مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

2.3. ویژگی‌ای لیزر تابی
نمونه‌ها برای ویژگی‌های لیزر تابی به‌صورت معکوس توسط فرکانس دو برابر شده لیزر پالس دهی شده و کلید دهی شده Q، تحریک نوری شدند. این لیزر پالس دهی شد ه، پمپاژ پالسی به‌اندازه 10 nm و نرخ تکرار 10 Hz و طول‌موج تحریک 532nm فراهم می‌کند (صنایع اوپتوالکترونیک جدید) که در شکل 1c نشان داده‌شده است. سیگنال لیزر تابی خروجی توسط طیف‌سنج توری همراه با فیلتر جمع‌آوری‌شده است. این طیف‌سنج محدودیت وضوحی به‌اندازه 0.23nm داشته است. انرژی تحریک توسط شکاف پرتو قطبی نشده (BS) و با هدایت بخشی از انرژی رخداد به انرژی سنج نظارت‌شده است. این کار به‌صورت به لحظه بوده است. پمپاژ پرتو لیزر، بسط داده و میزان شد و تنها بخش مرکزی انتخاب گردید تا پمپاژ متحدالشکل تضمین شود. در ادامه، پرتو تحریک توسط لنزهای لوله‌ای مجدداً شکل‌دهی می‌شوند تا با توجه به نمونه نورمال، پرتو تحریکی با زاویه 0 و ابعاد 3mm در 1mm ایجاد گردد. علاوه بر این، قطبی ساز برای تنظیم قطبیت رخداد مورداستفاده قرارگرفته است. تضعیف‌کننده نوری متغیر برای تنظیم انرژی پمپ شده مورداستفاده قرارگرفته است تا شدت انتشار خروجی را به‌عنوان تابعی از انرژی تحریک موردبررسی قرار دهد.

3. نتایج و مباحثه
3.1. ویژگی‌های اسپکتروسکوپی
طیف خالص فیلم، مشخصات اصلی ساختار الکترونیکی و ارتعاشی در ماده ارگانیک را نشان می‌دهد. محیط فعال را می‌توان توسط فهم ساختار الکترونیکی و الکترونیکی به‌خوبی مورداستفاده قرارداد. به‌طورکلی، طول‌موج لیزر تحریک باید با بیشترین طول‌موج جذب تطابق داشته باشد تا به صورتی مؤثر به معکوس جمعیت دستیابی شود. علاوه بر این، حالات حفره باید در طیف بهره در محیط فعال برای عملیات انتشار لیزر تابی و بر اساس قوانین لیزر مشمول شود. علاوه بر این، حالت لیزر تابی باید در موقعیتی بهینه شود که محیط فعال برای عملیاتی با آستانه پایین به‌صورت سامانه‌ای چهار سطحی است. شکل 2 مشخصات اسپکتروسکوپی در فیلم MEH-PPV محیط فعال و رنگ لیزر DCM را نشان می‌دهد. طیف جذب در فیلم MEH-PPV با پوشش اسپین و رنگ لیزر DCM توسط طیف‌سنج UV-VIS-NIR,UV-3101PC انجام‌گرفته است. رنگ لیزر DCM برای ویژگی‌های اسپکتروگرافی، با نرخ وزن 0.5% در DPHPA/NVP تخدیر شده و در ادامه توسط اقدام مویرگی به داخل سلولی شیشه‌ای تزریق‌شده است. طیف فوتولومینسانس توسط طیف‌سنج F-7000FL اندازه‌گیری شده و طول‌موج‌های تحریک در ابعاد 500nm و 480nm انتخاب‌شده‌اند تا به ترتیب با قله جذب در MEH-PPV و DCM تطابق داشته باشند. طیف گسترده جذب نشان‌دهنده تک قله‌ای است که در باند طیفی مرئی برای MEH-PPV و DCM به ترتیب در 500.8nm و 480nm قرار دارد و جذب در این موقعیت بیشینه است. پهنای کامل در نصف مقادیر بیشینه (FWHM) در طیف جذب برای DCM و MEH-PPV به ترتیب 90nm و 120nm هستند. طیف جذب تصدیق می‌کند که جذب برای هر دو محیط فعال درزمانی که در 532nm به نمونه پرتو پمپاژ می‌شود، کافی است. قله‌های طیف PL نشان‌دهنده ساختاری ارتعاشی و الکترونیکی هستند، پهنای انتشار 0-0 و 0-1. نشان‌دهنده انتقال از کف حالت تحریک منفرد به کف حالت اصلی است. این موضوع متناظر با سیستم سه سطحی است. نشان‌دهنده انتقال از کف حالت تحریک منفرد به اولین سطح ارتعاشی از حالت اصلی است. مولکول‌ها در ادامه از طریق آرامش حرارتی به کف حالت اصلی می‌رسند. این موضوع متناظر با سیستم چهار سطحی است. قله‌های و در طیف PL برای DCM و MEH-PPV به ترتیب مراکزی در 590nm و 634nm دارند. درنتیجه، جابه‌جایی بزرگ استوک‌ها (محدوده طیفی بین قله جذب و قله فلوئورسنس) در DCM و MEH-PPV، انتشارات فلوئورسنس خود را از جذب جابه‌جا می‌کنند و آن‌ها را گزینه‌های خوبی برای استفاده در محیط فعال قرار می‌دهند.

3.2. مکانیسم لیزر HPDLC DFB
طبق تئوری موج جفت شده در مورد لیزر DFB، طول‌موج لیزر تابی در خلأ از لیزر HPDLC DFB را می‌توان به‌صورت معادله زیر نشان داد که در آن برابر با شاخص انکسار مؤثر در حالت لیزر تابی، برابر با تناوب توری HPDLC و m برابر با ترتیب انکسار است. معادله 2 نشان می‌دهد که تناوب توری HPDLC و ترتیب انکسار را می‌توان تغییر داد تا طول‌موج متغیر لیزر تابی از لیزر HPDLC DFB انتخاب شود. قابلیت تنظیم را می‌توان برای ترتیب انکسار ثابت از طریق تناوب‌های متغیر توری به دست آورد. محدوده قابل تنظیم برابر با طیف بهره‌ای است که لیزر تابی در آن کار می‌کند.
میدان نور درزمانی که در فرایند تحریک برای لیزر تابی HPDLC DFB از میان پیکربندی راهنمای موج لایه شیشه/فیلم meh-ppv/توری HPDLC عبور می‌کند، تقویت می‌شود. شاخص انکسار در فیلم MEH-PPV بالاتر از فیلم توری HPDLC و لایه شیشه است به‌طوری‌که میدان نور اساساً در فیلم MEH-PPV محدود می‌شود. این موضوع در شکل 1b نشان داده‌شده است. علاوه بر این، میدان نور ناپایدار در توری HPDLC حرکت می‌کند و با استفاده از جابه‌جایی گوس-هائنچن مسافتی را طی می‌کند. (جابه‌جایی گوس – هائنچمن در زمان انعکاس داخلی کلی رخ می‌دهد. زمانی که انعکاس داخلی کلی رخ دهد، موج نوری رخداد از محیط شاخص انکسار بالا در محدوده محیط به محیط شاخص انکسار پایین در عمق یک جابه‌جا می‌شود. هیچ انتقال توانی به محیط شاخص انکسار پایین رخ نمی‌دهد. فاصله بین ورودی و خروج موج نوری رخداد در حدود نصف یک است. این مقدار همان جابه‌جایی گوس- هائنچمن است) . درنتیجه، میدان نوری توسط توری HPDLC گزینش و فشرده می‌شود. در ادامه، میدان نوری ناپایدار مجدداً به فیلم MEH-PPV بازمی‌گردد. بنابراین، میدان نوری توسط فیلم MEH-PPV بیشتر تقویت می‌شود و توسط توری HPDLC بیشتر فشرده می‌گردد. در چنین فرایندی، بازخورد مثبت ایجادشده و لیزر درنهایت کار می‌کند. این موضوع در شکل 1b نشان داده‌شده است.
شکل 3 مشخصات لیزر تابی در ترتیب 9ام لیزر HPDLC DFB را نشان می‌دهد. تناوب توری 1.72 میکرومتر در نظر گرفته‌شده است تا ترتیب 9 ام لیزر HPDLC DFB به دست آید. عرض مسیر در فلوئورسنس در MEH-PPV باانرژی تحریک تا آستانه لیزر تابی کاهش پیدا می‌کند. همان‌طور که در شکل 3A نشان داده‌شده، طول‌موج مرکزی در انتشار لیزر تابی برابر با 611.9 نانومتر بوده و عرض کامل آن برابر با نصف مقدار بیشینه و 0.64 نانومتر است. همان‌طور که در شکل 2 نشان داده‌شده، این طیف در مقایسه با طیف فلوئورسنت به‌شدت فشرده‌شده است، این موضوع فشرده‌سازی و گزینش ایدئال طیفی در توری HPDLC را نشان می‌دهد. مؤلفه کیفیت به بزرگی 956 است. تک قله و مؤلفه کیفیت، لیزر تابی و عملیات حالت طولی منفرد خوبی را تصدیق می‌کنند. شاخص انکسار مؤثر در حالت لیزر تابی 611.9nm برابر با 1.60 است. یک‌قطبی ساز پیش از سیستم شناساگر قرار داده‌شده تا قطبی‌سازی در پرتوهای انتشار را موردبررسی قرار دهد. شدت انتشار به‌صورت تابعی از زاویه دوران محور قطبی ساز در شکل 3b نشان داده‌شده است. نقاط مربعی تجربی بوده و خط ممتد کسینوسم تناسب با داده تجربی است. میزان قطبی‌سازی به بزرگی 99% است. این موضوع مشخصات قطبی‌سازی-s عالی در پرتوهای انتشار را مورد تأیید قرار می‌دهد.

3.3. لیزر تابی سه طول‌موج از لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ
انتشار لیزر تابی چند طول‌موجی درزمانی عمل می‌کند که حالات حفره در طیف بهره وجود داشته باشد. اثبات‌شده که DCM طیف فلوئورسنت وسیعی دارد. این موضوع در شکل 2 نشان داده‌شده است. علاوه بر این، انتشار لیزر تابی گزارش‌شده برای DCM با تناوب‌های مختلف توری HPDLC به‌عنوان حفره نوسانی از 574 تا 685 نانومتر بوده است. بنابراین، انتشار لیزر تابی دو طول‌موج بین دو ترتیب انکسار مجاور هم عمل می‌کند. این اتفاق درزمانی رخ می‌دهد که طبق معادله 2 دو حالت حفره در طیف بهره در رنگ لیزر DCM وجود داشته باشد. در کار قبلی، گزارش داده‌شده که انتشار لیزر تابی برای MEH-PPV محدوده‌ای از 590 تا 657 نانومتر دارد، درنتیجه لیزر تابی دو طول‌موج نمی‌تواند در این مطالعه عمل کند. لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ DCM با تناوب توری گزینش‌شده به‌اندازه 1.72 میکرومتر ایجادشده است تا انتشار لیزر تابی سه طول‌موج حاصل شود. شکل 5a طیف لیزر تابی در لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ را نشان می‌دهد. انتشار لیزر تابی با استفاده از مکانیسم بازخورد توزیع‌شده برای هر دو محیط فعال MEH-PPV و DCM از مرز نمونه در یک‌زمان جمع‌آوری‌شده است. انتشار لیزر تابی، مرکزی در 605.0 و 611.9 و 677.1 نانومتر دارد که در شکل 5a نشان داده‌شده است. طیف لیزر تابی خوب، نشان‌دهنده اتکاپذیری در لیزر HPDLC DFB سه طول‌موج است. لیزر تابی 605.0 و 677.1 نانومتر از DCM دریافت شده و تأیید می‌کند که این تئوری منطقی است. لیزر تابی 611.9 از MEH-PPV دریافت شده که تأیید می‌کند لیزر تابی از DCM و MEH-PPV به‌صورت مستقل پخش می‌شوند. علاوه بر این، ترتیب انکسار برای لیزر تابی 605 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 9 و 9 و 8 ام است. شاخص انکسار مؤثر در لیزر تابی 605 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 1.58 و 1.60 و 1.572 است. شکل 5b استقلال شدت انتشار خروجی تا انرژی تحریک در لیزر سه طول‌موج را نشان می‌دهد. شدت لیزر تابی باانرژی تحریک، تا آستانه به‌آرامی بالا می‌رود. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی 605.0 و 611.9 و 677.1 به ترتیب 11.8 و 12.6 و 14.8 میکرو ژول بر پالس است. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی 677.1 بیشتر از لیزر تابی 605 است چون بهره شبکه در مرز بهره به‌شدت کاهش پیدا می‌کند. این اتفاق حتی اگر در ترتیب انکسار پایین‌تر کار کند هم رخ می‌دهد. بهره شبکه برای لیزر تابی 611.9 کوچک‌تر از لیزر تابی 605 و ازاین‌رو مقدار آستانه بالاتر است.

3.4. مشخصات تنظیم برای لیزر تابی سه طول‌موج توسط بالا بردن دما
لیزر تابی با توجه به لایه LC نماتیک مثبت در توری هالوگرافی HPDLC، توسط دمای عملیاتی مختلفی تنظیم می‌شود. درزمانی که دما تغییر می‌کند، پیکربندی مولکولی از حالت فاز نماتیک به فاز ایزوتروپیک تبدیل می‌شود (انتقال N-I). دمای انتقال N-I برای LC TEB-30A به‌کاربرده شده در این مطالعه برابر با 61.3 است. نمونه در طول پمپاژ نوری در تماس کامل با صفحه داغ بوده و دمای نمونه توسط ترموستاتی بین 20 تا 70 درجه کنترل‌شده است. شکل 6 مشخصات تنظیم برای لیزر HPDLC DFB با لیزر تابی سه طول‌موج توسط افزایش دما را نشان می‌دهد. قله‌های باریک در هر طول‌موج لیزر تابی دیده می‌شود. این موضوع نشان‌دهنده این است که فعالیت لیزر حفظ می‌شود. مرکز طول‌موج توسط دما به محدوده بالاتری از انرژی جابه‌جا می‌شود. دلیل چنین اتفاقی این است که شاخص انکسار میانگین در LC با دما کاهش پیدا می‌کند و این موضوع بنا بر معادله 2 منجر به کاهش در شاخص انکسار مؤثر حالت می‌شود. طول‌موج مرکز برای لیزر تابی 605.0، درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، به 596.5 جابه‌جا می‌شود. این اتفاق متناظر با 8.5 نانومتر جابه‌جایی آبی است. در دیگر لیزر تابی از DCM، مرکز طول‌موج درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، از 677.1 به 669.5 جابه‌جا می‌شود. این موضوع متناظر با 7.6 نانومتر جابه‌جایی آبی است. در مورد لیزر تابی از MEH-PPV، در زمان افزایش دما از 20 به 70، مرکز طول‌موج از 611.9 به 603.0 نانومتر جابه‌جا می‌شود. این موضوع متناظر با 8.9 نانومتر جابه‌جایی آبی است که در شکل 6a نشان داده‌شده است. به عبارتی، محدوده تنظیمات وابسته به دما برای لیزر HPDLC DFB با تخدیر رنگ و سه طول‌موج برابر با 8nm است. شکل 6b وابستگی آستانه لیزر تابی در حال کار به دمای عملیات را نشان می‌دهد. آستانه لیزر تابی برای لیزر تابی، درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش داشته باشد، از 11.8 به 14.9 میکرو ژول بر پالس افزایش پیدا می‌کند. در دیگر لیزر تابی از DCM، آستانه لیزر تابی درزمانی که دما از 20 به 70 افزایش پیدا کند، از 14.8 به 19.4 میکرو ژول بر پالس افزایش می‌یابد. در لیزر تابی از MEH-PPV، آستانه لیزر تابی درزمانی که دما از 20 به 70 درجه افزایش پیدا کند، از 12.6 به 15.3 میکرو ژول بر پالس افزایش می‌یابد. دلیل چنین افزایشی در آستانه لیزر تابی این است که طبق تئوری موج متصل شده، اتصال با افزایش دما کاهش پیدا می‌کند. دستگاه لیزر با مشخصات سبک‌وزنی، هوشمندی، مقرون‌به‌صرفگی و بهره‌گیری از تولید هالوگرافی تک‌مرحله‌ای، عملیات با سه طول‌موج و قابلیت تنظیم میزان وابستگی به دما در حوزه‌های سنجش و طیف‌سنجی نویدبخش است.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

3. نرخ پراکندگی غیر خطی
توصیف دینامیک لیزرهای نقطه کوانتوم در InAs/GaAs نیاز به گنجاندن تعامل بین حالت های گسسته در نقاط کوانتوم محلی و حالت های الکترون ها و حفره های پیوسته در بالاترین سطح انرژی به همراه لایه خمیری دارد. از آنجا که علاقه مند در تحقیقات رژیم لیزر هستیم، برای مثال تراکم حامل لایه خمیری خیلی بالا می باشد، دینامیک جذب شده توسط ساختار لایه خمیری-نقطه کوانتوم زیر نظر قانون پراکندگی غیر محلی کولون می باشد [24، 32-28].
میزان پراکندگی کولون برای الکترون و حفره جذب شده از لایه خمیری به نقطه کوانتوم و بالعکس بصورت میکروسکوپی همانند تابع تراکم لایه خمیری الکترون و حفره we و wh محاسبه می شود. سهم کولون بصورت مرتبه دوم درنظر گرفته می شود [33،34].

شکل 1a و 1b طرح نقطه کوانتومی-لایه خمیری را نشان می دهد که شامل فرایند ذوب الکترون ها و حفره ها می-باشد [25]. پایستگی انرژی نیازمند آن است که اگر یک الکترون از لایه خمیری به نقطه کوانتوم رسید، به دنبال آن یک پراکندگی الکترون ( سمت چپ شکل 1a) و یا یک حفره ( سمت راست شکل 1a) در داخل لایه خمیری به سطح انرژی بالاتری برسد. این نتایج منجر به جذب الکترون از دو طریق می شود: یک الکترون-الکترون خالص و فرایند ترکیبی الکترون-حفره. دینامیک جذب حفره ها همانند شکل 1b است.
نرخ پراکندگی برای فرایند جذب ترکیبی ( الکترون-حفره، سمت راست شکل 1a) بستگی به تراکم حامل لایه خمیری we و wh دارد. برای کاهش زمان محاسبات فرض می شود که we و wh دینامیک یکسانی دارند [23]. سپس ما می‌توانیم فرض کنیم که می باشد که gc یک مقدار برای برقراری رابطه بین we و wh است[23]. شکل 1c اهمیت فرایند ترکیبی برای پراکندگی داخلی الکترون را نشان می دهد. مقدار ماکزیمم را در یک دجه بالاتر از تراکم حامل لایه خمیری را نشان می دهد. بعدی می تواند به پراکندگی خالص الکترون-الکترون نسبت داده شود که پراکندگی مخلوط منجر به حداکثر انتظار از می شود. این به خاطر تراکم بالای حفره در لایه خمیری wh است که مسئول افزایش سریعتر احتمال پراکندگی حفره در لایه خمیری می باشد. برای دینامیک پراکندگی داخلی حفره ها، شرکت در فرایند ترکیبی بسیار کمتر می شود، شکل 1d. برای فرایند پراکندگی خارجی، سهم ترکیبی تاثیر بیشتر و بزرگتری در ارتفاع نرخ پراکندگی دارد، اما در شکل کیفی نقش کمتری دارد.
شکل 2 نرخ پراکندگی کولون برای فرایند جذب حفره و الکترون به عنوان یک تابع از متبوع تراکم حفره و الکتون در لایه خمیری با رنج gcهای مختلف را نشان می دهد. برای wbهای کوچک، نرخ پراکندگی داخلی و خارجی با افزایش تراکم حامل ها افزایش می یابند، از آنجا که شرکای پراکندگی بیشتری موجود است. با توجه به اصل طرد پائولی، احتمال برای پراکندگی خارجی در تراکم لایه خمیری بالا کاهش می یابد. در نتیجه نرخ پراکندگی خارجی نقطه ماکزیمم تیزی (شکل 2 سمت راست) به سبب جرم موثر بزرگتر جمعیت لایه خمیری با فرایند حفره-های آرام تر از الکترون دارد. بنابراین، اثر اصل طرد پائولی باعث می شود که الکترون سریعتر تاثیر بگذارد که منجر به کاهش سریعتر می شود. نرخ پراکندگی داخلی متناسب با دو حالت لایه خمیری می باشد (رابطه 8 ). از این رو آن ها در تراکم حامل بالای لایه خمیری که پراکندگی خارجی به علت اصل پائولی مسدود شده است، به عنوان گروه غالب و برتر می باشد ( ستون سمت چپ شکل 2 را ببینید). به سبب جمعیت بیشتر الکترون سریعتر از افزایش می یابد. در wb خیلی بالا، حتی پراکندگی داخلی نیز کاهش می یابد، زیرا حالت های لایه خمیری به سطحی رسیده اند که احتمال فرایند پراکندگی آن کاهش می یابد ( فلش های قرمز در شکل 1a و1b). در شکل 2 نرخ های پراکندگی برای نسبت های مختلف بین we و wh رسم شده است تا تاثیر ضریب gc را نشان دهد. همانطور که از بحث بالا انتظار می رفت، شدیدترین تغییر در زمانی ظاهر می شود که بیشترین مشارکت فرایندهای ترکیبی اتفاق می افتد. برای شبیه سازی ارائه شده در بخش 4، gc به طور خود تنظیم برای هر پارامتر تعیین می گردد. بعد از شبیه مقدار نهایی gc با مقدار اولیه فرض شده مقایسه می شود و پس از آن دوباره تنظیم می شود تا به یک مقدار همگرای نهایی برسد. توجه داشته باشید که gc هم چنان تابعی از جریان پمپ است.

برای یک مقایسه بهتر با مدل ساده شده ، شخص می تواند میزان پراکندگی عددی را با برازش منحنی مورد ارزیابی قرار دهد؛ ضمیمه را ببینید. این توابع ممکن است مفید باشد. به عنوان مثال برای تجزیه و تحلیل سیگنال کوچک تقریبی که در آن ماتریس ژاکوبین، معادلات سرعت در حالت پایدار است مورد نیاز است. با این حال در بخش های زیر ما باید از نرخ پراکندگی کامل غیر خطی که به صورت عددی محاسبه شده استفاده کنیم.

4. روشن کردن مشخصات
به منظور بحث بر روی نتایج شبیه سازی ها، ما تحول زمانی تراکم فوتون شبیه سازی شده nph با داده های تجربی از لیزر نقطه کوانتوم ، همانطور که در شکل 3a نشان داده شده است، مقایسه می کنیم. خروجی لیزر اندازه گیری شده را برای جریان های مختلف پمپ j شرح می دهد ( مقدار واحد آستانه هدایت لیزر) که از مشخصات ورودی خروجی حالت دائمی شبیه سازی شده محاسبه شده است( شکل 4 ). جریان پالس تزریقی با دوره تناوب 5 نانو ثانیه در لحظع صفر کلید می خورد. نتایج شبیه سازی در شکل 3b نشان داده شده است. برای شبیه سازی جریان پالس به همراه و استفاده شده است. بازده فلت و فرمول افت و خیز 100ps می باشد ( شکل 5a). پارامترها در جدول 1 خلاصه شده است. برای جریان پمپ ، منحنی های تجربی و شبیه سازی شده در شکل 3b کشیده شده است. تا تناسب خوب آن ها را نشان دهد.

یکی از ویژگی های مشخصه لیزرهای نقطه کوانتوم، میرایی شدید نوسانات ضعیفی که فقط یکبار در پهنای باند کامل در مدت زمان در پیک قرار می گیرد. همچنین زمان تاخیر روشن شدن برای کارایی لیزر بسیار مهم است . به عنوان مثال، زمان مورد نیاز برای رسیدن به آستانه لیزر. فرکانس نوسانات ضعیف نیز fRO به اندازه پاسخ مدوله شده سیگنال بزرگ لیزر حیاتی است. شبیه سازی انجام شده با تمامی نتایج تجربی برای تمامی کمیت هایی که بیان شده، دارای تناسب خوبی است ( شکل6). این شکل به طور جداگانه کمیت های fRO، و را به صورت تجربی و تئوری از داده های شکل 3 در یک بازه متغیر از جریان پمپ با هم مقایسه می کند. توجه داشته باشید که j واحدی از jth می باشد. برای تمامی جریان های پمپ، فرکانس نوسانات خفیف محاسبه شده تناسب خوبی با نمونه تجربی آن داشت ( شکل 6a) که یک رفتار تقریبا دقیق و یکسانی را نشان می دهد. این امر به طرز چشمگیری نتایج قبلی ما را بهبود می‌بخشد [23،24] که تقریبا دو برابر این مقدار fRO محاسبه شده بود. دلیل آن دقت بیشتر ما درخصوص فرایند اوگر ترکیب (e و h) می باشد. تاخیر در روشن کردن و پهنای پیک اول نوسانات ضعیف محاسبه شده نیز تناسب خوبی با نتایج تجربی داشته اند ( شکل 6b و 6c ). شبیه سازی یک مشخصه خطی را در نمودار لگاریتمی دوتایی ( شکل 6d) ا همانطور که ا مدل معادله درجه اول لیزرهای نقطه کوانتومی نیمه هادی انتظار می رود را نمایش می دهد [13].
درواقع با یک تقریب مشابه این رفتار می تواند برای لیزر نقطه کوانتومی خودمان استخراج شود: چشم پوشی از دو ترکیب خود به خودی و القایی در معادله 1 و3 در طول فرایند پمپاژ گذرا برای j که کاملا از آستانه دور می باشد، و مشاهده انتقال سریع الکترون از سطوح نقطه کوانتوم به خاطر پراکندگی قوی الکترون-الکترون ( )، معادله 1 ( ) که می تواند با آستانه تراکم الکترون nth جمع شود و را به ما بدهد. به هر حال داده_های تجربی، انحراف را در جریان پمپ های خیلی زیاد و خیلی کم نمایش می دهد.
درحالیکه نرخ های پراکندگی بصورت میکروسکوپی محاسبه می شوند، بعضی از پارامترها با توجه به شرایط تجربی می‌توانند انتخاب شوند که عبارت اند از ، ، و . در حالت عملکرد میرایی شدید، زمان تاخیر اساسا از طریق جریان پمپ و ضریب انیشتین W ( که شامل فرایندهای انتشا خودبه خودی و القایی می باشد) محاسبه می شود. (از طریق پارامترهای جدول 1 محاسبه شده است) تناسب خوبی با مقدار تجربی دارد. برای Wهای بزرگتر، زمان تاخیر در حالت میرایی شدید، مقدار خیلی کوچکی را دارد و بالعکس. ضریب نوری می تواند با تغییر تعداد لایه های کوانتومی aL تغییر کند. دریافتیم که نتایج شبیه سازی اگر همواره ضرب بین و تراکم نقطه کوانتومی همانند سایر متغیرها به جز ثابت باشد، تغییر نمی کند. استفاده از 15 لایه نقطه کوانتومی به همراه محیط ، و ، مشاهده می کنیم که می شود که بهترین تناسب را با فرکانس نوسانات خفیف دارد. این مقدار در مقدار مشابه آن که در عمل انجام شده است کوچکتر می باشد ( ). توضیح این عدم برابری شاید می تواند این باشد که همه نقاط کوانتومی در رزونانس در طول فرایند لیزری به دلیل تغییر سایز نقاط کوانتومی شرکت نمی کنند و درواقغ وجود ندارند. . ضریب انتشار خودبه خودی ، میرایی فرایند روشن شدن را کنترل می کند. از یک سو اگر کوچک باشد، پیک قله بزرگ خواهد بود و با افزایش کاهش خواهد یافت. از سوی دیگر اگر خیلی بزرگ باشد، فقط یک برآمدگی پله مانند مربوط به لحظه روشن شدن پیدا خواهد شد. علاوه براین تغییر در ، سبب تغییر کوچک در تاخیر زمانی می شود. در اینجا انتخاب می کنیم.

5. میرایی ضعیف درمقابل میرایی قوی
برای الکترون ها در نقاط کوانتومی، رقابتی بین ترکیب مجدد تابشی و برخوردهای پراکندگی غیرتابشی وجود دارد. برای ترکیب مجدد تابشی قوی تر، فرایندهای پراکندگی الکترون-الکترون اهمیت خود را از دست می دهند . بنابراین میرایی های شدید نوسانات ضعیف از بین می روند. یک پارامتر که نسبت هر دو فرایند را تحت تاثیر قرار می دهد، ضریب محدودیت نوری است که یک مقیاس مهم برای فرایندهای تابشی می باشد. افزایش دینامیک را کاملا تغییر می‌دهد و همانطور که در پایین نمایش داده شده است، میرایی ضعیف نوسانات خفیف را به دنبال دارد.
در این بخش با تغییر نشان می دهیم، برای مثال با تغییر تعداد لایه های نقطه کوانتوم aL، می توان انتقال بین دو نوع مختلف از عملکرد لیزر را انجام داد. در یکسو، میرایی شدید دینامیک روشن کردن همانطور که در نمونه تجربی ارائه داده شده قابل مشاهده است و در سوی دیگر میرایی آرام نوسانات خفیف به همراه تراکم الکترون های مدوله شده نزدیک به اشباع وارونگی، همانطور که در لیزرهای تزریقی نیمه هادی های معمولی یافت می شود. در حالت اول، تنظیم یکی از پارامترها برای بحث های بالا مشخص است، درصورتی که پارامتر دیگر که محدودیت نوری می باشد به آرامی افزایش می‌یابد . یک فاز تصویر از دینامیک باهم روشن شدن برای حالت دائم (نقاط ثابت) برای جریان های پمپ متفاوت در فضای دو بعدی که ( nph و ne) در شکل 7 کشیده شده است، برای هردو پارامتر تنظیم شده است. شکل اصلی حالت دائمی انتشار لیزر را برای جریان های پمپ از طریق سمبل مشخص می کند. نقطه های مشکی مربوط به ( میرایی شدید) است درحالیکه ستاره های آبی مربوط به (میرایی ضعیف) می باشد. یک تفاوت بین دو منحنی، تراکم بیشتر الکترون در حالت دائم برای حالت میرایی شدید می باشد. در اینجا تقریبا تمامی نقاط کوانتومی با یک الکترون های پیشرو به یک تراکم الکترونی پایدار شده است . همچنین مشاهده می شود که تراکم الکترون های ماندگار با افزایش جریان پمپ که با کاهش وارونگی اشباع نمایان می‌شوند، بصورت آرام کاهش پیدا می کند. از طرفی دیگر، برای ، همانند لیزرهای معمولی ، با افزایش j تقریبا ثابت می ماند.

مبتدی (مناسب برای درک مفهوم کلی مطلب) 

3. آنتن خود مشابه
با تعمیم آنتن دو میدان نامتقارن به میدان‌های متعدد ما می‌توانیم به یک آنتن خود مشابه برسیم، Li و همکاران. درحال‌حاضر یک آرایش خود مشابه از میدان برای افزایش و بومی‌سازی میدان نوری پیشنهاد کرده‌اند. آنتن خود مشابه را می‌توان با توجه به رابطه‌ی زیر ساخت: که در آن k ثابت پوسته پوسته شدن و r_1 وr_0 شعاع دو کره مجاور هستند. طراحی Li و همکارانش از یک پارامتر هم‌پوشانی مثبت d استفاده می‌کند، درحالی‌که در طراحی ما پارامتر d منفی است. اثر ضرب را می‌توان برای لنز خود مشابه نیز مشاهده کرد: هر یک از میدان‌ها توسط میدان مجاور خود تحت تأثیر قرار می‌گیرد. برای تقریب اول، نفوذ میدان‌های کوچک‌تر بر روی کره بزرگ‌تر بعدی را می‌توان نادیده گرفت (k کوچک‌تر، تقریب بهتری است). میدان الکتریکی برای میدان کوچک مجموع میدان‎های موج الکترومغناطیسی است.
به دلیل اثر میله رعد و برق، به نظر می‏رسد که بالاترین پیشرفت در کوچک‌ترین شعاع به دست آمده است. با این حال، برای یک کره با اندازه نسبتاً بزرگ، داشتن جفت بسیار حائز اهمیت است (شکل 1). ما بهترین رفتار را در حالت 0.7 یافتیم. بنابراین، حوزه فرضی ما از بزرگ‌ترین به کوچک‌ترین کره است.
Hafner et al 12 و Esteban et al 13، یک آنتن نوری به شکل یک ذره مخروطی ارائه نمودند که در شکل 4 نشان داده‌شده است. این آنتن مشابه با آنتن نشان داده‌شده در شکل 2 هست که فقط شکاف‎های آن برداشته شده است. ما دو آنتن و حداکثر افزایش میدان الکتریکی را تا 135 برای آنتن مخروطی و 1180-270 برای آنتن خود مشابه در نظر گرفته‏ایم. ظاهراً به وسیله افزودن شکاف به آنتن مخروطی بتوان میزان شدت الکتریکی را افزایش داد، اما این مورد برای موجب هزینه‏های اضافی می‏گردد (به متن بالا مراجعه کنید). این آنتن‏ها دارای شکاف‎های منحصر به فردی هستند. این شکاف‏ها نیز برای به دست آوردن ارزشی مطلق و قابلیت اعتماد بالا می‏باشند. وضوح تصاویر در میدان‏های به دست آمده در طی آزمایش‌ها بسیار بالا بود. ما ساختار ابزارهای نرم‏افزاری را با روش‏های مختلف بررسی کرده و نقاط نفوذ را به آسانی کشف کردیم. روش‏های مختلفی برای انجام این کار وجود دارند که درعین‌حال که دشوار هستند، برای تعیین دقیق افزایش زمینه کارایی فراوانی دارند.
برای آنتن‏هایی که در شکل 2 نشان داده‌شده است، طول موج رزونانس برابر است با RES=708 نانومتر. در حالی که طول موج رزونانس ذرات مخروطی آنتن دارای مقدار بیشتری هستند. در حدود RES=610 نانومتر. طول موج رزونانس دارای قابلیت طولانی مدت است که ذرات مخروطی را می‌توان به راحتی در آن نمایش داد. رزونانس دیگر، طول موج آنتن خود مشابه برای ایجاد شکاف بین مسیر از بالا تا پایین است (apex). تقسیم عددی بر مضرب مرتبه بالا تأثیر جزئی در شرایط تشدید و انتقال رزونانس دارد.

4. گوی‏های حفاظت شده توسط پوشش طلایی Silver
در شبه استاتیک، محاسبه روزنانس پلاسمون ذرات کروی به سادگی توسط تعیین قطب ذرات ایجاد می‏گردند.

برای ذرات نقره در هوا، رزونانس پلاسمون نزدیک به RES=379 خواهد بود. آنتن خود مشابه دارای ساختاری مشابه با طول موج و رزونانس شیفت یافته به سمت رنگ قرمز و به عنوان طول موج موثر است. بنابراین ترکیب ذرات در اندازه‏های مختلف نقره‏ای با هم ترکیب شده و رزونانس UV را خواهند ساخت. متاسفانه، نقره دارای یک ماده شیمیایی ناپایداری است که سطح محافظت آن بسیار پایین است. یک لایه برای پوشش کره طلا با نقره ایجاد می‏گردد تا پوشش شیمیایی ذرات نقره، آسیبی به آن نزند. درک نتیجه چنین کاری موجب ایجاد زمینه‏ای می‎گردد که در آن باید در مورد آنتن‏های نوری و رزونانس پلاسمون نقره اطلاعات بیشتری در دست باشد.
نتایج شبیه سازی در شکل 5 نشان داده‌شده است. هر چند تعداد هسته‎های نقره‏ای که توسط لایه طلا احاطه شده‏اند محدود است، اما پوشش طلای استفاده شده دارای ضخامت کمتری هست. رزونانس طلا در حالت ترکیبی هوا و طلا کاهش یافته و میدان میرایی را در رزونانس طلا نمایش می‏دهد. جالب است بدانید که طول موج رزونانس دارای ضخامت بیشتری است و نتایج ارائه‌شده برای پوشش نقره، ذرات بیشتری را از طلا می‏یابد.

ساده‏ترین روش برای تعیین آنتن امواج رادیویی این است که شعاع آن را بر عدد دو تقسیم نموده و یا آنتن را از نوع آنتن سیمی در نظر بگیریم. تقسیم آن بر عدد دو موجب ایجاد فرمول زیر می‏گردد: در مطالعه رفتار آنتن نوری می‌توان از محاسبات نانو میله‏ای با مجموع طول 220 نانومتر و یا 20 نانومتر استفاده کرد. قطر شبکه در شکل 6 (a) نشانگر افزایش میدان الکتریکی در مقابل توزیع تحریک هست. شکل 6 (b)، نشانگر رزونانس پایین است. معادله (6) نشانگر یافتن حالت نانومتر است: هیچ یک از این موارد برای طلا در نظر گرفته نشده بود و صرفاً می‌توان موارد مربوط به محاسبه رزونانس را در آن دخیل کرد. این محاسبات طول رزونانس را از 440 نانومتر تا 1298 نانومتر در نظر گرفته‌اند.
Calander and Willander 16، نشان دادند که می‌توان برای محاسبه دقیق نرخ طلا و نقره از رزونانس حدود 100 نانومتر تا 200 نانومتر استفاده نمود. اما رزونانس 300 تا 400 نانومتر میز امکان‌پذیر است و یک شبه کره هندسی ایجاد خواهد گردید. نرخ بالا در ابعاد بزرگ‌تر نشان می‌دهد که شعاع محوری میله‌ها را می‌توان به راحتی افزایش و یا کاهش داد تا نانو میله‌ها به راحتی محاسبه گردند.

توسعه یک سیستم نشانگر شخصی دوزسنجی با استفاده از آشکارسازهای سوزانده (خاکستر) شده TL LiF: Mg، Cu، Na، Si، برای میدان های فوتونی

Development ofa personal dosimeter badge system using sintered LiF:Mg,Cu,Na,Si TL detectors for photon -elds

Abstract

The badge system of personal thermoluminescence (TL) dosimeter for photon fields using LiF:Mg,Cu,Na,Si TL material, which was developed by Korea Atomic Energy Research Institute (KAERI) a few years ago, was developed by taking advantage of its dosimetric properties including energy dependencies. A badge filter system was designed by practical irradiation experiments supported by computational modeling using Monte Carlo simulation. Design properties and dosimetric characteristics such as photon energy response and angular dependence of new TL dosimeter system examined through the irradiation experiments are presented. Based on the experiments for the developed dosimeter, it is demonstrated that the deep dose response of dosimeter provided the value between 0.78 and 1.08, which is within the design limit by ISO standard. This multi-element TL dosimeter badge system allows the discrimination of the incident radiation type between photon and beta by using the ratios of the four TL detectors. Personal TL dosimeter using sintered LiF:Mg,Cu,Na,Si TL detectors has the ability to measure a personal dose equivalent Hp(d) for a wide range of photon energies.

1 Introduction

Thermoluminescence dosimetry is the most widely used technology for evaluating the personal and environmental radiation exposure. Lithium ?uoride (LiF) is a well-known thermoluminescent (TL) dosimetry material used in environmental and personal monitoring due to its high sensitivity, stability and tissue-equivalency.

The -rst interest in the thermoluminescent phenomenon of LiF for dosimetry was by Daniel et al. (1953) from the University ofWisconsin. Since then many experimental doping agents were used with LiF. The TLD material based on LiF that has been studied most extensively is LiF:Mg,Ti, which is widely used in personal dosimetry and available in the market under trade names like TLD-100 and its variations, TLD-600 and TLD-700 which contain diFerent concentrations oflithium isotopes (Vij, 1993). Since the introduction ofLiF:Mg,Ti (TLD-100), many new types ofTL materials have been developed and used to evaluate the personal dose equivalent in various radiation -elds. Many researches for developing the more advanced thermoluminescence materials have been accomplished. Nakajima et al. (1978) were the -rst to describe the properties ofLiF doped with Mg, Cu and P impurities, namely, a high sensitivity and a good tissue equivalency. This material, LiF:Mg,Cu,P, has been improved and commercialized by Chinese (GR-200), Polish (MCP–N) and USA (TLD-100H, TLD-600H, TLD-700H) (Bos, 2001).

In Korea, Doh et al. (1989) developed powdered type ofLiF doped with magnesium, copper, sodium and silicon, and undertook a study on its characteristics about a wide range ofdopants concentration in the 1980s. After Doh et al. proposed LiF doped with four dopants, Kim et al. (1989) found out that the response of LiF:Mg,Cu,Na,Si: for low energy photons was higher than that ofLiF:Mg,Cu,P in the aspect ofdosimetric properity. In the 1990s, more concrete researches on the powder type LiF:Mg,Cu,Na,Si TL phosphor have been accomplished by Korea Atomic Energy Research Institute (KAERI) (Nam et al.,1998, 1999). This powder type TL phosphor has about 2 times higher sensitivity in comparison with LiF:Mg,Cu,P. However, the powder type TL phosphor has many disadvantages for the practical handling ofthe material. Therefore, it is necessary to develop a suitably shaped solid type TL detector for application in practical dosimetry -elds. During the last few years the LiF:Mg,Cu,Na,Si TL material has been studied for practical pellet type TL detector by Nam Y.M. et al., the dosimetry group ofhealth physics department in KAERI (Nam et al., 2000). But the sensitivity ofdeveloped pellet type TL detectors did not exceed 50% ofChinese GR-200A, and had poor reusability, that is, a decrease of10% ofthe readout values after a reuse of 8 times (Nam et al., 2001). Based on these previous studies by Nam et al., the sensitivity and reusability ofthe pellet type LiF:Mg,Cu,Na,Si TL detectors were improved by modi-cation ofthe dopants concentration and the parameters ofthe preparing procedure. The optimum concentration ofdopants for pellet type LiF:Mg,Cu,Na,Si TL detectors was investigated as Mg: 0:2 mol%, Cu: 0.05 mol%, Na: 0.9 mol% and Si: 0.9 mol% (Lee et al., 2002). Now a days, it has become possible to produce a mechanically stable and eLcient TL detector using LiF:Mg,Cu,Na,Si, which is a newly developed TL material in a personal TL dosimetry -eld.

The objective ofthis study was to design and develop the badge system ofa multi-element personal TL dosimeter using LiF:Mg,Cu,Na,Si TL detectors by taking advantage ofits sensitivity, tissue-equivalency and energy dependencies to allow the measurement ofpersonal dose equivalent Hp(d). The design ofdosimeter was accomplished by the practical irradiation experiments that are supported by a computational simulation with MCNP code, and then the developed dosimeter was tested in terms ofits dosimetric characteristics such as photon energy response and angular dependence.