trong SG và các nghiên cứu về động lực học soliton [70 - 73]. Có một nhóm chất lỏng khác có chiết suất tuyến tính thấp hơn trong trường hợp của thủy tinh silica, ví dụ: chloroform hoặc ethanol. Những chất lỏng này rất thú vị do suy hao băng thông rộng thấp và độ phi tuyến tính cao và cũng có thể được ứng dụng làm lõi chất lỏng trong PCF khi chiết suất hiệu dụng thấp hơn trong lớp vỏ quang tử được cung cấp [74]. Trong chương này chúng tôi sẽ nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng được thẩm thấu các hợp chất thơm bao gồm benzen, nitrobenzen và toluen đã được trình bày trong chương 1. Muốn vậy, chúng tôi sử dụng các dữ liệu về diện tích mode hiệu dụng, tán sắc và giam giữ mất mát được trích xuất từ chương trình chạy mô phỏng bởi phần mềm bản quyền Lumerical Mode Solutions cho các cấu trúc đã được tối ưu trong chương 2. Các dữ liệu này được đưa vào code Matlab được viết trên cơ sở giải phương trình Schrödinger phi tuyến tổng quát (GNLSE) (1.43) với việc sử dụng phương pháp Fourier chia bước (SSFM) thường được áp dụng để 80 giải các phương trình vi phân phi tuyến [37, 75]. Các nội dung chính của chương này đã được công bố trong các công trình [87, 88]. 3.2. Nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng thẩm thấu toluen Trong nội dung này, chúng tôi đã nghiên cứu SG cho hai cấu trúc sợi quang #I_0,30 và #I_0,35 đã được tối ưu trong chương 2 (Hình 2.18). K h o ản g c ác h ( m ) K h o ản g c ác h ( m ) Bước sóng (nm) Thời gian (ps) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 5 d B /v ạc h ) Bước sóng (µm) Hình 3.1: a) Sự phát triển phổ dọc theo chiều dài sợi; b) Sơ đồ phổ tương ứng của xung mở rộng; c) Phổ SC: Cường độ phổ được khảo sát cho hai PCF có chiều dài 4 cm và 10 cm với tán sắc thường (# I_0,30). Xung đầu vào có độ rộng 350 fs và năng lượng 2,5 nJ cho sợi có chiều dài 4 cm và 10 cm. c) 81 Đối với cấu trúc sợi #I_0,30 có độ tán sắc thường trong phạm vi hồng ngoại gần từ 1,0 μm đến 2,0 μm, và được kỳ vọng tạo ra SG chủ yếu dựa trên tự biến điệu pha (SPM) và tán xạ Raman (SRS). Đối với cấu trúc này, chúng tôi sử dụng laser có bước sóng bơm λp = 1550 nm, độ rộng xung τ0 = 350 fs, năng lượng xung bơm 2,5 nJ và chiều dài sợi lần lượt 4 cm và 10 cm. Đây là các thông số của laser femto giây sợi quang đã được công bố trong công trình [79]. Đồ thị SG được thể hiện trên (Hình 3.1). Trên đồ thị (Hình 3.1a) biểu diễn sự phát triển phổ dọc theo chiều dài sợi 10 cm. Đồ thị cho thấy, dải SC được mở rộng hoàn toàn từ 1,1 μm đến 1,75 μm và phẳng sau khi truyền được 5 cm chiều dài sợi. Đối với các khoảng cách dài hơn, độ suy giảm cao của sợi quang chiếm ưu thế và quang phổ bắt đầu cắt ngắn ở các bước sóng hấp thụ toluen. Chính vì vậy, chúng tôi đã chọn khoảng thời gian xung bơm ngắn. Nhờ tính phi tuyến cao do toluen tạo ra, quá trình tạo SC diễn ra rất nhanh và xảy ra ở milimet đầu tiên của sợi. Sau đó, việc định hình phổ SC có thể thực hiện được bằng cách sử dụng các đoạn sợi ngắn. Đối với cấu trúc sợi thứ hai #I_0,35, đặc trưng tán sắc là dị thường gần bước sóng bơm λp = 1550 nm, do đó chúng tôi mong đợi sự điều chế không ổn định với việc tạo ra các sóng tán sắc gần điểm tán sắc bằng không. Đối với cấu trúc này, chúng tôi sử dụng laser có độ rộng xung τ0 = 450 fs, năng lượng xung bơm 3 nJ và chiều dài sợi lần lượt 4 cm và 10 cm. Đồ thị SG được thể hiện trên (Hình 3.2). Kết quả cho thấy, trong chế độ dị thường #I_0,35, quang phổ được tạo ra không phẳng hơn, nhưng độ rộng tương tự như sợi quang có độ tán sắc thường và bao phủ phạm vi từ 1,0 μm đến 1,75 μm. 82 K h o ản g c ác h ( m ) K h o ản g c ác h ( m ) Bước sóng (nm) Thời gian (ps) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 5 d B /v ạc h ) p Bước sóng (µm) Hình 3.2: a) Sự phát triển phổ dọc theo chiều dài sợi; b) Sơ đồ phổ tương ứng của xung mở rộng; c) Phổ SC: Cường độ phổ được khảo sát cho hai sợi có chiều dài 4 cm và 10 cm có tán sắc dị thường (#I_0,35). Xung đầu vào có độ rộng 450 fs và năng lượng 3 nJ. Trong SG đối với các cấu trúc sợi quang #I_0,30 và #I_0,35 thì tán xạ Raman cưỡng bức (SRS) đóng vai trò quan trọng trong quá trình tạo ra SG do 83 “dịch chuyển đỏ”. Chiều dài đặc trưng mà dịch chuyển đỏ xuất hiện phụ thuộc vào thời gian tán xạ [76]. Do đó, các thời điểm tán xạ khác nhau có thể thay đổi thời điểm xuất hiện dịch chuyển đỏ hoặc số lượng dịch chuyển năng lượng hoặc độ rộng của sự dịch chuyển ban đầu của tần số trước khi nó bị suy giảm. Trong phân tích số của Fanjoux và cộng sự [77], sự tán xạ Raman tự phát và độ khuếch đại Raman của mao quản chứa đầy toluen được trình bày và xem xét ở khía cạnh tạo SC. Sau khi tán xạ Raman xảy ra thì xuất hiện quá trình mở rộng xung Kerr gọi là tán xạ Raman - Kerr cưỡng bức (SRKS). Quá trình này khác với SRS, xuất hiện do nhiều quá trình phi tuyến nội tại hơn [65] và được mô tả với một mô hình hoàn toàn khác. Vì các tác giả không xem xét SRKS trong các tính toán số, cũng như công thức chính xác của mô hình, cũng như không cung cấp các tham số SRS cho toluen, chúng tôi coi các hệ số SRS đặc trưng cho toluen được trình bày trong [78]. Chúng tôi đã giả thiết sự phụ thuộc của hệ số SRS vào bước sóng là không đáng kể và các thông số đo được tại bước sóng 0,8 μm [78] có thể được sử dụng trong mô phỏng SG. Tán xạ Raman - Kerr [77] ảnh hưởng đến sự mở rộng xung quang. Nó xuất hiện do sự gia tăng cường độ ánh sáng, bị tán xạ thông qua các quá trình Raman tự phát và sau đó mở rộng qua tính phi tuyến Kerr. Mặc dù tán xạ Raman - Kerr xuất hiện trong trường hợp sợi quang dài hơn, mất mát lớn trong toluen xung quanh bước sóng bơm, kết hợp với xung ban đầu hẹp hơn nhiều, làm cho các hiệu ứng tự phát không đáng kể. 3.3. Nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng thẩm thấu nitrobenzen Trong mục này, chúng tôi đã nghiên cứu SG cho ba cấu trúc sợi quang #F1, #F2 và #F3 đã được tối ưu trong chương 2 (Hình 2.20). Đối với sợi #F1 có hằng số mạng Λ = 1,0 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,8. Sợi có hai ZDW bằng 960 nm và 1345 nm. Sợi này được dự định cho SG trong chế độ tán sắc dị thường với bước sóng bơm ở 1030 nm. Độ tán sắc bằng 33,7 ps/nm/km tại bước sóng bơm. Chúng tôi sử dụng sử dụng laser sợi quang Ytterbium của hệ Menlo có độ rộng xung τ0 = 120 fs, năng lượng xung bơm thay 84 đổi lần lượt 0,01 nJ; 0,05 nJ; 0,1 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 5 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.3). B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ (d B ) Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) C ư ờ n g đ ộ p h ổ (1 0 d B /v ạc h ) Bước sóng (nm) Hình 3.3: a) Sự mở rộng của SC dọc theo sợi; b) Phổ SC đối với năng lượng xung khác nhau trong phạm vi 0,01 nJ - 0,1 nJ và mức độ kết hợp được tính từ 20 cặp riêng lẻ với nhiễu ngẫu nhiên đối với năng lượng xung 0,1 nJ, cho #F1. Kết quả cho thấy, khi bắt đầu truyền SPM đóng góp chi phối cho việc mở rộng phổ. Các bước sóng mới, được tạo ra bởi SPM hoạt động giống như một 85 nguồn để trộn bốn sóng (FWM). Chúng tôi nhận thấy rằng, tương tự như sợi quang với ZDW đơn lẻ, sóng tán sắc có vai trò chính trong việc tạo ra các bước sóng mới ở phía xanh của phổ khoảng 700 nm (gần với ZDW bước sóng ngắn). Ngoài ra, sự kết hợp giữa giá trị âm của độ dốc tán sắc và chế độ tán sắc dị thường dẫn đến sóng tán sắc dịch chuyển màu đỏ, dẫn đến bước sóng dài mới được tạo ra ở cạnh đầu của phổ, khoảng 1700 nm (Hình 3.3a) [80, 82]. Các sóng tán sắc đóng vai trò quan trọng trong việc mở rộng phổ ở các cạnh của phổ, trong khi sự tách soliton (SF) bị triệt tiêu và chỉ xảy ra ở khu vực trung tâm của phổ SC. Việc giảm sự tham gia của SF vào việc mở rộng phổ sẽ làm SG giảm nhiễu và cải thiện sự kết hợp. Độ dốc của tán sắc cũng hạn chế mở rộng phổ và tăng năng lượng xung đầu vào không cung cấp mở rộng băng thông phổ đáng kể hơn nữa. (Hình 3.3b) cho thấy phổ SC cho năng lượng xung khác nhau và tính toán số lượng kết hợp bậc nhất của SG. Đối với sợi #F2 có hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,4. Sợi này được dự kiến sẽ SG trong tất cả phạm vi tán sắc thường. Tại bước sóng bơm sử dụng 1,56 µm, độ tán sắc bằng nhau 2,2 ps/nm/km. Đối với cấu trúc này, chúng tôi sử dụng laser sợi quang Ytterbium của hệ Menlo có độ rộng xung τ0 = 90 fs, năng lượng xung bơm thay đổi lần lượt 0,05 nJ; 0,1 nJ; 0,5 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 5 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.4). Do hệ số phi tuyến cao, cấu trúc #F2, sự mở rộng phổ xảy ra nhanh chóng trong centimet đầu tiên của chiều dài lan truyền, có thể thu được băng thông phổ dự kiến ở độ dài ngắn của sợi. Như được biểu diễn trong (Hình 3.4a), lúc đầu SPM đang chiếm ưu thế đóng góp cho việc mở rộng phổ. Do tự dốc, phổ SC không đối xứng với bước sóng bơm và có xu hướng mở rộng phổ về phía màu xanh của phổ. Trong chế độ tán sắc thường, các thành phần bước sóng mới được tạo bởi SPM ở cạnh đuôi với lượng tán sắc cao di chuyển chậm hơn đuôi xung ở trung tâm của xung. Điều này dẫn đến việc trộn các thành phần mới với đuôi xung, dẫn đến sự khởi đầu của sự 86 phá vỡ sóng quang. Sự chồng chéo của thành phần thời gian của các đuôi xung này dẫn đến việc tạo ra các bước sóng mới bởi FWM. B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ (d B ) Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) C ư ờ n g đ ộ p h ổ (1 0 d B /v ạc h ) Bước sóng (nm) Hình 3.4: a) Sự mở rộng của SC dọc theo sợi; b) Phổ SC đối với năng lượng xung khác nhau trong phạm vi 0,05 nJ - 0,5 nJ và mức độ kết hợp được tính từ 20 cặp riêng lẻ với nhiễu ngẫu nhiên đối với năng lượng xung 0,5 nJ, cho #F2. 87 Các thành phần tại 1200 nm hoạt động như một máy bơm và đuôi xung ở 1560 nm là hạt giống. Kết quả là, bước sóng gây ra bởi FWM là khoảng 975 nm. Mối quan hệ giữa các thành phần này theo [37]: 𝜔𝐹𝑊𝑀 = 2𝜔𝑝𝑢𝑚𝑝 −𝜔𝑠𝑒𝑒𝑑⇔ 1 𝜆𝐹𝑊𝑀 = 2 𝜆𝑝𝑢𝑚𝑝 − 1 𝜆𝑠𝑒𝑒𝑑 (4) Thành phần với bước sóng mới từ FWM dẫn đến bẻ gãy sóng quang (OWB) và do đó, OWB xảy ra ở cạnh đuôi và tạo ra bước sóng mới khoảng 800 nm. Trong quá trình lan truyền hơn nữa, độ dốc của tán sắc ở phía màu xanh của phổ hạn chế sự mở rộng phổ. Sợi có lượng tán sắc thường thấp ở cạnh đầu và độ suy giảm cao, do đó OWB không xảy ra ở cạnh đầu của xung. Cấu hình tạm thời vẫn phẳng ở cạnh đuôi ngay cả ở khoảng cách truyền dài hơn. Cuối cùng, phổ SC với tất cả tán sắc thường kéo dài từ 800 nm đến 2100 nm trong phạm vi động học 20 dB. Theo [83], SG trong tất cả chế độ tán sắc thường có khả năng kết hợp cao (Hình 3.4b). Đối với sợi #F3 có hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,8. Trong trường hợp này, chúng tôi sử dụng bước sóng bơm 1560 nm nằm ở chế độ tán sắc dị thường. Đối với cấu trúc này, chúng tôi sử dụng laser sợi quang Ytterbium của hệ Menlo có độ rộng xung τ0 = 90 fs, năng lượng xung bơm thay đổi lần lượt 0,01 nJ; 0,04 nJ; 0,06 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 5 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.5). Kết quả cho thấy, sự mở rộng phổ được gây ra bởi SPM khi bắt đầu lan truyền trong sợi quang. Sự tách soliton xảy ra ở khoảng 0,5 cm và kèm theo đó là sự tạo ra các soliton Raman. Đồng thời, sự tách soliton [84, 85] dẫn đến việc mở rộng phổ đột ngột và tạo ra các thành phần bước sóng mới lên đến 3500 nm (trên ZWD) ở cạnh đầu và khoảng 1000 nm ở cạnh đuôi. Nếu các xung có công suất cực đại đủ thì các bước sóng mới được tạo ra bởi hơi thở soliton tạo ra sóng tán sắc. Như được hiển thị trong (Hình 3.5a), sóng phân tán được tạo ra ở khoảng 1 cm khoảng cách lan truyền ở cạnh đầu (khoảng 3500 nm). Sóng tán sắc cũng xuất hiện và tạo ra các thành phần bước sóng ngắn (khoảng 1000 nm) với năng lượng xung đầu vào lớn hơn. Băng thông phổ dự kiến đạt được 88 sau khi lan truyền 1 cm. Trong quá trình lan truyền trong sợi, phổ tạo ra không đổi. Đó là do hình dạng cụ thể của sự tán sắc và độ phẳng của phổ đầu ra có thể bị suy giảm thông qua quá trình tự nén soliton và đỉnh suy giảm của nitrobenzen. B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 1 0 d B /v ạc h ) Bước sóng (nm) Hình 3.5: (a) Sự mở rộng của SC dọc theo sợi (b) Phổ SC đối với năng lượng xung khác nhau trong phạm vi 0,01 nJ - 0,06 nJ và mức độ kết hợp được tính từ 20 cặp riêng lẻ với nhiễu ngẫu nhiên đối với năng lượng xung 0,06 nJ, cho #F3. 89 3.4. Nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng thẩm thấu benzen Nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng thẩm thấu benzen, chúng tôi sử dụng ba cấu trúc #f1, #f2 và #f3 đã được tối ưu trong chương 2 (Hình 2.19). Sợi cấu trúc #f1, với hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,45, có đặc tính tán sắc thường. Chúng tôi sử dụng laser chuẩn có trên thị trường, có bước sóng bơm λp = 1560 nm, có độ rộng xung τ0 = 90 fs, năng lượng xung bơm thay đổi lần lượt 0,5 nJ; 1 nJ; 3 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 1 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.6). Kết quả cho thấy, đối với năng lượng xung đầu vào nhỏ hơn 0,7 nJ, SPM đóng góp chính vào việc mở rộng phổ. Nói chung, phổ SC do SPM gây ra bao gồm nhiều đỉnh và các đỉnh ngoài cùng là cường độ cao nhất, như trong (Hình 3.6b) đối với năng lượng xung đầu vào 0,5 nJ. Với sự gia tăng hơn nữa của năng lượng xung đầu vào (cao hơn 1 nJ), phổ SC được tạo ra bởi SPM ở giai đoạn lan truyền ban đầu, và sau đó xảy ra hiện tượng hãm sóng quang (OWB) do trộn bốn sóng (FWM). Trong trường hợp năng lượng xung đầu vào 3 nJ, phổ SC trải dài trong phạm vi 700 nm - 2000 nm trong động lực học 15 dB và cho thấy tiềm năng kết hợp cao. Sự mở rộng của SG trong #f1 đối với năng lượng xung đầu vào 3 nJ được thể hiện trong (Hình 3.6c). Khi bắt đầu lan truyền, sự mở rộng phổ được tạo ra bởi SPM, có dạng hình chữ S theo thời gian điển hình [86]. Quang phổ SC thể hiện sự không đối xứng rõ ràng về phía màu xanh lam của quang phổ do ảnh hưởng của tán sắc phi tuyến (hiện tượng tự phát sáng). Các bước sóng ngắn mới do SPM tạo ra trải qua một lượng GVD cao và do đó di chuyển chậm hơn so với các thành phần bước sóng của đuôi xung đầu vào. Kết quả là tại thời điểm trùng lặp giữa đuôi xung và các bước sóng chậm hơn, sự giao thoa của các thành phần này đột ngột tạo ra dải bước sóng mới xung quanh 700 nm của mép sau của xung thông qua quá trình FWM suy biến, được quy cho OWB. Trong quá trình lan truyền xa hơn, sự mở rộng quang phổ ở mép sau của xung bị hạn chế do độ dốc phân tán cao. Tại rìa hàng đầu của xung, dải bước sóng khoảng 2000 nm được tạo 90 ra bởi SPM. OWB cũng xảy ra và tạo ra một dải bước sóng mới khoảng 2100 nm (Hình 10c). Tuy nhiên, sự suy giảm cao của sợi quang và hệ số phi tuyến thấp trong dải bước sóng dài dẫn đến hạn chế sự mở rộng phổ ở rìa hàng đầu của xung. N ăn g l ư ợ n g x u n g đ ầu v ào ( n J) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) a Bước sóng (nm) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 1 0 d B /v ạc h ) b Bước sóng (nm) 91 B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) c Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) Hình 3.6: a) Sự mở rộng của SG trong sợi #f1 với tất cả đặc trưng tán sắc thường cho năng lượng xung đầu vào khác nhau cho 1 cm lan truyền; b) Phổ SC cho các năng lượng xung đầu vào khác nhau và mức độ kết hợp bậc nhất được tính toán cho 20 cặp xung riêng lẻ có nhiễu ngẫu nhiên, cho #f1. (c) Sự mở rộng của quá trình truyền xung trong #f1 như một hàm của độ dài lan truyền với năng lượng xung đầu vào 3,0 nJ và các phổ xung tại ba vị trí khác nhau dọc theo sợi. Sơ đồ thời gian của xung tại ba vị trí lan truyền khác nhau cũng được thể hiện trong (Hình 3.6c). Nó bao gồm, từ trái sang phải, tự điều chế pha khi bắt đầu bẻ gãy sóng quang, bắt đầu tạo dải biên tham số và hoàn thành phổ bởi OWB. Trong quá trình lan truyền xa hơn, năng lượng ánh sáng được chuyển từ phần trung tâm của xung ra các cạnh mà không tạo ra các dải bước sóng mới. Điều này dẫn đến biến dạng thời gian phẳng ở cuối của xung. Đối với sợi #f2 có hằng số mạng Ʌ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,6. Sợi #f2 có hai ZDW, ở 1100 nm và 1850 nm, được ký hiệu ZDW1 và ZDW2, tương ứng. Sợi #f2 cung cấp hệ số phi tuyến cao hơn do diện tích mode hiệu dụng nhỏ và dải tán sắc dị thường được giới hạn. Chúng tôi sử dụng sử dụng laser chuẩn có trên thị trường, có bước sóng bơm λp = 1560 nm, có độ rộng xung τ0 = 90 fs, năng 92 lượng xung bơm thay đổi lần lượt 0,1 nJ; 0,2 nJ; 1 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 1 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.7). Kết quả cho thấy, vì bước sóng bơm nằm trong chế độ tán sắc dị thường nên SG trong #f2 được tạo ra bởi động lực học soliton. (Hình 3.7a) cho thấy sự mở rộng của phổ SC trong 1 cm lan truyền đối với năng lượng xung đầu vào trong khoảng 0,01 nJ - 2 nJ. Sự tách soliton bắt đầu với năng lượng xung đầu vào 0,2 nJ. Các dải bước sóng mới trong chế độ tán sắc thường được tạo ra bởi động lực học của sóng tán sắc (DW). Đường cong tán sắc của #f2 có độ dốc cao nên hạn chế sự mở rộng quang phổ. Do đó, sự gia tăng năng lượng xung đầu vào làm thay đổi cấu trúc của phổ SC, trong khi băng thông phổ của chúng hầu như không đổi (Hình 3.7b). Trong trường hợp năng lượng xung đầu vào 1 nJ, sự mở rộng của quá trình lan truyền xung trong #f2 được thể hiện trong (Hình 3.7c). SPM như là quá trình động học để mở rộng phổ khi bắt đầu lan truyền. Sự tách soliton (SF) xảy ra khoảng 5 mm lan truyền là yếu tố chính góp phần mở rộng quang phổ nhanh hơn. Sự mở rộng quang phổ trên ZDW1 dẫn đến sự xuất hiện của sóng tán sắc ở rìa sau của xung (khoảng 600 nm). Tại rìa hàng đầu, sóng tán sắc chuyển dịch màu đỏ bắt nguồn từ ảnh hưởng của độ dốc tán sắc âm trong chế độ dị thường dẫn đến việc tạo ra các bước sóng dài mới khoảng 2600 nm. Do đó, như thể hiện trong (Hình 3.7b), phổ SC với năng lượng xung đầu vào 1 nJ có băng thông phổ 600 nm - 2600 nm trong phạm vi động lực học 30 dB. Để đánh giá các tính chất kết hợp, độ dài đặc trưng cho #f2 được xem xét, cho bởi phương trình (3.1): 2 0 1 02 ; ; ; ; 16 L LD D D NL fiss MI NLP L NNL L L N L L L        (3.1) Trong đó LD, LNL, Lfiss, LMI lần lượt là các thang đo độ dài đặc trưng tán sắc, phi tuyến, tách soliton và điều chế không ổn định. N là số soliton. P0 và t0 là công suất đỉnh và thời gian xung đầu vào, β2 là độ tán sắc vận tốc nhóm tại bước 93 sóng trung tâm của xung đầu vào. Các tham số phi tuyến của #f2 được hiển thị trong (Bảng 3.1). Bảng 3.1: Các đặc trưng phi tuyến của #f2. P0 [kW] β2 [ps2/m] γ [W–1∙m–1] N LD [cm] LNL [cm] Lfiss [cm] LMI [cm] 18,5 –0,0459 0,1064 11 6,4 0,05 0,55 0,81 Đối với năng lượng xung đầu vào 1 nJ, Lfiss = 0,55 cm, trong khi LMI = 0,81 cm. Có nghĩa là tách soliton có thể xảy ra hoàn toàn trước khi nhiễu được điều chế không ổn định khuếch đại. Hơn nữa, sự khuếch đại nhiễu chỉ xảy ra trong dải bước sóng ngắn của phổ SC trong chế độ phân tán dị thường (từ 1100 nm đến 1750 nm). Do đó, phổ SC trong #f1 cho thấy tiềm năng kết hợp cao (Hình 3.7b). N ăn g l ư ợ n g x u n g đ ầu v ào (n J) ( n J) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) a Bước sóng (nm) 94 C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 1 0 d B /v ạc h ) b Bước sóng (nm) B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) c Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) Hình 3.7: (a) Sự mở rộng SG trong sợi #f2 với hai ZDW cho năng lượng xung đầu vào khác nhau đối với 1 cm lan truyền. (b) Phổ SC cho các năng lượng xung đầu vào khác nhau và độ kết hợp bậc nhất được tính toán với 20 cặp xung riêng lẻ có nhiễu ngẫu nhiên, cho #f2. (c) Sự mở rộng của quá trình truyền xung trong #f2 như một hàm của độ dài lan truyền với năng lượng xung đầu vào 1,0 nJ và các biểu đồ phổ xung tại ba vị trí khác nhau dọc theo sợi. Đối với sợi #f3 có hằng số mạng Ʌ = 2,5 µm và f = 0,6. Sợi #f3 có dải bước sóng mở rộng hơn trong chế độ tán sắc dị thường so với trường hợp của #f2. Sợi 95 #f3 cung cấp hệ số phi tuyến thấp hơn sợi #f2 và có hai ZDW tại các bước sóng 1200 nm và 3000 nm. Trong cấu trúc này chúng tôi sử dụng sử dụng laser chuẩn có trên thị trường, có bước sóng bơm λp = 1560 nm, có độ rộng xung τ0 = 90 fs, năng lượng xung bơm thay đổi lần lượt 0,2 nJ; 0,5 nJ; 2 nJ và chiều dài sợi được chọn L = 1 cm. SG được thể hiện trong (Hình 3.8). Kết quả cho thấy, với năng lượng xung đầu vào cao (cao hơn 0,4 nJ), sự tách soliton và sóng tán sắc đóng góp chính trong việc mở rộng quang phổ. Như trong trường hợp #f2, băng thông của quang phổ SC khá ổn định với sự thay đổi của năng lượng xung đầu vào (Hình 3.8. a, b). Đối với năng lượng xung đầu vào 2 nJ, các tham số phi tuyến của #f3 được thể hiện trong (Bảng 3.2), trong đó Lfiss = 0,55 cm, phù hợp với dữ liệu được mô tả trong (Hình 3.8c). Sự tách soliton cũng xảy ra tại điểm lan truyền này, dẫn đến phổ mở rộng trong phạm vi 600 nm - 3500 nm (trên ZDWs). Bảng 3.2. Các đặc trưng phi tuyến của #f3 P0 [kW] β2 [ps2/m] γ [W–1∙m–1] N LD [cm] LNL [cm] Lfiss [cm] LMI [cm] 37 -0,0484 0,0494 10 6 0,054 0,55 0,87 N ăn g l ư ợ n g x u n g đ ầu v ào (n J) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) a Bước sóng (nm) 96 C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( 1 0 d B /v ạc h ) b Bước sóng (nm) B ư ớ c só n g ( n m ) C ư ờ n g đ ộ p h ổ ( d B ) c Khoảng cách (cm) Thời gian (ps) Hình 3.8: (a) Sự mở rộng của SG trong #f3 cho năng lượng xung đầu vào khác nhau cho 1 cm lan truyền. (b) Phổ SC cho các năng lượng xung đầu vào khác nhau và mức độ kết hợp bậc nhất được tính toán với 20 cặp xung riêng lẻ có nhiễu ngẫu nhiên, cho #f3. (c) Sự mở rộng của quá trình truyền xung trong #f3 như một hàm của độ dài lan truyền với năng lượng xung đầu vào 3,0 nJ và các phổ xung tại ba vị trí khác nhau dọc theo sợi. 97 KẾT LUẬN CHƯƠNG 3 Trong chương này chúng tôi đã nghiên cứu SG trong PCF lõi rỗng được thẩm thấu các hợp chất thơm. Kết quả chính thu được như sau: - Đã nghiên cứu SG trong PCF - T cho hai cấu trúc có hằng số mạng 2 μm, thừa số lấp đầy d/Λ = 0,3 và 0,35 và lõi toluen có đường kính 3,34 μm và 3,23 μm, có tán sắc phẳng trong vùng hồng ngoại gần. Kết quả đã tạo ra SG kết hợp mở rộng trong vùng bước sóng từ 1,0 μm đến 1,7 μm trong các mẫu sợi dài 4 cm với laser sợi femto giây chuẩn. - Đã nghiên cứu SG trong PCF - N cho ba cấu trúc sợi quang #F1, #F2 và #F3. Kết quả đã chứng minh tính khả thi của sự mở rộng SG kết hợp. Đối với cấu trúc đầu tiên, chúng tôi thu được SG trong phạm vi từ 0,8 μm đến 1,8 μm, đối với cấu trúc thứ hai trong phạm vi từ 0,8 μm đến 2,1 μm và đối với cấu trúc thứ ba trong trong phạm vi từ 1,3 μm đến 2,3 μm. Năng lượng xung nằm trong khoảng 0,06 nJ đến 0,5 nJ trong khi khoảng thời gian xung 90 fs hoặc 120 fs. Đối với tất cả các cấu trúc, SG được hình thành trong centimet đầu tiên của sự truyền ánh sáng rất thuận tiện để sử dụng các đoạn sợi ngắn. Sợi được đề xuất là khả thi tốt cho tất cả các nguồn sợi SG tạo thành một sự thay thế hấp dẫn cho các sợi lõi thủy tinh, vì tính phi tuyến của nitrobenzen cao hơn đáng kể so với silica. - Đã nghiên cứu SG trong PCF - B cho ba cấu trúc sợi quang #f1, #f2 và #f3. Cả ba cấu trúc đều được sử dụng với xung có bước sóng trung tâm 1560 nm và độ rộng xung 90 fs. Sợi #f1, với hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,45, có đặc tính tán sắc thường và cung cấp SG trải rộng phạm vi 700 nm - 2000 nm trong động lực học 15 dB đối với năng lượng xung 3,0 nJ. Sợi #f2 (Λ = 1,5 µm, f = 0,6) cho phép SG ở chế độ tán sắc dị thường trong dải 600 nm - 2600 nm trong động lực học 30 dB khi được bơm với năng lượng xung thấp 1,0 nJ. Sợi #f3 (Λ = 2,5 µm, f = 0,6) cung cấp SG ở chế độ tán sắc dị thường trong dải 600 nm - 3500 nm trong động lực học 30 dB khi được bơm với xung 2,0 nJ. 98 KẾT LUẬN CHUNG Luận án đã nghiên cứu SG trong các PCF lõi rỗng thẩm thấu hợp chất thơm. Kết quả chính của luận án thu được thể hiện như sau:  Đã nghiên cứu những vấn đề tổng quan về PCF và dẫn ra mô hình vật lý cho SG. Đồng thời đã nghiên cứu một số tính chất vật lý của silica và các hợp chất gồm: toluen (C6H5CH3), nitrobenzen (C6H5NO2) và benzen (C6H6).  Đã nghiên cứu thiết kế cấu trúc của PCF với chất nền silica, có lõi rỗng được thẩm thấu hợp chất thơm, có lớp vỏ gồm các lỗ khí được sắp xếp thành mạng lục giác đều và đường kính của các lỗ khí có thể thay đổi được. Đã nghiên cứu ảnh hưởng của bước sóng, các tham số cấu trúc (đường kính các lỗ khí, thừa số lấp đầy và hằng số mạng) lên các đại lượng đặc trưng của PCF. Từ đó, đã xác định được các cấu trúc tối ưu cho đặc trưng tán sắc của các PCF lõi rỗng thẩm thấu các hợp chất thơm để ứng dụng cho SG. Đối với PCF - T, có hai cấu trúc sợi tối ưu đều hằng số mạng Λ = 2 µm, với các thừa số lấp đầy d/Λ bằng 0,3 và 0,35. Đối với PCF - B, có ba cấu trúc sợi tối ưu #f1, #f2 và #f3. Trong đó, #f1 có hằng số mạng Ʌ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,45; #f2 có hằng số mạng Ʌ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = 0,6; #f3 có hằng số mạng Ʌ = 2,5 µm và f = 0,6. Đối với PCF - N, có ba cấu trúc sợi tối ưu #F1, #F2 và #F3. Trong đó, #F1 có hằng số mạng Λ = 1,0 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,8; #F2 có hằng số mạng Λ = 1,5 µm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,4; # F3 có hằng số mạng Λ = 1,5 μm và thừa số lấp đầy f = d/Λ = 0,8.  Đã nghiên cứu SG trong các cấu trúc tối ưu về tán sắc của các PCF - T, PCF - N và PCF - B. Đối với PCF - T, đã tạo ra SG kết hợp mở rộng trong vùng bước sóng từ 1,0 μm đến 1,7 μm trong các mẫu sợi dài 4 cm với laser sợi femto giây chuẩn. Đối với PCF - N, đã chứng minh tính khả thi của sự mở rộng SG kết hợp. Trong đó, cấu trúc đầu tiên đã thu được SG trong phạm vi từ 0,8 μm đến 1,8 μm, cấu trúc thứ hai trong phạm vi từ 0,8 μm đến 2,1 μm và cấu trúc thứ ba trong trong 99 phạm vi từ 1,3 μm đến 2,3 μm. Năng lượng xung nằm trong khoảng 0,06 nJ đến 0,5 nJ trong khi khoảng thời gian xung 90 fs hoặc 120 fs. Cả ba cấu trúc tối ưu của PCF - N, SG được hình thành trong centimet đầu tiên của sự truyền ánh sáng, rất thuận tiện để sử dụng các đoạn sợi ngắn.  Đề xuất một số PCF mới tạo ra siêu liên tục với chi phí thấp. Đối với các cấu trúc tối ưu của PCF - B đều được sử dụng xung có bước sóng trung tâm 1560 nm và độ rộng xung 90 fs. Sợi #f1, SG trải rộng phạm vi 700 nm - 2000 nm trong động lực học 15 dB đối với năng lượng xung 3,0 nJ. Sợi #f2, SG trong dải 600 nm - 2600 nm trong động lực học 30 dB khi được bơm với năng lượng xung thấp 1,0 nJ. Sợi #f3, SG trong dải 600 nm - 3500 nm trong động lực học 30 dB khi được bơm với xung 2,0 nJ. 100 CÁC CÔNG TRÌNH ĐÃ CÔNG BỐ I. Các bài báo công bố quốc tế trên các tạp chí nằm trong danh mục ISI [1]. Lanh Chu Van, Hoang Van Thuy, Van Cao Long, Krzysztof Borzycki, Khoa Dinh Xuan, Vu Tran Quoc, Marek Trippenbach, Ryszard Buczyński and Jacek Pniewski, “Optimization of optical properties of photonic crystal fibers infiltrated with chloroform for supercontinuum generation,” Laser Physics, vol. 29, 2019. [2]. Lanh Chu Van, Van Thuy Hoang, Van Cao Long, Krzysztof Borzycki, Khoa Dinh Xuan, Vu Tran Quoc, Marek Trippenbach, Ryszard Buczyński and Jacek Pniewski, “Supercontinuum generation in photonic crystal fibers infiltrated with nitrobenzene,” Laser Phys, vol. 30, 2020. II. Các bài báo công bố trên các tạp chí chuyên ngành trong nước [3]. Vu Tran Quoc, Minh Nguyen Thị, Ngoc Vo Thi Minh, Hoang Nguyen Thai, Hai Le Phu, Khoa Đoan Quoc, Khoa Đinh Xuân, Lanh Chu Van, “Mô phỏng ảnh hưởng của nhiệt độ và đường kính toàn phần lên dải tán sắc gần không của sợi lõi suspended với nước,” Tạp chí khoa học Đại học Vinh, Tập 46, Số 1A, tr. 78-84, 2017. [4]. Vu Tran Quoc, Trang Chu Thi Gia, Minh Le Van, Thuy Nguyen Thi, Phuong Nguyen Thi Hong, Khoa Doan Quoc, Khoa Dinh Xuan, Bao Le Xuan, Lanh Chu Van, Ngoc Vo Thi Minh, “The feature properties of photonic crystal fiber with hollow core filled nitrobenzene,” Communications in Physics, vol. 30, 2020. [5]. Thuy Thi Nguyen, Trang Thi Gia Chu, Minh Van Le, Vu Quoc Tran, Khoa Quoc Doan, Khoa Xuan Dinh, Lanh Van Chu, Tran Tran Bao Le, “Numerical Analysis of the Characteristics of Glass Photonic Crystal Fibers Infiltrated with Alcoholic Liquids,” Communications in Physics, vol. 30, 2020. [6]. Vu Nguyen Quang, Linh Dang Thuy, Vu Tran Quoc, Khoa Dinh Xuan, Ha Le Thi Kim, Thu Nguyen Dinh, Yen Nguyen Thi Hong, Hai Nguyen Hong, Minh Dau Van, and Lanh Chu Van, “Comparison of characteristics quantities of 101 photonic crystal fiber with hollow core infiltrated Nitrobenzene and Toluene at 1064nm for supercontinuum generation,” Tạp chí Nghiên cứu Khoa học kỹ thuật và Công nghệ Quân sự, vol. 61, pp. 183-188, 2019. III. Các bài báo đăng trong kỉ yếu hội thảo Quốc gia [7]. Vu Tran Quoc, Khoa Dinh Xuan, Nhat Thai Dang, Linh Thuy Dang, Lanh Chu Van, Quy Ho Quang, “Influence of geometrical parameters and temperature on the ZDWs of PCF infiltrated with water,” Advances in Applied and Engineering Physics - CAEP V, pp. 328-334, 2018. [8]. Vu Tran Quoc, Khoa Dinh Xuan, Doan Quoc Khoa, Vo Thi Minh Ngoc, Quy Ho Quang, Lanh Chu Van “Optimization on structure parameters of photonic crystal fiber and liquyd in the aren group infiltrated in the core of the photonic crystal fiber for supercontinuum generation,” Tạp chí Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam, pp. 333, 2018. [9]. Linh Thuy Dang , Huyen Ngoc Phan, Vu Quang Nguyen, Huong Lan Nguyen, Vu Tran Quoc, Khoa Dinh Xuan, Lanh Van Chu, “Optimization of characteristic parameters of photonic crystal fiber with core infiltrated by Carbon disulfide liquid for supercontinuum generation,” Advances in Applied and Engineering Physics - CAEP V, pp. 206-211, 2018. [10]. Nhat Thai Dang, Linh My Nguyen, Chi Linh Dang, Trang Thi Nguyen, Vu Tran Quoc, Khoa Dinh Xuan, Lanh Van Chu, “Ohotonic crystal fiber with core infiltrated Carbon tetrachloride for nonlinear effects generation,” Advances in Applied and Engineering Physics - CAEP V, pp. 200-205, 2018. IV. Các bài báo đã gửi đăng [11]. Lanh Chu Van, Van Thuy Hoang, Van Cao Long, Krzysztof Borzycki, Khoa Dinh Xuan, Vu Tran Quoc, Marek Trippenbach, Ryszard Buczyński, and Jacek Pniewski, “Analysis of supercontinuum generation in photonic crystal fibers with benzene-infiltrated core,” Optical Fiber Technology, 2020. 102 TÀI LIỆU THAM KHẢO [1]. A. Leon-Garcia and I. Widjaja. Communication Networks. McGraw-Hill, New York, 2004. [2]. B. St. Arnaud et al., “Customercontrolled and-managed optical networks,” J. Lightwave Technology, vol. 21, pp. 2804-2810, 2003. [3]. M. L. Jones, “Optical networking standards,” J. Lightwave Technology, vol. 22, pp. 275-280, 2004. [4]. J. C. Knight et al., “All-silica single-mode optical fiber with photonic crystal cladding,” Optics Letters, vol. 21, pp. 1547-1549, 1996. [5]. J. C. Knight, “Photonic crystal fibers,” Nature, vol. 424, pp. 847-851, 2003. [6]. R. Buczynski et al., “Dispersion management in soft glass all-solid photonic crystal fibres,” Opto-Electron. Rev, vol. 20, pp. 207-215, 2012. [7]. J. M. Dudley et al., “Supercontinuum generation in photonic crystal fiber,” Rev. Mod. Phys, vol. 78, pp. 1135-1184, 2006. [8]. Tian Hong-da et al., “Effect of the structural parameters of photonic crystal fibers on propagation characteristics,” The Journal of China Universities of Posts and Telecommunications, vol. 16, pp. 89-93, 2009. [9]. J. Fini, “Design of solid and microstructure fibres for suppression of higher-order modes,” Opt. Express, vol. 13, pp. 3477-3490, 2005. [10]. M. Y. Chen, “All-solid silica-based photonic crystal fibres,” Opt. Commun, vol. 266, pp. 151-158, 2006. [11]. M. Ebnali-Heidari et al., “Dispersion engineering of photonic crystal fibers by means of fluidic infiltration,” J. Mod. Opt, vol. 59, pp. 1384-1390, 2012. [12]. M. Vieweg et al., “Ultrafast nonlinear optofluidics in selectively liquidfilled photonic crystal fibers,” Opt. Express, vol. 18, pp. 2523-2524, 2010. 103 [13]. P. S. Maji and P. R. Chaudhuri, “Design of ultra large negative dispersion PCF with selectively tunable liquid infiltration for dispersion compensation,” Opt. Commun, vol. 325, pp. 134-143, 2014. [14]. S. Kedenburg et al., “Nonlinear refractive indices of nonlinear liquids: wavelength dependence and influence of retarded response,” Appl. Phys. B, vol. 117, pp. 803-816, 2014. [15]. S. Kedenburg et al., “Towards integration of a liquid-filled fiber capillary for supercontinuum generation in the 1,2-2,4 μm range,” Opt. Express, vol. 23, pp. 8281- 8289, 2015. [16]. Md. Faizul Huq Arif et al., “Design and optimization of photonic crystal fiber for liquid sensing applications,” Photonic Sensors, vol. 6, pp. 279-288, 2016. [17]. R. Zengerle and Phuong Chi Hoang, “Wide-angle beam refocusing using negative refraction in non-uniform photonic crystal waveguides,” Opt. Express, vol. 13, pp. 5719-5730, 2005. [18]. R. Zengerle and Phuong Chi Hoang, “All-angle beam refocusing in non-uniform triangular photonic crystal waveguides,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 24, pp. 997-1003, 2007. [19]. Chi Thuy Do, “Nghiên cứu chế tạo và tính chất quang của các tinh thể quang tử chứa các tâm phát xạ,” Đề tài cấp Bộ, 2009. [20]. Huy Bui, “Nghiên cứu và chế tạo cảm biến quang học trên cơ sở tinh thể quang tử một chiều ứng dụng trong lĩnh vực sinh-hóa,” Đề tài Nafosted, Viện Khoa học Vật liệu - Viện Hàn lâm Khoa học và Công nghệ Việt Nam, 2015. [21]. Hai Hoang Nguyen et al., “A Novel Defected Elliptical Pore Photonic Crystal Fiber with Ultra-flattened Dispersion and Low Confinement Losses,” IEICE Trans, vol. 90, pp. 1627-1633, 2007. [22]. Hai Hoang Nguyen et al., “A unique approach in ultra-flattened dispersion photonic crystal fibers containing elliptical air-holes,” Opt. Review, vol. 15, pp. 91-96, 2008. 104 [23]. Hai Hoang Nguyen et al., “A Novel Photonic Crystal Fiber Design for Large Effective Area and High Negative Dispersion,” IEICE Trans, vol. 91, pp. 113-116, 2008. [24]. Hai Hoang Nguyen et al., “Broadband Nearly-Zero Ultra-Flattened Dispersion Single Mode Index Guiding Holey Fiber,” Opt. Review, vol. 16, pp. 350-353, 2009. [25]. Lanh Van Chu et al., “Optimization of optical properties of photonic crystal fibers infiltrated with chloroform for supercontinuum generation,” Laser Phys, vol. 29, 2019. [26]. A. Bozolan et al., “Supercontinuum generation in a water-core photonic crystal fiber,” Optics Express, vol. 16, 2008. [27]. R. Buczynski, “Photonic Crystal Fibers,” Acta physica Polonica A, vol. 106, pp. 141-147, 2004. [28]. F. Poli et al..Photonic crystal fibers: properties and applications. Springer Science & Business Media, 2007. [29]. J. D. Joannopoulos et al.. Photonic Crystals. Princeton University Press, 2008. [30]. https://physics.stackexchange.com/ [31]. N. A. Mortensen, “Effective area of photonic crystal fibers”, Optics Express, vol. 10, pp. 341-348, 2002. [32]. Mario F. S. Ferreira. Nonlinear effects in optical fibers. John Wiley & Sons, Inc. All rights reserved, 2011. [33]. Y. E. Monfared et al., “Confinement loss in hexagonal lattice photonic crystal fibers,” Optik-International Journal for Light and Electron Optics, vol. 124, pp. 7049- 7052, 2013. [34]. V. Finazzi et al., “The role of confinement loss in highly nonlinear silica holey fibers,” Photonics Technology Letters, pp. 1246-1248, 2003. [35]. J. Vijay and M. Sabir, “Low-Flattened Dispersion Hexagonal Photonic Crystal Fiber With Low Confinement Loss,” International Journal of Emerging Technology and Advanced Engineering, vol. 3, pp. 153-158, 2013. 105 [36]. J. C. Baggett et al., “Understanding bending losses in holey optical fibers,” Optics Communications, vol. 227, pp. 317-335, 2003. [37]. G. P. Agrawal. Nonlinear Fiber Optics. Academic Press, Boston, 2007. [38]. J. M. Dudley et al., “Supercontinuum generation in photonic crystal fiber,” Rev. Mod. Phys, vol. 78, pp. 135-1184, 2006. [39]. R. DeSalvo et al., “Infrared to ultraviolet measurements of two-photon absorption and n2 in wide bandgap solids,” J. Quantum Electron, vol. 32, pp. 1324-1333, 1996. [40]. E. T. J. Nibbering et al., “Measurement of the nonlinear refractive index of transparent materials by spectral analysis after nonlinear propagation,” Optics Communications, vol.119, pp. 479-484, 1995. [41]. S. Couris et al., “An experimental investigation of the nonlinear refractive index (n2) of carbon disulfide and toluene by spectral shearing interferometry and z-scan techniques,” Chem. Phys. Lett, vol. 369, pp. 318-324, 2003. [42]. R. Zhang et al., “Theoretical design of a liquid-core photonic crystal fiber for supercontinuum generation,” Opt. Express, vol. 14, pp. 6800-6812, 2006. [43]. P. Zhao et al., “Temporal and polarization dependence of the nonlinear optical response of solvents,” Optica, vol. 5, pp. 583-594, 2018. [44]. K. Moutzouris et al., “Dispersive and thermo-optic properties of twelve organic solvents in the visible and near-infrared,” Appl. Phys. B, vol. 116, pp. 617-622, 2014. [45]. F. E. Seraji and F. Asghari, “Determination of Refractive Index and Confinement Losses in Photonic Crystal Fibers Using FDFD Method: A Comparative Analysis,” International Journal of Optics and Photonics, vol. 3, 2009. [46]. C. Martelli et al., “Refractive index measurement within a photonic crystal fibre based on short wavelength diffraction,” Sensors, vol. 7, pp. 2492-2498, 2007. [47]. A. Ferrando et al., “Guiding Mechanism in Photonic Crystal Fibers,” Optics and Photonics News, vol. 11, pp. 32-33, 2000. 106 [48]. B. Dabas and R. K. Sinha, “Dispersion characteristic of hexagonal and square lattice chalcogenide As2Se3 glass photonic crystal fiber,” Opt. Commu, vol. 283, pp. 1331-1337, 2010. [49]. S. Olyaee and F. Taghipour, “A new design of photonic crystal fiber with ultra- flattened dispersion to simultaneously minimize the dispersion and confinement loss,” Journal of Physics. conference series, 2011. [50]. N. Karasawa, “Dispersion properties of liquid-core photonic crystal fibers,” Applied Optics, vol. 51, pp. 5259-5265, 2012. [51]. J. Pniewski et al., “Dispersion engineering in nonlinear soft glass photonic crystal fibers infiltrated with liquids,” Applied Optics, vol. 55, pp. 5033-5040, 2016. [52]. N. Naddi et al., “Dispersion and Effective Area of Air Hole Containing Photonic Crystal Fibres,” IOSR J. Electron. Commun. Engine, vol. 12, pp. 09-12, 2017. [53]. Khoa Dinh Xuan et al., “Influence of temperature on dispersion properties of photonic crystal fibers infiltrated with water,” Opt. Quant. Electron, vol. 49, 2017. [54]. F. Koohi-Kamalia et al., “Designing a dual-core photonic crystal fiber coupler by means of microfluidic infiltration,” International Journal of Optics and Photonics, vol. 6, 2012. [55]. Harikesavan Thenmozhi et al., “D-glucose sensor using photonic crystal fiber,” Optik, vol. 145, pp. 489-494, 2017. [56]. Shengnan Liu et al., “Liquid-filled simplified hollow-core photonic crystal fiber,” Optics & Laser Technology, vol. 64, pp. 140-144, 2014. [57]. Quang Dinh Ho et al., “Optimization of optical properties of photonic crystal fibers infiltrated with carbon tetrachloride for supercontinuum generation with subnanojoule femtosecond pulses,” Applied Optics, vol. 57, pp. 3738-3746, 2018. [58]. D. Churin et al., “Mid-IR supercontinuum generation in an integrated liquid-core optical fiber filled with CS2,” Optical Materials Express, vol. 3, pp. 1358-1364, 2013. [59]. Lumerical Mode Solutions, 2016. 107 [60]. H. Lim and F. W. Wise, “Control of dispersion in a femtosecond ytterbium laser by use of hollow-core photonic bandgap fiber,” Opt. Expr, vol. 12, pp. 2231-2235, 2004. [61]. C. J. Engelbrecht et al., “Ultra-compact fiber-optic two-photon microscope for functional fluorescence imaging in vivo,” Opt. Expr, vol. 16, pp. 5556-5564, 2008. [62]. NKT Photonics, HC-1060-02, “Hollow core photonic bandgap fiber for 1060 nm range applications,” [Online].vailable:https://www.nktphotonics.com/wpcontent/uploads/sites/3/2015/01/ HC-1060.pdf?1516805273, [Date of access: 22.02.2018]. [63]. F. Guichard et al., “Nonlinear compression of high energy fiber amplifier pulses in air-filled hypocycloid-core Kagomé fiber,” Opt. Expr, vol. 23, pp. 7416-7423, 2015. [64]. Vu Quoc Tran et al., “The feature properties of photonic crystal fiber with hollow core filled nitrobenzene,” Communications in Physics, vol. 30, 2020. [65]. K. M. Hilligsoe et al., “Initial steps of supercontinuum generation in photonic crystal fibers,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 20, pp. 1887-1893, 2003. [66]. J. M. Dudley et al., “Supercontinuum generation in air-silica microstructured fibers with nanosecond and femtosecond pulse pumping,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 19, pp. 765-771, 2002. [67]. O. P. Kulkarni et al., “Supercontinuum generation from ∼1.9 to 4.5 μmin ZBLAN fiber with high average power generation beyond 3.8 μm using a thulium- doped fiber amplifier,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 28, pp. 2486-2498, 2011. [68]. F. Omenetto et al., “Spectrally smooth supercontinuum from 350 nm to 3 μm in subcentimeter lengths of soft-glass photonic crystal fibers,” Opt. Express, vol. 14, pp. 4928-4934, 2006. [69]. A. Fedotov et al., “Spectral transformation of femtosecond Cr:forsterite laser pulses in a flint-glass photonic-crystal fiber,” Appl. Opt, vol. 45, pp. 6823-6830, 2006. [70]. Y. Yu et al., “Mid-infrared supercontinuum generation in chalcogenides,” Opt. Mater. Express, vol. 3, pp. 1075-1086, 2013. 108 [71]. M. Vieweg et al., “Ultrafast nonlinear optofluidics in selectively liquid-filled photonic crystal fibers,” Optics Express, vol. 18, pp. 25232-25240, 2010. [72]. P. S. Maji and P. R. Chaudhuri, “Supercontinuum generation in ultra-flat near zero dispersion PCF with selective liquid infiltration,” Optik, vol. 125, pp. 5986-5992, 2014. [73]. S. Kedenburg et al., “Towards integration of a liquid-filled fiber capillary for supercontinuum generation in the 1,2-2,4 μm range,” Optics Express, vol. 23, pp. 8281- 8289, 2015. [74]. Hieu Van Le et al., “Application of ethanol infiltration for ultra-flattened normal dispersion in fused silica photonic crystal fibers,” Laser Physics, vol. 28, 2018. [75]. J. M. Dudley and J. R. Taylor, “Supercontinuum Generation in Optical Fibers (Cambridge: Cambridge University Press),” 2010. [76]. D. Hollenbeck and C. D. Cantrell, “Multiple-vibrationalmode model for fiber- optic Raman gain spectrum and response function”, J. Opt. Soc. Am. B, vol. 19, pp. 2886-2892, 2002. [77]. G. Fanjoux et al., “Supercontinuum generation by stimulated Raman-Kerr scattering in a liquid-core optical fiber,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 34, pp. 1677-1683, 2017. [78]. P. Zhao et al., “Nonlinear refraction dynamics of solvents and gases,” Proc. SPIE, 2016. [79]. G. Sobon et al., “Ultra-broadband dissipative soliton and noise-like pulse generation from a normal dispersion mode-locked Tmdoped all-fiber laser,” Opt. Express, vol. 24, pp. 6156-6161, 2016. [80]. P. Zhao et al., “Nonlinear refraction dynamics of solvents and gases,” Proceedings, vol. 9731, 2016. [81]. J. M. Udley and S. Coen, “Coherence properties of supercontinuum spectra generated in photonic crystal and tapered optical fibers,” Optics Letters, vol. 27, pp. 1180-1182, 2002. 109 [82]. A. L. Gaeta, “Nonlinear propagation and continuum generation in microstructured optical fibers,” Opt. Lett, vol. 27, pp. 924-926, 2002. [83]. A. M. Heidt et al., “Limits of coherent supercontinuum generation in normal dispersion fibers,” J. Opt. Soc. Am. B, vol. 34, pp. 764-775, 2017. [84]. T. X. Tran and F. Biancalana, “Dynamics and control of the early stage of supercontinuum generation in submicron-core optical fibers,” Phys. Rev. A, vol. 79, 2009. [85]. F. Wang et al., “Experimental observation of breathing solitons and a third harmonic in a tapered photonic crystal fiber,” Laser Phys, vol. 28, 2018. [86]. A. M. Heidt et al., “Coherent octave spanning near-infrared and visible supercontinuum generation in all-normal dispersion photonic crystal fibers,” Opt. Express, vol. 19, pp. 3775-3787, 2011. [87]. Lanh Van Chu et al., “Optimization of optical properties of photonic crystal fibers infiltrated with chloroform for supercontinuum generation,” Laser Physics, vol. 29, 2019. [88]. Lanh Van Chu et al., “Supercontinuum generation in photonic crystal fibers infiltrated with nitrobenzene,” Laser Phys, vol. 30, 2020.