Труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов

“ОПТИКА-2005” ТРУДЫ ЧЕТВЕРТОЙ МЕЖДУНАРОДНОЙ КОНФЕРЕНЦИИ МОЛОДЫХ УЧЕНЫХ И СПЕЦИАЛИСТОВ САНКТ-ПЕТЕРБУРГ 17-21 октября 2005

Санкт-Петербург 2005

Оптика-2005. Труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов “Оптика-2005”. Санкт-Петербург, 17-21 октября 2005. / Под ред. проф. В. Г. Беспалова, проф. С.А. Козлова. СПб: СПбГУ ИТМО, 2005. 398 с., ил.

Данная книга представляет собой труды четвертой международной конференции молодых ученых и специалистов “Оптика-2005”, прошедшей 17-21 октября 2005 года. В ней содержатся работы молодых ученых и специалистов, посвященные проблемам современной оптики, в том числе по нелинейной и когерентной оптике, оптическому приборостроению, оптическим материалам и технологиям, физической оптике, спектроскопии, оптике и образованию, физике лазеров и лазерным технологиям и оптике анизотропных сред.

ISBN 5-7577-0277-X

© Авторы, 2005 © Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, 2005

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

Четвертая международная конференция молодых ученых и специалистов «Оптика-2005» Санкт – Петербург, Россия, 17 октября – 21 октября 2005 г. Конференцию проводят: Оптическое общество им. Д.С. Рождественского (ООР) Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики (СПбГУ ИТМО) Государственный оптический институт им. С.И. Вавилова (ГОИ) Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова (МГУ) Санкт-Петербургский государственный университет (СПбГУ) Открытое акционерное общество «ЛОМО», Санкт-Петербург Секция «Оптика» Дома ученых Российской академии наук, Санкт-Петербург Физико-технический институт им. А.Ф.Иоффе РАН, Санкт-Петербург (ФТИ)

Конференция проводится при участии: Оптического общества Америки (OSA), Международного общества по оптической технике (SPIE), Международной комиссии по оптике (ICO)

Конференцию поддерживают: Министерство образования и науки Российской Федерации, Российский фонд фундаментальных исследований, Фонд некоммерческих программ «Династия», Комитет по науке и высшей школе Санкт-Петербурга, Международное общество по оптической технике, Оптическое общество Америки, Международная комиссия по оптике Сопредседатели конференции: Председатель программного комитета: Заместители председателя: Ученый секретарь: Руководители семинара “Optoinformatics”:

В.Н. Васильев (СПбГУ ИТМО), Г.Т. Петровский (ООР, Санкт-Петербург) Е.Б. Александров (ФТИ, Санкт-Петербург) В.П. Кандидов (МГУ, Москва) С.А. Козлов (СПбГУ ИТМО) В.Г. Беспалов (ГОИ, Санкт-Петербург) А.В. Павлов (ГОИ, Санкт-Петербург), M.L. Calvo Padilla (Madrid, Spain)

3

4

ОПТИКА – 2005

Российский программный комитет Г.Н. Герасимов (ГОИ, Санкт-Петербург) А.С. Горшков (ОАО «ЛОМО») И.П. Гуров (СПбГУ ИТМО) И.А. Забелина (ООР, Санкт-Петербург) В.А. Зверев (Дом Ученых, СанктПетербург) А.М. Желтиков (МГУ) Ю.Л. Колесников (СПбГУ ИТМО) Н.Д. Кундикова (ЮУрГУ, Челябинск) С.М. Латыев (СПбГУ ИТМО) Ю.Т. Мазуренко (ГОИ, СанктПетербург) В.А. Макаров (МГУ) А.И. Маймистов (МИФИ) Н.В. Никоноров (СПбГУ ИТМО)

В.Н. Очкин (ФИАН, Москва) Н.Н. Розанов (ГОИ, Санкт-Петербург) С.В. Сазонов (КГУ, Калининград) В.В. Самарцев (КФТИ, Казань) И.В. Соколов (СПбГУ) Д.И. Стаселько (ГОИ, Санкт-Петербург) А.И. Степанов (ГОИ, Санкт-Петербург) В.И. Строганов (ДВГУПС, Владивосток) А.П. Сухоруков (МГУ) А.С. Чирцов (СПбГУ) С.М. Шандаров (ГУСУР, Томск) С.А. Шленов (МГУ) Ю.Г. Якушенков (МГУГиК)

Международный программный комитет С.П. Апанасевич (Минск, Беларусь) Л.И. Буров (Минск, Беларусь) И.А. Гончаренко (Минск, Беларусь) З.М. Казакбаева (Бишкек, Киргизия) Л.И. Конопальцева (Киев, Украина) С.О. Костюкевич (Киев, Украина) Л.И. Муравский (Львов, Украина) С.Ю. Михневич (Минск, Беларусь) Л.В. Поперенко (Киев, Украина) И.У. Примак (Могилев, Беларусь) А.Л. Толстик (Минск, Беларусь)

А.Н. Фурс (Минск, Беларусь) T. Alieva (Madrid, Spain) M.J. Bastiaans (Eidhoven, Netherlands) P. Cheben (Ottawa, Canada) V. Kreinovich (El-Paco, USA) D. Marini (Milano, Italy) G. Moagar-Poladian (Bucharest, Romania) A.V. Okishev (Rochester, USA) D. Rakovic (Belgrade, Serbia) V. Udaltsov (Metz, France)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

5

Секция 1. Нелинейная и когерентная оптика ВЛИЯНИЕ ЧАСТИЦ АТМОСФЕРНОГО АЭРОЗОЛЯ НА ЗАРОЖДЕНИЕ ФИЛАМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОМ ПУЧКЕ Качан Е.П., Милицин В.О. Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия Исследовано влияние когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на частицах аэрозоля на процесс зарождения филаментов. Разработана стратифицированная модель, позволяющая описать процесс рассеяния лазерного излучения при распространении в полидисперсном водном аэрозоле. При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе наблюдается явление филаментации, которое проявляется в концентрации энергии в узкой области порядка 100 мкм на расстояниях несколько сот метров. Явление сопровождается генерацией оптического суперконтинуума, который рассматривается как перспективный источник для (широкополосного зондирования атмосферы) мониторинга окружающей среды1. Экспериментально процесс зарождения и формирования филаментов при взаимодействии импульса с отдельной частицей аэрозоля исследован в работе2. Теоретически это рассмотрено в3 на простейшей модели непрозрачного диска, заменяющего каплю воды. В настоящем докладе представлена оригинальная стратифицированная модель когерентного рассеяния мощного лазерного излучения на ансамбле частиц водного аэрозоля. Модель основывается на представлении аэрозольной среды в виде последовательности слоев, в которых частицы сосредоточены в тонких аэрозольных экранах. В численных экспериментах использовались следующие параметры. Длина волны излучения λ = 0.8мкм , радиус пучка a = 2.5мм , пиковая интенсивность в импульсе составляла I 0 = 3.5 ⋅ 1012 Вт/см 2 , пиковая мощность пучка Ppic превышала критическую мощность самофокусировки Pcr в воздухе в 30-100 раз. Рассматривался аэрозоль с концентрацией частиц N = 100см −3 , радиусом от 2 до 15 мкм. На основе построенной модели установлено, что в импульсах высокой мощности центрами зарождения филаментов в лазерном пучке могут стать интерференционные максимумы интенсивности при когерентном рассеянии излучения на частицах аэрозоля. При этом процессе зарождение филаментов существенно зависит от размеров частиц. На примере монодисперсного аэрозоля показано, что при рассеянии на мелких частицах (2 мкм) интенсивность в пучке мощностью Ppic =100 Pcr уменьшается и расстояние до зарождения филамента возрастает по сравнению со случаем незамутненной среды. Тогда как при рассеянии на крупных частицах (15 мкм) возникают сильные интерференционные максимумы, которые при этой мощности излучения инициируют зарождение нелинейных фокусов, что существенно сокращает расстояние до начала формирования филамента. С уменьшением мощности до Ppic =30 Pcr филаментация в монодисперсном аэрозоле не отличается от случая незамутненной среды. Это связано с тем, что при такой мощности излучения в максимумах интенсивности возмущений, вносимых каплями, содержится мощность меньше критической и это возмущение не приводит

6

ОПТИКА – 2005

к дальнейшему росту максимума и зарождению филамента. Полученную физическую интерпретацию подтверждают результаты тестового численного эксперимента по самофокусировке пучка при рассеянии на одной частице, находящейся на его оси.

Рис. 1. Зависимость интенсивности максимума пучка I от расстояния z для монодисперсного аэрозоля. r – радиус капель , R= Ppic/ Pcr

Численный расчет для полидисперсного аэрозоля (концентрация частиц N = 100см −3 ), показал, что в присутствии капель с распределением по размерам, характерным для слоисто-кучевых облаков, также происходит образование нескольких максимумов. В условиях сильной нелинейности в импульсе с высокой пиковой мощностью на этих максимумах интенсивности образуются филаменты, случайно расположенные в пространстве. 1. J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003) 2. F. Courvoisier et al., Appl.Phys.Lett., 83, №213, (2003) 3. M.Kolesik, J.V. Moloney, Opt. Lett., 29, №6, (2004)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

7

УПОРЯДОЧЕННЫЕ ФИЛАМЕНТЫ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИМПУЛЬСА В ОБЪЕМЕ ПРОЗРАЧНОЙ СРЕДЫ Панов Н. А., Косарева О. Г. Московский государственный университет им. М. В Ломоносова, Международный лазерный центр, Москва, Россия Методом статистических испытаний показана возможность управления многофиламентацией мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере с помощью введения в лазерный пучок на выходе системы усиления периодической фазовой модуляции. Среднее по многим случайным реализациям (выстрелам лазерной системы) положение филаментов, образовавшихся в турбулентной атмосфере, с точностью до стандартного отклонения совпадает с положением филаментов в регулярной среде. Многофиламентация мощных фемтосекундных лазерных импульсов в прозрачной объемной среде представляет собой стохастическое явление: положения филаментов, их количество и другие характеристики хаотически меняются от одного лазерного импульса к другому. Поэтому для таких приложений, как экологическое зондирование окружающей среды с помощью сопровождающего филаментацию излучения суперконтинуума, а также с помощью нелинейной флюоресценции молекул в области плазменных каналов необходимо управление многофиламентацией. В работе1 введением амплитудной-фазовой маски специального вида удалось получить регулярные картины образования многих филаментов. Управление многофиламентацией с помощью введения во входной пучок металлической сетки с периодом ~420 мкм экспериментально и численно исследовано в работах2, 3. В этом случае удалось создать периодическую упорядоченную картину 2 3 многофиламентации, в условиях как регулярного , так и шумового пучка . Регуляризация филаментов с помощью амплитудных масок имеет существенный недостаток, связанный с уменьшением энергии импульса за счет диссипации на маске. В работе4 предложен метод управления многофиламентацией в турбулентной атмосфере, в котором вместо поглощающей амплитудной сетки используется периодическая фазовая модуляция пучка на выходе системы усиления (линзовый массив или зеркало с поверхностью специального вида). Вместе с тем в работе4 не было проведено статистического исследования многофиламентации в таких условиях. Поэтому целью настоящей работы является статистическое исследование многофиламентации мощного фемосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере при начальной периодической фазовой модуляции лазерного пучка. Математическая модель филаментации основана на нелинейном уравнении Шредингера для медленно меняющейся амплитуды электрического поля Е:

∂E 2k 2 (∆nkerr + n~( x, y, z ) )E , 2ik = ∆⊥ E + ∂z n0 2 ~ ( x, y, z ) определяет турбулентные флуктуации показателя где ∆nkerr = 1 2 n2 E , n преломления, задаваемые модифицированным спектром фон Кармана:

8

ОПТИКА – 2005

(

Fn (κ x , κ y , κ z ) = 0,033Cn2 κ 2 + κ 02

)

−11 / 6

(

)

exp − κ 2 / κ 2m ,

Положение филамента, см

y, см

где κ0 = 2π/L0, κm = 5.92/l0, L0 = 16 см — внешний масштаб атмосферной турбулентности, l0 = 1 мм — ее внутренний масштаб. В качестве начального условия был выбран гауссов пучок с радиусом (по уровню e–1) a0 = 1 см с периодической фазовой модуляцией: период составляет d = 0.25 см и радиус фокусировки — Rf = 16.75 м. На рис. 1 представлена (а) (б) 1 многофиламентация пучка, прошедшего через линзовый массив. В 0.5 модельном случае (рис. 1 а) 0 турбулентность отсутствует, и задача полностью регулярна. Распределение -0.5 интенсивности на рис. 1 б получено после прохождения 6 экранов, -1 0 0.5 1 -1 -0.5 0 0.5 1 -1 -0.5 моделирующих турбулентную x, см x, см атмосферу. Филаменты упорядочены Рис. 1. (а) — упорядоченные филаменты в (рис.1 б), однако заметны отклонения пучке, прошедшем через линзовый массив в их пространственных координат от их регулярной среде. (б) — пример реализации расположения в отсутствии упорядоченных филаментов в турбулентной турбулентности (рис. 1 а). Результаты атмосфере. Расстояние от выхода лазерной статистического анализа, системы — 4.7 м. Квадратом обозначен проведенного по 18 реализациям филамент, положение которого будет последовательности фазовых экранов исследоваться статистически (соответствует 18 лазерным «выстрелам» в эксперименте), -0.10 представлены на рис. 2. Среднее положение филамента в турбулентной -0.12 атмосфере и его положение в регулярной среде совпадают с точностью до стандартного -0.14 отклонения. При этом само стандартное отклонение составляет 0 4 8 12 16 20 около 10% от среднего расстояния Номер реализации между филаментами в центре пучка. Нестационарная задача о формировании упорядоченных Рис. 2. Пространственное расположение филаментов решена для случая (вдоль оси x) филамента, отмеченного на квадратом. Черные точки распространения импульса рис. 1 б соответствуют координате x филамента, длительностью 45 фс на длине волны в каждой конкретной 800 нм в плавленом кварце. Показано полученной реализации, сплошая прямая — среднее формирование массива волноводов в значение положения филамента, тонкие образце. штрихованные линии — стандартное Благодарности. Работа отклонение от среднего значения, жирные выполнена при поддержке фонда штрихи — положение филамента в «Династия», РФФИ, грант № 03-02- регулярной среде (без турбулентности) 16939, ERO, контракт 62558_04P6051 и SPIE.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

9

1. Mechain G., Couairon A., Prade B., Mysyrowicz A., Phys. Rev. Lett. 93, p. 035003 (2004). 2. V.P. Kandidov, N.Aközbek, M. Scalora, O.G. Kosareva, A.V. Nyakk, Q. Luo, S.A. Hosseini, S.L. Chin., Appl. Phys. B, 80, pp. 267 – 275. 3. В.П. Кандидов, Н. Агозбек, М. Скалора, О.Г. Косарева, А.В. Някк, Ч. Луо, С.А. Хоссейни, С.Л. Чин, Квант. Электроника, 34, сс. 879 – 880. 4. N.A. Panov, O.G. Kosareva, V.P. Kandidov, N. Aközbek, Q. Luo, S.A. Hosseini, W. Liu, J. Gravel, S.L. Chin, Proc. SPIE, 5708, pp. 91 – 101.

10

ОПТИКА – 2005

ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАЗМЕННЫХ КАНАЛОВ ПРИ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА В ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ Безбородов А.Е., Шленов С.А. МГУ им. М.В. Ломоносова, МЛЦ, Москва, Россия Исследована динамика формирования плазменных каналов, образующихся при распространении мощного фемтосекундного лазерного импульса в турбулентной атмосфере. Обнаружено несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов и предложено объяснение данного явления. Распространение мощных фемтосекундных лазерных импульсов в воздухе сопровождается явлением филаментации1. Причиной начала формирования филаментов является эффект Керра, который вызывает самофокусировку пучка в воздухе. Рост интенсивности в нелинейном фокусе ограничивается дефокусировкой в лазерной плазме, возникающей вследствие многофотонной и туннельной ионизации молекул кислорода и азота в воздухе. При мощностях P >> Pкр происходит образование многих филаментов. В турбулентной атмосфере принципиальным является учет флуктуаций показателя преломления на формирование филаментов. Ранее процесс многофиламентации рассматривался в условиях случайных возмущений фазы и амплитуды на выходной апертуре пучка 2, 3. Начальный этап зарождения многих филаментов в турбулентной атмосфере проанализирован в работе 4. В настоящей работе средствами вычислительного эксперимента рассмотрена динамика формирования плазменных каналов при многофиламентации в турбулентной атмосфере.

Рис. 1. Трехмерная картина плазменных каналов. Мощность импульса P = 20 Pкр, длительность 100 фс, длина волны λ = 800 нм.

Типичная картина плазменных каналов, наведенных в случайно-неоднородной среде фемтосекундным импульсом, представлена на рис. 1. Ее анализ показывает, что возможно несовпадение областей высокой плотности потока энергии и концентрации электронов, вследствие дефокусировки основной части импульса в плазме, образованной его фронтом. 1. A. Brodeur, C.Y. Chien, Opt. Lett., 22. 304 (1997). 2. M Mlejenek at al., Phys.Rev.Lett., 83, 2938 (1999). 3. L Berge. at al., Phys.Rev.Lett., 92, 225002 (2004). 4. С.А. Шленов, В.П. Кандидов, Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630 (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

11

ПРОСТРАНСТВЕННОЕ УПРАВЛЕНИЕ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИЕЙ В МОЩНОМ ФЕМТОСЕКУНДНОМ ЛАЗЕРНОМ ИМПУЛЬСЕ Дормидонов А. Е. Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Показано, что наложение сеточного транспаранта в сечении импульса позволяет регуляризировать расположение филаментов в поперечной плоскости и приводит к их групповому возникновению на трассе импульса. При распространении мощных фемтосекундных лазерных импульсов в газообразных и конденсированных средах возникает филаментация – явление, состоящее в пространственной локализации лазерного излучения. Сейчас исследуется возможность использования этих свойств лазерного излучения для разработки новых методов фемтосекундной лазерной технологии в микрофотонике, лазерном зондировании окружающей среды, в дистанционном управлении электрическим разрядом 1. Нерегулярные мелкомасштабные возмущения в первоначальном распределении плотности энергии импульса и флуктуации оптических параметров среды вызывают хаотическое зарождение филаментов. В результате образуется пучок филаментов, которые случайным образом расположены в плоскости поперечного сечения импульса и начинаются на разных расстояниях от выходной апертуры лазерной системы.2. Стохастический характер многофиламентации приводит к нестабильности сигнала обратного рассеяния, например в фемтосекундных лидарах 3. Возможность пространственной регуляризации хаотически расположенных филаментов с помощью введения периодических возмущений амплитуды была рассмотрена в приближении плоской волны.4. В настоящей работе для ограниченного пучка исследовано управление многофиламентацией посредством наложения в плоскости поперечного сечения импульса системы регулярных возмущений интенсивности, на которых зарождаются филаменты, несмотря на случайные флуктуации. Зарождение филаментов рассмотрено в приближении задачи о стационарной мелкомасштабной самофокусировки гауссова пучка со случайными возмущениями и регулярной модуляцией интенсивности. Мощность пучка совпадает с пиковой мощностью фемтосекундного импульса, величина которой определяет начало филамента. Стохастическая филаментация рассмотрена для пучка с поперечным ⎧ x2 + y 2 ⎫ 2 распределением интенсивности I (x, y ) = I 0 exp⎨− ⎬(1 + ξ ( x, y )) , где ξ ( x, y ) – 2 a ⎭ ⎩ случайные аддитивные изменения амплитуды, распределенные по нормальному закону с нулевым средним и дисперсией σ ξ2 . Регулярные возмущения светового поля задавались введением в поперечное сечение импульса транспаранта в виде квадратной сетки с периодом d и непрозрачными штрихами h << d . На рис.1 приведена выборочная реализация распределения интенсивности в плоскости поперечного сечения пучка, показывающая эффективность упорядочения маской пространственного расположения филаментов. Мощность пучка P = 400 Pcr , где Pcr – критическая мощность самофокусировки, радиус пучка a = 1 мм, длина

12

ОПТИКА – 2005

волны λ = 800 нм, дисперсия шума σ ξ2 = 0.01 . Параметры транспаранта выбраны таким образом, чтобы на одну ячейку сетки размером d × d приходилась мощность в 3 раза превышающая Pcr . Видно, что расположение филаментов в зашумленном пучке с сеткой близко к их расположению в случае идеального пучка.

Рис.1. Распределение интенсивности в поперечном сечении пучка. Верхняя строка – первоначальное распределение интенсивности, нижняя – после зарождения филаментов. Левая колонка – идеальный гауссов пучок с маской σ ξ2 = 0 , средняя – зашумленный пучок

(

)

без маски, правая – зашумленный пучок с маской.

Статистические испытания, выполненные по выборке из 50 независимых реализаций случайного поля ξ ( x, y ) , показали, что даже при значениях дисперсий, значительно превышающих дисперсию шума в реальных лазерных импульсах, использование амплитудной маски обеспечивает возникновение филаментов группами при распространении импульса (рис. 2).

Рис.2. Зависимость среднего числа филаментов < N f > от расстояния z

Характер зависимости от расстояния z среднего числа филаментов < N f > в зашумленном пучке с маской подобен полученному для идеального гауссова пучка с сеткой, в котором возникают сначала 4, затем 12, 16 и т.д. филаментов. 1. 2. 3. 4.

J. Kasparian et al. Science, 301, №61, (2003) W. Liu et al. New J. of Phys. 6, 6.1–6.22, (2004) С.А. Шленов и др. Оптика атмосферы и океана, 17, № 8, 630-641, (2004) В.П. Кандидов и др. Квантовая Электроника, 34, №10, 879-880, (2004)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

13

НОВЫЙ МЕХАНИЗМ ДВУХФОТОННОЙ МОДИФИКАЦИИ ПРОЗРАЧНЫХ СРЕД УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ Афанасьев А.В., Кузнецов А.И., Битюрин Н.М. Институт прикладной физики Российской академии наук, Нижний Новгород, Россия. Исследован новый механизм двухфотонной модификации диэлектрика фемтосекундным лазерным импульсом. Спектр лазерного излучения обогащается посредством фазовой самомодуляции при распространении в нелинейно-оптической среде. За счет взаимодействия приобретенных новых спектральных компонент повышается эффективность модификации. Для создания ячеек трехмерной памяти и элементов интегральной оптики необходимо научиться быстро и эффективно локально модифицировать свойства прозрачных сред. Необходимость большой скорости обработки информации обуславливает использование лазерных импульсов минимальной длительности, которыми в настоящее время являются относительно доступные фемтосекундные импульсы. Для локальной модификации предлагается использовать среды, обладающие большими значениями нелинейного показателя преломления и двухфотонного поглощения. При прохождении фемтосекундных лазерных импульсов через нелинейную среду, обладающую кубической оптической восприимчивостью, за счет фазовой самомодуляции в каждой точке пакета приобретается нелинейный набег фазы. За счет неравномерного распределения интенсивности импульса, а значит, и нелинейного набега фазы, происходит обогащение спектра самого импульса. Тогда наиболее интересным для исследования представляется случай, когда энергии двух фотонов исходного импульса не достаточно для инициализации двухфотонного процесса. В этом случае процессы непосредственной модификации среды исходным импульсом посредством двухфотонного механизма слабы. Однако во время прохождения короткого и интенсивного лазерного импульса через нелинейную среду появляется существенный нелинейный набег фазы, в свою очередь приводящий к уширению спектра самого импульса. В итоге при достаточно большой интенсивности возможен случай включения механизма двухфотонной модификации с участием новых спектральных компонент лазерного импульса. Локализации областей в поперечном и продольном направлении способствует острая фокусировка пучка с мощностью, близкой к критической мощности самофокусировки. Областью наиболее эффективного взаимодействия с нелинейной средой является область, в которой взаимодействовавший со средой пучок приобрел новые спектральные компоненты и интенсивность их еще достаточно велика. В результате данного исследования выявлены пространственные области работы такого механизма двуфотонной модификации вещества. Определены характерные особенности зависимости протекающего процесса от исходной частотной отстройки. Показано, что результат действия подобного механизма может давать зависимости от энергетических характеристик импульса, в точности совпадающие с результатом непосредственного действия трехфотонных или иных многофотонных механизмов.

14

ОПТИКА – 2005

DISSIPATIVE SOLITONS IN BRAGG GRATINGS Tran X.Tr. Saint-Petersburg State University of Information Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia. We develop a numerical approach to find dissipative soliton solutions to the set of nonlinear coupled mode equations of 5th order describing the behavior of electromagnetic waves in dissipative Bragg gratings. This approach allows us to find not only light but also dark and anti-dark dissipative solitons. Stability analysis for them is made. We also obtain the nonlinear Schrödinger equation of 5th order from the set of nonlinear coupled mode equations. Fiber Bragg grating is recently a subject of intensive research and becomes a very important component of modern telecommunication technology where it’s linear properties are ussed. It was shown that Bragg solitons can exist in fiber Bragg gratings 1-4. In these solitons, which can propagate at any velocity between 0 and V, the speed of light in unprocessed fiber, the material nonlinearity balances the grating dispersion. In Bragg gratings if nonlinear refractive index has the following intensity dependence:

nnl = n2 I + n3 I 2

(1) where n2,3 are complex numbers in general case, then dissipative Bragg solitons are described by the following nonlinear coupled mode equations(NCMEs):

i ∂E± ∂E ± i ± + iδ 2 E± + kEm + (ΓS | E± |2 +2ΓΧ | Em |2 ) E± + ∂z V ∂t 4 + ( S S | E ± | +3 S X 1 | E m | 4 +4 S X 2 | E ± | 2 | E m | 2 ) E ± = 0

(2) where E+ , E- are amplitudes of the forward and backward propagating modes, V is the group velocity in unprocessed fiber, δ2 is related to the linear absorption or amplification, k is the coupling coefficient describing the grating strength, ГS,X are, respectively, self- and cross-phase modulation parameters of 3rd order and related to n2, SS,X1,X2 are self- and two cross-phase modulation parameters of 5th order and related to n3. ГS,X and SS,X1,X2 are complex parameters in general case. Hereinafter, for simplicity we assume that ГS = ГX = Г=γ1+i γ2, SS = SX1 = SX2 =S= s1 + i s2, where γ1,2, s1,2 are real parameters. Conservative NCMEs (2) without terms of 5th order (S=0) and dissipative parameters (δ2= γ2=0) are well studied. Analytical soliton solutions (SSs) to this set of conservative NCMEs are found by Aceves and Wabnitz by suitably transforming SSs to the massive Thirring model 4. In this case, Eqs (2) appear to be nonintegrable and therefore do not have SSs in strict sense. The ones that Aceves and Wabnits have found are solitary-wave solutions. However, hereinafter we will use term “soliton solutions” to Eqs (2) in sense of “solitary-wave solutions”. If terms of 5th order and/or dissipative parameters are included (δ2, γ2 and S are not equal to zero at the same time), Eqs (2) become quite complicated. Dissipative soliton solutions (DSSs) to this set of nonlinear dissipative coupled mode equations of 5th order are subject of this paper. 1. W. Chen and D.L. Mills, Phys. Rev. Lett. 58, 160 (1987). 2. C.M. de Sterke and J.E. Sipe, in Progress in Optics, edited by E. Wolf (NorthHolland, Amsterdam, 1944), Vol. XXXIII, pp. 203-260. 3. D.N. Christodoulides and R.I. Joseph, Phys. Rev. Lett. 62, 1746 (1989). 4. A.B. Aceves and S. Wabnitz, Phys. Lett. A 141, 37 (1989).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

15

ТЕМНЫЕ И СВЕТЛЫЕ ДИСКРЕТНЫЕ СОЛИТОНЫ В ОДНОМЕРНЫХ ФОТОННЫХ РЕШЕТКАХ В НИОБАТЕ ЛИТИЯ Шандарова К.В., Шандаров В.М. Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия. Одномерные фотонные решетки сформированы в кристаллических образцах LiNbO3:Fe. Экспериментально исследованы особенности дискретной дифракции и пространственного самовоздействия световых пучков в таких решетках для света с длиной волны 633 нм. Дифракция световых пучков в периодических структурах связанных оптических волноводов в линейном и нелинейном режимах привлекает в последнее время значительное внимание. В экспериментах использовались волноводные решетки на основе арсенида галлия 1 и оптически индуцированные фотонные решетки в кристаллах стронций - бариевого ниобата 2. Последний имеет большие электрооптические коэффициенты, быстрый фоторефрактивный отклик и сильную анизотропию электрооптического эффекта. Однако размеры его образцов не превышают 10÷15 мм, а дрейфовый механизм фоторефракции требует внешних электрических полей с напряженностью до 10 кВ/см. Целью данной работы явилось исследование поведения световых пучков в оптически индуцированных одномерных фотонных решетках в ниобате лития (LiNbO3). Фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 обусловлена фотовольтаическим эффектом и не требует внешнего электрического поля, а размеры образцов могут достигать 150 мм. Одномерные фотонные решетки в LiNbO3 формировались в стандартной двухпучковой схеме фоторефрактивной записи. Обыкновенно поляризованный луч He-Ne лазера ( =633 нм, P0≈1 мВт) расщеплялся на два пучка, формирующих интерференционную картину с периодом Λ = λ sin θ и вектором решетки, направленным вдоль оптической оси. Фоторефрактивная решетка, по сути, является системой связанных планарных оптических волноводов. При исследовании светового поля на выходе решетки необыкновенно поляризованный световой пучок фокусируется на входную грань кристалла линзами с фокусным расстоянием от 30 до 200 мм. Световое поле на выходной грани кристалла фиксируется ПЗС камерой. Эффект самовоздействия световых пучков исследовался при их мощности 10 50 мкВт. Самодефокусирующая фоторефрактивная нелинейность LiNbO3 позволяет реализовать темные пространственные солитоны при распространении света в области нормальной дискретной дифракции, а эффект самофокусировки и светлые пространственные солитоны – в области аномальной дифракции. На рис.1a показаны направления света для наблюдения темных (1) и светлых (2, 3) пространственных солитонов. Рис.1b иллюстрирует эффект самодефокусировки пучка при его распространении вперед в решетке с =15 мкм. Здесь световой пучок мощностью ~15 мкВт возбуждает 5 волноводных слоев и расплывается с течением времени из-за фоторефрактивного самовоздействия. Темные дискретные пространственные солитоны формируются при тех же направлении света и параметрах пучка, если световое поле половины апертуры пучка имеет фазовый сдвиг относительно его другой половины (рис.1c для той же самой решетки). Самофокусировка пучков изучалась при распространении света в области аномальной дифракции (стрелки 2 и 3 на рис.1a). Свет возбуждается в решетке в

16

ОПТИКА – 2005

направлении, близком к углу Брэгга. Ширина пучка - 70 ÷ 120 мкм, возбуждаются 4÷6 волноводных слоев. Период решетки - =15 мкм, мощность пучка - 20÷50 мкВт (рис.2). В линейном режиме, т.е. в первые моменты времени, световое поле на выходной грани (t=0) представляет собой сумму полей прошедшего пучка и брэгговского отражения. С течением времени структура поля изменяется с сильной локализацией ее частей в окрестности брэгговского направления (рис.2, t=180 минут). Это стадия формирования светлого дискретного солитона у края первой зоны Бриллюэна. В течение эксперимента наблюдается перераспределение интенсивности света, и на некоторой стадии распределение поля соответствует светлому щелевому пространственному солитону3.

t=0 min t=0

t=30 min

t=100 min

Рис. 1. a) направления светового пучка для наблюдения дискретной самодефокусировки (1) и самофокусировки в режиме аномальной дифракции(2,3); b) самодефокусировка пучка света для направления (1), t=0, 30, 90 мин; c) формирование темного солитона

t=180 min

Рис. 2. Формирование светлых пространственных солитонов при распространении светового пучка в направлении, близком к углу Брега. Возбуждение шести волноводных слоев, световая мощность – 20 мкВт

Результаты показывают, что LiNbO3 открывает новые возможности в изучении нелинейного взаимодействия света в системах связанных оптических волноводов, одномерные и двумерные фотонные решетки в нем могут быть оптически индуцированы с использованием фотовольтаического механизма фоторефракции. 1. F. Lederer, Y. Silberberg, Opt. & Photon. News 2, 48-53 (2002). 2. D. Neshev, E. Ostrovskaya, Yu. Kivshar, W. Krolikowski, Opt. Lett. 28, 710-712 (2003). 3. Mandelik, R. Morandotti, J. S. Aitchison, Y. Silberberg, Phys. Rev. Lett. 92, 093904 (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

17

ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И УДВОЕНИЕ ЧАСТОТЫ СВЕРХКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ПРИ РАССТРОЙКЕ СКОРОСТЕЙ Черных В.А., Сухоруков А.П. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Исследуются эффекты дифференцирования профиля и удвоения частоты сверхкоротких импульсов в первом приближении теории дисперсии. Рассматривается компенсация расстройки скоростей двух волн в средах с периодически инвертированными слоями. Аналитическая теория подтверждается данными численных экспериментов. В оптических кристаллах с квадратичной нелинейностью на взаимодействие обыкновенной и необыкновенной волн малой длительности оказывает влияние, прежде всего, рассогласование скоростей распространения. Для описания динамики нелинейного распространения связанных волн мы применяем метод медленно меняющихся профилей. В данной работе мы анализируем эффекты дифференцирования коротких видео-импульсов и удвоения частоты волновых пакетов с малым числом периодов. Впервые исследовано протекание указанных эффектов в слоистых средах, составленных из периодически расположенных инвертированных слоев. Будем описывать динамику коротких импульсов с помощью следующей системы для медленноменяющихся профилей V и U в нормированном виде:

∂V ∂V ∂ (UV ) ∂ U β ∂ V 2 = , , +ν =β ∂z 2 ∂Θ ∂z ∂Θ ∂Θ

(1)

z - пространственная координата вдоль направления распространения, Θ = t − z cU - время, β - коэффициент нелинейности, ν = cV−1 − cU−1 - расстройка

где

обратных величин скоростей. Будем считать, что вторая компонента много больше первой: V >> U . Тогда можно найти полное решение уравнений (1) в следующем виде:

V = V0 (Θ − ν Z ) , U =

β 2 [V0 (Θ) − V02 (Θ − ν Z )] . 2ν

(2)

При малых νZ наблюдается эффект дифференцирования профиля. В этом случае решение (2) можно переписать в следующем виде:

U=

β 21 ∂V02 (Θ) 2

(3)

∂Θ

Этот эффект показан на рис. 1а для гауссова профиля первой компоненты

V = V0 exp( −Θ 2 / T02 ) . Видно, что в результате операции дифференцирования возбужденный импульс становится биполярным. Далее был проанализирован эффект удвоения частоты, при подаче на вход среды волнового пакета в виде V = V0 exp( −θ

10

/ T010 ) sin(ω Θ) .

18

ОПТИКА – 2005

0,000006

0,0002

U

z=0.005

0,000004

0,0001

U

0,000002

0,000000

0,0000

-0,000002

-0,0001

-0,000004

-0,000006

-0,0002

0,0

0,0

0,2

0,4

0,6

0,8

0,5

1,0

Θ

а)

1,5

2,0

θ

1,0

б)

Рис. 1. а) Профиль волны U после дифференцирования гауссова импульса среде с параметрами β = 1, νZ = 0.01 ; б) Профиль волнового пакета U , возбуждаемого на удвоенной частоте в среде с параметрами

β = 1, ν = 10, ω = 10π

В этом случае из-за расстройки скоростей происходят пространственные биения амплитуды и дифференцирование профиля второй компоненты (рис. 1б). Можно рассчитать длину когерентности. Она равна:

lk =

π . 4ων

(4)

Эта величина совпадает с полученной нами длиной когерентного взаимодействия из численных экспериментов. Эффективность удвоения частоты увеличивается в слоистой среде с периодически инвертированными слоями. В этом случае от слоя к слою меняет знак нелинейности, как в фотонном кристалле. Ширина каждого слоя равна длине когерентности (4). Таким образом, в нелинейной среде при взаимодействии двух компонент можно дифференцировать профиль волны и эффективно возбуждать вторую гармонику. Расстройку скоростей можно компенсировать чередованием слоев с противоположной ориентацией, аналогично фотонным кристаллам.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

19

ОСОБЕННОСТИ САМОФОКУСИРОВКИ И ДВУХВОЛНОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В РЕЗОНАНСНЫХ СРЕДАХ Горбач Д.В., Романов О.Г. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Определены спектроскопические условия проявления процесса самофокусировки световых пучков в многоуровневых резонансных средах. Проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного двухволнового взаимодействия в условиях самофокусировки. Существенное влияние на структуру и устойчивость пространственных солитонов оказывает тип нелинейности вещества, в котором происходит распространение мощного лазерного пучка.. Наиболее реальной моделью оптической нелинейности является модель с насыщением зависимости изменения показателя преломления и коэффициента поглощения от интенсивности. Одним из примеров систем, в которых проявляется насыщение нелинейных свойств вещества, является взаимодействие мощного лазерного излучения с многоуровневыми резонансными средами. В работе проведено теоретическое исследование процессов самофокусировки световых пучков в резонансных средах и взаимодействия локализованных пучков в схеме двухволнового смешения. Проанализировано влияние спектроскопических характеристик среды на условия проявления эффектов самофокусировки в многоуровневых резонансных средах, изучены особенности взаимодействия поляризованного излучения с изначально изотропной нелинейной средой в условиях сильного насыщения резонансного перехода и одновременного учета дифракционных эффектов, методами численного моделирования проанализированы различные режимы когерентного и некогерентного взаимодействия локализованных световых пучков.. При численном анализе определены следующие характерные режимы взаимодействия сфокусированных световых пучков: частичное отражение двух сформированных солитонов друг от друга, взаимная дифракция солитонов на неоднородностях показателя преломления, двухканальное волноводное распространение и периодическое изменение направления распространения двух солитонов. Для сред с дефокусирующим типом нелинейности обнаружен режим формирования темных пространственных солитонов при когерентном двухпучковом взаимодействии.

20

ОПТИКА – 2005

ГЕНЕРАЦИЯ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ В АКТИВНОНЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛАХ С РЕГУЛЯРНОЙ ДОМЕННОЙ СТРУКТУРОЙ Деткова В.М. НИИ Лазерных исследований Санкт-Петербургского государственного университета, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрена теория генерации второй гармоники в активно-нелинейных кристаллах с регулярной доменной структурой. Представлены результаты теоретического исследования квазисинхронных процессов в периодически поляризованном кристалле LiNbO3. Целью работы является разработка лазера на основе LiNbO3 с регулярной доменной структурой. Разработка и создание новых лазерных материалов, позволяющих эффективно генерировать излучение с новыми длинами волн, всегда представляло и представляет одну из основных задач квантовой электроники, физики лазеров и лазерной физики. В настоящее время активно развиваются работы по созданию и исследованию принципиально новых лазерных материалов, сочетающих в себе как свойства активирующего иона (в основном, редкоземельного), нелинейные свойства материала (например, генерация гармоник, суммарных и разностных частот), так и геометрические факторы, способные существенно изменить оптические характеристики исследуемого объекта (фотонно-кристаллические материалы, т.е. материалы, имеющие запрещенную зону). Создание фотонного кристалла, обладающего оптической запрещенной зоной, в «обычном» оптическом материале позволяет не только существенно изменить его оптические свойства, но и, кроме того, наблюдать оптические процессы которые в принципе не могли проходить в исходном материале. Использование периодически неоднородных (фотонных) нелинейных и активно-нелинейных кристаллов, в которых путем подбора периода модуляции нелинейных восприимчивостей можно осуществить квазисинхронные взаимодействия световых волн, позволяет существенно расширить число практически реализуемых нелинейно-оптических процессов с высокой эффективностью 1-4. Из всех известных на сегодняшний день кристаллов с регулярной доменной структурой (РДС), безусловно, наиболее перспективными материалами для нелинейно-оптических применений, использующих квазифазовый синхронизм, являются объемные периодически поляризованные сегнетоэлектрические кристаллы LiNbO3 с регулярной доменной структурой (так называемый «периодически поляризованный ниобат лития» — ППЛН). Регулярная доменная структура в кристалле ниобата лития может быть создана либо в процессе роста кристалла либо методом последующей переполяризации внешним электрическим полем 2,3,5,6. Полученные таким способом кристаллы могут использоваться для квазисинхроной генерации оптических гармоник и параметрического преобразования частоты лазерного излучения. Одно из главных преимуществ подобных нелинейнооптических материалов заключается в том, что квазисинхронные взаимодействия позволяют исключить эффект сноса излучения основной волны и волны второй гармоники, а также реализовать условие группового синхронизма при генерации второй гармоники.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

21

Для ППЛН возможны режимы стационарной генерации в процессах самопреобразования частоты: самоудвоение частоты лазерной генерации, сложение частот с участием волны накачки, а также последовательный процесс генерации третьей гармоники и параметрическое усиление при низкочастотной накачке. В данной работе выполнены расчеты для РДС-кристалла LiNdОз (легированного различными редкоземельными ионами) и определены оптимальные периоды модуляции квадратичной нелинейной восприимчивости Λ для заданных порядков квазисинхронизма т (при расчетах использовалось ее—е взаимодействие) Использование активированного ППЛН дает практическую возможность получить эффективное преобразования излучения лазеров в область минимальных потерь (а так же нулевой дисперсии в ряде оптических волокон) вблизи длины волны излучения 1,5 мкм, широко используемой на практике для волоконных коммуникационных систем. Результатом работы, в перспективе, будет являться разработка на основе выполненных расчетов малогабаритного лазера с диодной накачкой на базе активированного кристалла ниобата лития с РДС для использования, например, в научных исследованиях (спектроскопия, рамановская спектроскопия и т.п.), лидарных лазерных системах, системах пожарооповещения и системах открытой и закрытой (волоконно-оптических линиях) оптической связи. 1. J. Capmany, Apl. Phys. Lett., V.78, 144-147, (2001). 2. Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, Е.Ю. Морозов, И.И. Наумова, В.В. Фирсов, Квантовая электроника, 29, 95-99, (1999). 3. L. Barraco, A. Grisard, E. Lallier, P. Bourdon, J.-P. Pocholle, Opt. Lett., V.27, 1540-1546, (2002). 4. Н.В. Кравцов, Г.Н. Лаптев, И.И. Наумова, А.А. Новиков, В.В. Фирсов, А.С. Чиркин, Квантовая электроника, 32, 923-931, (2002). 5. K.S. Abedin, T. Tsuritani, M. Sato, H. Ito, Apl. Phys. Lett.. V.70. 10-19, (1997) 6. J. Capmany, D. Calljo, V. Bermudez et all., Apl. Phys. Lett.. V.79. 293-298 (2001)

22

ОПТИКА – 2005

ЗАПИСЬ СТАЦИОНАРНЫХ ГОЛОГРАФИЧЕСКИХ РЕШЕТОК В ПОЛИМЕРНЫХ ПЛЕНКАХ Русинов А.П. Оренбургский государственный университет, Оренбург, Россия. Исследована запись стационарных голографических решеток наносекундными импульсами неодимового лазера в полимерных пленках окрашенных ксантеновыми красителями. Определен пространственный профиль штриха инициируемой решетки. Предложена математическая модель, корректно описывающая экспериментальные результаты. Запись стационарных решеток протекает по нескольким механизмам, наиболее важны из них термопластический механизм, приводящий к модификации поверхности полимера и образованию рельефной фазовой решетки и фотохимический механизм, приводящий к фотообесцвечиванию фотохрома и, как следствие, к изменению показателя преломления и коэффициента поглощения матрицы. (т.е. к записи фазовой и амплитудной решетки соответственно). Нами будет рассматриваться второй механизм и запись чисто амплитудной решетки как наиболее ярко проявляющийся в эксперименте. Решетка записывалась импульсами второй гармоники лазера на ИАГ Nd3+ (532 нм). Угол схождения пучков равен 8о, тогда период записываемой решетки – Λ = λ /(2 sin(ϑ / 2)) ≈ λ / ϑ =3,8 мкм. Через область инициирования пропускался луч He-Ne лазера, восстанавливающий записанную решетку. Интенсивность дифракционных максимумов измерялась фотодиодом после каждого импульса накачки. На основе данных измерений нами восстановлен профиль записанной решетки как промодулированного коэффициента поглощения и вычислено пространственное распределение прореагировавшего фотохрома. Исследована эволюция этого профиля в зависимости от числа импульсов накачки. В качестве образцов выступали тонкие (толщина 10-20 мкм) полимерные пленки поливинилового спирта, поливинилбутираля и лизоцима окрашенные ксантеновыми красителями эозином, эритрозином и родамином 6G (с=4-8 10-3 моль/л). Теоретическое описание процесса строилось на основе нахождения динамики населенностей в трехуровневой системе с тремя выделенными уровнями: 0 – основной, S – первый возбужденный синглетный, T – нижний по энергии триплетный. Решение находилось в рамках квазистационарного режима населенностей в подсистеме S-уровней [1]. Дополнительно учитывалась возможность перехода красителя из триплетного состояния T сильной валентной ненасыщености в новое химическое состояние F со скоростью Kf. При этом считалось, что прореагировавший фотохром полностью перестает поглощать свет на длине волны накачки, и начинает сильно поглощать свет на длине волны пробного лазера (что достаточно хорошо согласуется с экспериментом). Световое воздействие на систему представлялось в виде прямоугольных импульсов накачки с постоянной интенсивностью и длительностью t0. Пространственный профиль пучка накачки выбирался в виде I ( x) = I 0 [1 + a ⋅ cos(2πx / Λ )] [2]. Общий квантовый выход красителя в триплетное состояние находится как [1] K ST Φ T ( x) = −1 , τ S + K ST + 2σI ( x)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

23

где KST – скорость интеркомбинационной конверсии S~>T, τ S – время жизни Sсостояния, σ – сечение перехода 0->S. Доля красителя, не испытавшая фотохимическое превращение за один импульс накачки записывается в виде, τ T−1 + K f exp(− Φ T ( x)σI ( x)t 0 ) , α ( x, t 0 ) = τ T−1 + K f

где τ T – время жизни T-состояния. Тогда концентрация непрореагировавшего фотохрома в зависимости от числа импульсов накачки определяется как, n dye ( x, i ) = n0 ⋅ α ( x, t 0 ) i , а концентрация обесцветившегося фотохрома – как, n photo ( x, i ) = n0 (1 − α ( x, t 0 ) i ) , где n0 – начальная концентрация, и i=1, 2, 3, …. Зная пространственный профиль голографической решетки из фотообесцвеченного красителя, можно найти ее дифракционную эффективность в максимумы различных порядков. Подобная задача решена в [2], откуда, Λ/2

2

2πx ⎤ ⎡ exp ⎢− εn photo ( x)l − im ∫ ⎥⎦ dx . Λ ⎣ −Λ / 2 где ε –коэффициент поглощения прореагировавшего фотохрома, l –толщина пленки. 1 ηm = 2 Λ

Рис. 1. Пространственный профиль решетки в ПВС с эозином с=8 10-3 моль/л после 1, 2 и 4 импульсов накачки – эксперимент и после 4 импульсов накачки – теория

Рис. 2. Динамика ДЭГ в максимум 1 порядка в зависимости от количества импульсов накачки (1,2-эксперимент, 3-теория). Пленка ПВБ с эозином с=4 10-3 моль/л

Таким образом, из рисунков 1,2 видно, что предлагаемая модель достаточно хорошо согласуется с экспериментальными данными и позволяет определять пространственный профиль концентрационной стационарной амплитудной решетки, а также рассматривать эволюцию этого профиля при различном числе импульсов накачки. Работа поддержана грантом РФФИ_офи (проект № 04-03- 97513). 1. М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Квант. электр., 34, №8, 779-784, (2004). 2. М.Г. Кучеренко, А.П. Русинов, Опт. и спектр., 97, №6, 1026-1033, (2004).

24

ОПТИКА – 2005

ВЕКТОРНОЕ ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛАХ ТИТАНАТА ВИСМУТА Гусельникова А.В., Шандаров С.М., Плесовских А.М., Ромашко Р.В.*, Кульчин Ю.Н.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, *Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, Владивосток, Россия. Представлены результаты теоретического анализа векторного четырехволнового взаимодействия света на отражательных решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах класса силленитов. Отражательная геометрия двухволнового взаимодействия позволяет увеличить фоторефрактивный отклик кубических кристаллов с диффузионной нелинейностью без приложения внешнего поля1. Векторный характер этого процесса в срезе (100) позволяет реализовать условия синфазности двух решеток, формирующихся при четырехволновом взаимодействии, и может обеспечить эффективное обращение волнового фронта слабого сигнального пучка света. В настоящем сообщении представлена векторная модель четырехволнового взаимодействия света на отражательных фоторефрактивных решетках, формируемых в оптически активных кубических кристаллах силленитов при встречных взаимно некогерентных пучках накачки (рис. 1).

Рис. 1. Геометрия четырехволнового взамодействия на голографической решетке отражательного типа

Взаимно когерентные волны накачки P+ и сигнала S − , падающие на грани кристалла x = 0 и x = − d , соответственно, формируют отражательную решетку с вектором K , параллельным оси x . Вторая волна накачки P− , падающая на границу

x = − d , не когерентна с волнами P+ и S − . При распространении волн накачки точно навстречу друг другу дифракция пучка P− на фоторефрактивной решетке порождает волну S + с обращенным волновым фронтом.

Использование в параксиальном приближении представления световых полей в виде суперпозиции собственных волн с циркулярными векторами поляризации и стандартной методики медленно меняющихся амплитуд для описания

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

25

взаимодействия волн на отражательных фоторефрактивных решетках1 позволило получить систему уравнений связанных волн для рассматриваемой геометрии взаимодействия. В общем виде она может быть использована для анализа четырехволнового взаимодействия на отражательных фазовых решетках в кубических фоторефрактивных кристаллах произвольного среза и при произвольной поляризации световых пучков. Подробный анализ эффективности обращения волнового фронта проведен в приближении неистощаемых пучков накачки P+ и P− , в отсутствие поглощения света, в кристалле среза (100). Для линейно поляризованных волн с ориентацией векторов поляризации в кристалле, определяемой углами ϑ± ( x) и ϑ± ( x ) , отсчитываемыми от оси y , получено выражение для коэффициента отражения P

S

S

S

S

обращенной волны по интенсивности R = I + ( − d ) I − ( − d ) на грани кристалла x = − d . Проведенный численный анализ показал, что для кристалла характеризуемого экспоненциальным коэффициентом Bi12TiO20:Fe,Cu, -1 двухпучкового усиления 6.8 см и удельным оптическим вращением 6.34 град/мм на длине волны 633 нм1, имеющего толщину d = 2.6 мм, коэффициент отражения S

достигает максимального значения R = 5.27 при оптимальных поляризационных углах ϑ− ( − d ) = - 540, ϑ+ (0) = - 340 и ϑ− ( − d ) = - 510. Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (грант № 0502-16589-а). P

P

S

1. Плесовских А.М., Шандаров С.М., Мартьянов А.Г., Мандель А.Е., Буримов Н.И., Шаганова Е.А., Каргин Ю.Ф., Волков В.В., Егорышева А.В. Квантовая электроника, 35, 163-168 (2005).

26

ОПТИКА – 2005

ТЕРМОИНДУЦИРОВАННОЕ АНОМАЛЬНОЕ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ Криштоп В.В., Строганов В.И., Литвинова М.Н., Ефременко В.Г. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, г.Хабаровск, Россия Показано, что в кристалле ниобата лития при нагревании возникают области аномального двулучепреломления, что приводит к появлению областей, в которых кристалл становится двуосным, плоскости оптических осей соседних областей расположены под углом 90 градусов. Это явление обусловлено реальной структурой кристалла. Для практических приложений чрезвычайно важна оптическая однородность используемых образцов. В работе 1 проанализирована природа возникновения оптической неоднородности (остаточный световой поток). Авторы связывают возникновение остаточного светового потока (ОСП) в направлении оптической оси LiNbO3 с существованием локальных областей, обладающих двулучепреломлением. Нами было исследовано термоиндуцированное двулучепреломление ниобата лития методом наблюдения коноскопических фигур 2. Обнаружено, что вид коноскопических фигур, наблюдаемых вдоль оптической оси, зависит от координаты точки сканирования. После нагревания кристалла в нем формируются области двуосного кристалла. Угол между индуцированными осями порядка нескольких градусов. Характерной особенностью является тот факт, что плоскость оптических осей и угол между оптическими осями не являются постоянными по объему кристалла. При сканировании луча лазера вдоль грани XY кристалла угол между осями сначала возрастает, затем, достигнув максимума, уменьшается до полного исчезновения (область одноосного кристалла). В эксперименте наблюдалось несколько областей аномального двулучепреломления. Такое периодическое распределение двулучепреломления можно получить в кристалле ниобата лития при наложении внешнего электрического поля перпендикулярно оптической оси с периодическим изменением полярности. Проведенные оценки показывают, что величина эквивалентного электрического поля составляет порядка 5 кВ/см. Полученные результаты укладываются в модель 3, предполагающую существование областей, ориентированных в направлении, отличающемся на доли градуса от общего направления оптической оси. Вследствие пироэлектрического эффекта при нагревании кристалла возникает электрическое поле, направленное вдоль полярной оси отдельных доменов. Вследствие разориентировки доменов по толщине кристалла возникает перпендикулярная составляющая электрического поля, приводящая к возникновению поперечного электрооптического эффекта. В результате этого отдельные области кристалла становятся двуосными. 1. Б.Б. Педько, Н.Ю. Франко, И.И. Сорокина, И.Я. Хохонина //Тез. докл. ВКФСXV, г. Ростов-на-Дону, г.Азов., 37, (1999). 2. О.Ю. Пикуль, Известия вузов. Приборостроение, 46, №12, 78-81, (2004). 3. A.I. Otko, A.E. Nosenko, R.M. Gumennyi, I.V. Stasyuk, I.M. Solskii //ISFD 4, Vienna. 58, (1996).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

27

ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ ИЗОБРАЖЕНИЯ В СВЕТОВОДЕ С ТЕПЛОВОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ Харская Т.Г., Ивахник В.В., Никонов В.И. Самарский государственный университет, Самара, Россия. Получено выражение для функции размытия точки (ФРТ) вырожденного четырехволнового преобразователя излучения в световоде на тепловой нелинейности. Для двумерного световода с бесконечно проводящими стенками проанализирована зависимость вида ФРТ от параметров световода, модовой структуры волн накачки. Интерес к изучению четырехволнового взаимодействия в многомодовых световодах обусловлен возможностью получения с высокой эффективностью волны с обращенным волновым фронтом при использовании сравнительно маломощных источников. В приближении заданного поля по волнам накачки система уравнений, описывающая четырехволновое взаимодействие, линеаризуется относительно комплексных амплитуд сигнальной и объектной волн, поэтому качество обращения волнового фронта полностью описывает ФРТ [1]. Вырожденное четырехволновое взаимодействие ω + ω − ω = ω описывается скалярным волновым уравнением с изменяющимся за счет тепловой нелинейности показателем преломления. Волновое уравнение дополняется уравнением Пуассона, описывающим изменение температуры, наведенное взаимодействующими волнами. Изменение температуры представляется в виде суммы медленно и быстро осциллирующей в пространстве составляющих. Взаимодействующие волны и быстро осциллирующая составляющая температуры раскладываются по модам невозмущенного световода. При условии малого коэффициента отражения и отвода тепла от граней световода получено выражение, описывающее изменение температурного поля в зависимости от поперечной и продольной координат и выражение для функции размытия точки четырехволнового преобразователя излучения, расположенной на передней грани световода. Численный анализ, как температурного поля, так и функции размытия точки проведен для световода толщиной 2а с бесконечно проводящими стенками при условии отвода тепла от граней световода. Показано, что вид температурного поля наряду со структурой волн, записывающих голограмму, существенным образом зависит от интеграла перекрытия, определяющего эффективность взаимодействия трех мод световода. При фиксированных номерах мод волны накачки ( n ) и сигнальной волны ( k ) наиболее эффективно преобразуются моды тепловой решетки с номерами, равными сумме p = n + k или разности p = n − k номеров мод накачки и сигнальной волны. Интерференция одномодовой волны накачки с номером n и k - ой моды сигнальной волны приводит к периодическому изменению вдоль оси световода интенсивности с периодом

32a 2 . ∆z (n, k ) = λ {( n + k + 2 )( n − k )}

28

ОПТИКА – 2005

Здесь

λ - длина волны. Если номер одномодовой волны накачки четный, то

( 2a ) ∆z =

периоды интенсивностей кратны величине

λ

2

. Именно с таким периодом

меняется температуры вдоль оси световода. В случае нечетной одномодовой волны накачки изменение температуры вдоль оси световода в основном определяется интерференцией волны накачки с модами сигнальной волны с номерами k = n + 1 и k = n − 1 . Поэтому изменение температуры можно представить в виде суммы двух

8 ( 2a ) 8 ( 2a ) решеток с периодами ∆z ( n, n + 1) = и ∆z ( n, n − 1) = . 3λ 5λ 2

2

Функция размытия точки является результатом дифракции в световоде с показателем преломления, изменяющимся в соответствии с изменением теплового поля, второй волны накачки. Анализ ФРТ показывает, что условие фазового синхронизма устанавливает однозначную связь между номером моды объектной волны ( l ) и номерами мод накачки, сигнальной волны: l = k + m − n. Дополнительное требование на номера мод взаимодействующих в волноводе волн

n ± k = p = 0,1 вытекает как из условия, что максимальный вклад в изменение температуры, а значит и ФРТ, дает мода волновода с номером p = 0 (номер моды первой волны накачки четный) или p = 1 (номер моды первой волны накачки нечетный). Для одномодовых волн накачки показано, что вид ФРТ определяется в основном одной (номер моды первой волны накачки четный) или двумя (номер моды первой волны накачки нечетный) модами световода. Для ФРТ, модуль которой спадает с увеличением поперечной координаты, получены зависимости ширины модуля ФРТ, определяющей разрешающую способность четырехволнового преобразователя излучения, от длины и ширины световода. 1. Воронин Э.С., Ивахник В.В., Петникова В.М., Соломатин В.С., Шувалов В.В. Квантовая электроника, 6, №9, 2009, (1979).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

29

GENERATION OF HARMONICS DURING NONLINEAR REFLECTION OF TWO FEW-CYCLE LIGHT PULSES WITH DIFFERENT SPECTRAL COMPOSITION Yastrebova N.V. St.-Petersburg State University of Informational Technologies, Mechanics and Optics, Saint-Petersburg, Russia. The interaction of pulses comprising merely a few field oscillation cycles with different spectral composition and intensity during reflection from the transparent medium with nonresonant nonlinearity and arbitrary dispersion of linear index of refraction is modeled. Peculiarities of high harmonics generation during reflection are demonstrated. Spectral approach is used in this work for analysis of reflection of extremely short light pulses (ESP)1. Generalized Fresnel’s formula: Gr (0, ω) = (G1(0, ω) + G2(0, ω)) ∞

+∫

∞

∫

−∞ −∞

∞ ∞ n1(ω) − n2(ω) χω − (∫ ∫ G1(0, ω − α )G1(0,α − β )G1(0, β )dαdβ + n1(ω) + n2(ω) 2π (n1(ω) + n2(ω)) −∞ −∞ (1) ∞

∞

G2(0, ω − α )G2(0,α − β )G2(0, β )dαdβ + 3∫ G1 (0, ω − α )G2(0,α )dα + 3∫ G2 (0, ω − α )G1(0,α )dα ), 2

−∞

2

−∞

where G1,2 (0, ω ) and Gr (0,ω ) - spectra of incident and reflected pulses at the boundary of media (when z = 0 ), n1 (ω ) and n2 (ω) - dependences of media’s linear indices of refraction from frequency ω , χ -nonlinear susceptibility of the second medium, allows to calculate spectrum of the pulse, reflected from nonlinear medium with arbitrary linear dispersion without solving of not simple problem about evolution of refracted pulse. On the base of dependence between parameters of bordering media, spectra of incident pulses and spectrum of the reflected pulse (1) simultaneous reflection of two gauss ESP on main and doubled frequencies (fig.1) is modeled on the assumption of different ratio of electrical fields’ intensities: I ( E1 ) = 2 I ( E2 ) (fig. 2), I ( E1 ) = I ( E2 ) (fig. 3а), 2 I ( E1 ) = I ( E 2 ) (fig. 3b).

b)

a)

c)

30

ОПТИКА – 2005

Fig.1. Normalized electrical field of incident pulses on main (a) and doubled (b) frequencies and their total spectral density (c) when I ( E1 ) = 2 I ( E 2 ) .

As evident from pictures, change of ratio of incident pulses’ intensities allows to change reflected harmonics’ ratio.

Fig.2. Spectral density of reflected radiation during I ( E1 ) = 2 I ( E 2 ) .

a)

b) Fig.3. Spectral density of reflected radiation during I ( E1 ) = I ( E2 ) (a) and 2 I ( E1 ) = I ( E 2 ) (b).

1. Yastrebova N.V., Shpolyanskiy Yu. A., Kozlov S.A. // Optical Journal, Т. 71, N6, 78-83, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

31

ФЕМТОСЕКУНДНОЕ ЛАЗЕРНОЕ МИКРОСТРУКТУРИРОВАНИЕ ПОВЕРХНОСТИ КРЕМНИЯ Остапенко И. А., Заботнов С. В. Физический факультет Московского государственного университета им. М. В. Ломоносова, Москва, Россия. Изучены упорядоченные микроструктуры, полученные на поверхности кремния в результате ее облучения фемтосекундными лазерными импульсами. Показано, что морфология микроструктур определяется исключительно поляризацией структурирующего излучения. Измерены ориентационные зависимости сигнала третьей гармоники в микроструктурах и спектры их фотолюминесценции. Формирование упорядоченных низкоразмерных структур на поверхности полупроводников без привлечения литографических технологий является актуальной проблемой современной микроэлектроники. Для достижения этой цели многообещающим представляется использование сверхкоротких лазерных импульсов (см. работы 1-3). Целью данного исследования стало получение с помощью фемтосекундного лазерного облучения упорядоченных микроструктур на поверхности кремния и изучение их структурных свойств. В экспериментах использовалась фемтосекундная лазерная система на основе кристалла Cr:форстерита (длина волны 1.25 мкм, длительность импульса 80 фс, энергия импульса 250 мкДж, частота 10 Гц). Пластина монокристаллического кремния с ориентацией поверхности (100) в течении 2 минут подвергалась облучению лазерными импульсами. Диаметр экспонируемой области составлял около 100 мкм. В результате облучения на поверхности сформировалась хорошо упорядоченная ребристая структура с периодом около 1 мкм. При этом направление полос было перпендикулярно поляризации падающего излучения и не зависело от ориентации кристаллографических осей образца (изображение поверхности, полученное в электронном микроскопе, приведено на рис.1).

Рис. 1. Поверхность кремния после фемтосекундного лазерного облучения

Облученные области образца демонстрировали фотолюминесценцию в видимом диапазоне с временем жизни порядка нескольких микросекунд, что указывает на возникновение в результате лазерного воздействия не только микро-, но и наноструктур. Были получены ориентационные зависимости сигнала третьей оптической гармоники, генерируемой сформированной микроструктурой (рис. 2). Для кристаллического кремния в ориентационной зависимости наблюдаются четыре

32

ОПТИКА – 2005

ярко выраженных максимума. Ориентационная зависимость для микроструктуры, полученной в результате лазерного облучения поверхности, заметно меньше по уровню сигнала и обладает лишь двумя ярко выраженными максимумами, соответствующими направлению сформированных ребер микроструктуры. Ослабление сигнала третьей гармоники, по-видимому, связано с уменьшением нелинейно-оптического отклика в результате лазерно-индуцированного образования дефектов в веществе. Сильная вытянутость зависимости в направлении, параллельном ребрам, объясняется влиянием факторов локального поля, действующего в рассматриваемой структуре.

Рис. 2. Ориентационные зависимости интенсивности третьей гармоники для микроструктуры и кристаллического кремния при одинаковых условиях фокусировки зондирующего излучения на образец. Сплошная кривая является теоретической аппроксимацией для кристаллического кремния с ориентацией поверхности (100)

Таким образом, нами показана возможность микро- и наноструктурирования кремния при его облучении фемтосекундными лазерными импульсами, а также возможность диагностировать сформированные структуры с помощью метода генерации третьей гармоники. Авторы благодарны Г.Д. Шандыбиной, Л. А. Голованю, В.Ю. Тимошенко и П.К. Кашкарову за плодотворные дискуссии. Работа была поддержана проектами РФФИ №№ 04-02-08083 и 05-02-17035. 1. .J. Bonse, S. Baudach, J. Kruger, W. Kautek, M. Lenzner, Appl. Phys. A, 74, 19-25 (2002). 2. F. Costache, S. Kouteva-Arguirova, J. Reif, Appl. Phys. A, 79, 1429-1432 (2004). 3. A.P. Singh, A. Kapoor, K.N.Tripathi, G.R. Kumar, Optics and Laser Technology, 34, 37-43, (2002).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

33

КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ВНУТРИ СЛАБОПОГЛОЩАЮЩЕЙ ВОДНОЙ МИКРОЧАСТИЦЫ ПРИ ЕЁ ОПТИЧЕСКОМ ПРОБОЕ Апексимов Д.В., Гейнц Ю.Э., Землянов А.А. Институт оптики атмосферы СО РАН, г. Томск, Россия. Были установлены размеры и локализации плазменных очагов в микрочастице при воздействии на неё фемтосекундных лазерных импульсов. Проведены расчеты коэффициента “плазменного” поглощения, а также его усредненного по объему капли значения. При воздействии на слабопоглощающую частицу мощного лазерного излучения формируются плазменные очаги, как в теневой, так и в освещенной полусфере капли, которые являются областями активного поглощения лазерного излучения. Размеры данных очагов определяются по уровню интенсивности внутреннего оптического поля капли (см.рис.1).

Рис. 1. Зависимость отношения объёма плазмообразования к объёму микрочастицы от размера капли (а) освещенная (б) теневая полусфера, при облучении частицы фемтосекундным лазерным импульсом.

На основе численного решения скоростного уравнения для концентрации электронов плазмы в каждой точке частицы с привлечением нестационарной теории Ми был определён пространственно-временной профиль коэффициента “плазменного” поглощения, а также его усредненное по объему капли значение. Расчёт пространственного распределения коэффициента поглощения производится по формуле α (r ) ≈

e2τ c 1 ∫ I (r , t ) ρ (r , t )dt ⋅ ⋅ 2 mε cn0 1 + (ωτ c ) ∫ I (r , t )dt

где e и m заряд и масса электрона соответственно, ω - частота лазерного излучения; τс - время между столкновениями электронов и ионов, с – скорость света, ε универсальная электрическая постоянная, n0 – показатель преломления среды, ρ(r,t) концентрация электронов, I(r,t) – интенсивность внутреннего поля частицы.

34

ОПТИКА – 2005

Оказалось, что с переходом от пико- к фемтосекундным длительностям лазерного импульса плазменные области становятся более локализованными в пространстве частицы. При этом максимальный объемный коэффициент «плазменного» поглощения составляет ~ 2 мкм-1, а его среднее значение падает от ~ 1 мкм-1 для пикосекундного импульса до ~ 0.1 мкм-1 для импульса с длительностью 50 фс (см.рис.2). a)

б)

Рис. 2. Зависимость среднего значения объёмного коэффициента “плазменного” поглощения частиц разного размера от интенсивности падающего излучения (а) пикосекундный режим tp = 1 пс (б) фемтосекундный режим tp = 50 фс.

Работа выполнена при финансовой поддержке гранта РФФИ № 03-05-64228 и гранта молодым ученым ИОА СО РАН.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

35

ЧАСТОТНО-НЕВЫРОЖДЕННЫЕ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ СОСТОЯНИЯ БИФОТОНОВ Е.В.Морева, Г.А.Масленников, С.П.Кулик, Р.Ф.Галеев * Московский Инженерно-Физический Институт (технический университет), Москва, Россия, ** Московский государственный университет им. М.В.Ломоносова, Москва, Россия. Теоретически разработан и экспериментально реализован метод восстановления произвольного квантового состояния четырехуровневой оптической системы в коллинеарном, невырожденном по частоте режиме генерации спонтанного параметрического излучения. Высокая точность восстановления состояний (свыше 95%) свидетельствует об адекватности предложенных процедур реконструкции квантового состояния системы. В последнее время в литературе широко обсуждаются методы реконструкции квантовых состояний индивидуальных квантовых объектов1-3. Такие оптические системы составляют широкий и очень привлекательный, с точки зрения передачи и хранения квантовой информации, класс состояний. Такой интерес, кроме чисто фундаментальных аспектов, вызван повышением стойкости существующих квантовых систем распределения ключа (по отношению к некоторым классам атак на ключ). В настоящей работе исследовались частотно-невырожденные, коллинеарные состояния бифотонов, образующиеся в результате спонтанного параметрического рассеяния (СПР). Вектор состояния бифотонного поля в произвольном чистом поляризационном записывается в виде: Ψ = c1 H ω , H ω + c2 H ω ,Vω + c3 Vω , H ω + c4 Vω , Vω , (1) 1

2

где ci = ci exp{iϕi } и

1

2

4

∑c

i

2

1

2

1

2

= 1.

i =1

Поскольку состояние (1) представляется в виде разложения по четырем базисным состояниям, оно получило название кукварт (ququart), по аналогии с кубитом (qubit) и кутритом (qutrit) - состояниями двух- и трехуровневых систем, соответственно. Свойства двухмодового бифотонного поля полностью определяются матрицей когерентности, предложенной Клышко4. ⎛ A ⎜ * E K4 = ⎜ * ⎜F ⎜⎜ * ⎝G

G⎞ ⎟ K⎟ L⎟ ⎟ D ⎟⎠ A = a1+ a2+ a1 a2 , B = a1+ b2+ a1 b2 , C = b1+ a2+ b1 a2 , D = b1+ b2+ b1 b2 E B I* K*

F I C L*

E = a1+ a2+ a1 b2 , F = a1+ a2+ b1 a2 , G = a1+ a2+ b1 b2 , I = a1+ b2+ b1 a2 , K = a1+ b2+ b1 b2 , L = b1+ a2+ b1 b2

(3)

(4) (5)

Три действительных момента (4) и шесть комплексных (5) полностью определяют произвольное состояние кукварта.

36

ОПТИКА – 2005

Экспериментальная установка для исследования произвольного кукварта (рис.1) состоит из двух блоков: “приготовительного” и “измерительного”. Блок приготовления включает в себя кристалл йодата лития с синхронизмом 1-го типа и задающую кварцевую пластинку. Измерительный блок состоит из двух кварцевых пластинок, помещенных перед схемой Брауна-Твисса со светоделителем, нечувствительным к поляризации и поляризационными фильтрами в обоих плечах. Отсчеты в каждом плече регистрируются фотодетекторами, импульсы с которых подаются на схему совпадений.

Рис.1. Установка для томографии куквартов, включающая две части: приготовительную и измерительную.

Полученные значения меры соответствия(fidelity) между экспериментальным и теоретическим состояниями (свыше 95%) во-первых, указывают на хорошее качество приготавливаемых состояний, а во-вторых, подтверждают применимость предложенной процедуры томографии для восстановления состояний куквартов. 1. R.T. Thew, K. Nemoto, A.G. White, W.J. Munro, Phys.Rev.A., 66, 012303 (2002). 2. Л.А. Кривицкий, С.П. Кулик, А.Н. Пенин, М.В. Чехова, ЖЭТФ, 124, 4(10), (2003). 3. D.F.V. James, P. Kwiat, W. Munro, A. White, Phys. Rev. A., 64, 052312 (2001). 4. Д.Н. Клышко, ЖЭТФ, 111, вып.6, стр. 1955, (1997).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

37

РАСПРОСТРАНЕНИЕ ИМПУЛЬСА САМОИНДУЦИРОВАННОЙ ПРОЗРАЧНОСТИ В СРЕДАХ С ПРОСТРАНСТВЕННОЙ ДИСПЕРСИЕЙ Гладуш Ю.Г., Камчатнов А.М.* Московский Государственный Университет им. Ломоносова, Москва, Россия, *Институт спектроскопии РАН, Троицк, Россия. Рассмотрено распространение импульса самоиндуцированной прозрачности в средах с пространственной дисперсией. Предложено обобщение двухуровневой модели атомов, учитывающее перенос возбуждений среды экситонами. Показано, что эффекты пространственной дисперсии могут оказаться существенными при резонансном переходе и достаточно большой длительности импульса. Рассмотрена задача о распространении импульса самоиндуцированной прозрачности (СИП) с учетом пространственной дисперсии, обусловленной движением экситонов. В случае классического СИП для больших длительностей импульса T его скорость распространения обратно пропорциональна квадрату длительности T. Следовательно, при некоторой длительности импульса скорость распространения солитона может по порядку величины сравняться со скоростью движения экситонов. В этом случае рассматриваемые нами эффекты могут оказаться существенными. Предложены модифицированные оптические уравнения Блоха, учитывающие перенос энергии экситонами, взаимодействующими с электромагнитным полем. Они, совместно с волновым уравнением, решены с помощью метода обратной задачи рассеяния, причем найдены как периодические, так и солитонные решения. Основным результатом работы является то, что при нулевой отстройке частоты света от частоты резонансного перехода и достаточно большой длительности импульса T теряется зависимость скорости распространения солитона от T. Рассмотренные нами эффекты могут оказаться существенными при распространении электромагнитного импульса в молекулярных кристаллах, микрорезонаторах, наноструктурах, J-агрегатах и в других ситуациях.

38

ОПТИКА – 2005

ФОРМИРОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В РАСТВОРАХ КРАСИТЕЛЕЙ ПРИ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОМ ПЕРЕНОСЕ ЭНЕРГИИ Михневич С.Ю., Горбацевич С.К.* Институт Физики, НАН Беларуси, Минск, Беларусь * Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь Проведено моделирование переноса энергии электронного возбуждения в твердых растворах красителей при интенсивном возбуждении. Изучено влияние этого процесса на характеристики флуоресценции сред. Показано, что в системе с переносом энергии между множественными центрами возможно формирование нелинейного оптического отклика. Явление оптической нелинейности широко используется для создания различных устройств обработки информации, для формирования световых пучков и импульсов. Поэтому в последнее время активно ведется поиск новых видов нелинейности или новых сред, обладающих такими свойствами. Обычно нелинейные свойства сред являются усредненными по некоторому ансамблю молекул или атомов характеристиками. В данной работе развивается теория нелинейного оптического отклика системы, который формируется за счет взаимодействий (переноса энергии) между молекулами в ансамблях. В работе рассмотрены характеристики флуоресценции твердых растворов двух красителей (доноры и акцепторы) с безызлучательным переносом энергии электронного возбуждения между ними при интенсивном возбуждении. Предполагается, что велика вероятность перехода молекул в триплетное состояние и концентрация молекул донора много меньше концентрации молекул акцептора. Таким образом, в растворах формируются ансамбли молекул с одним донором и множеством акцеторов, на которые происходит перенос энергии. Отметим, что вероятность переноса энергии на конкретный акцептор зависит от того, в каком состоянии находятся все другие акцепторы. Процессы переноса в описанной системе были смоделированы с использованием метода Монте-Карло. Показано, что в таких растворах возможно формирование немонотонной зависимости интенсивности флуоресценции от интенсивности возбуждающего излучения.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

39

MEASURING FOUR-PHOTON CORRELATION FUNCTIONS IN THE PULSED MODE Iskhakov T.Sh., Chekhova M.V., Agafonov I.N., Ivanova O.A. M.V. Lomonosov Moscow State University, Moscow, Russia. In the work we present a method to measure n-th order correlation functions in the pulsed regime of parametric down-conversion. A setup for the realization of this method together with some preliminary results is also presented. In some cases, it is necessary to measure multi-photon correlation functions in the pulsed mode. Then the drop in the number of coincidences with the increase in the order of the correlation function is not so fast as in the cw mode. The mean number of n-fold coincidences per pulse is

N(n) = g(n) N1 N 2 ... Nn c

⎛T ⎞ ⎜ c⎟ ⎜ Tp ⎟ ⎝ ⎠

n-1

,

where g (n) is the normalized n-photon Glauber’s correlation function [1], N i is the mean number of counts per pulse in the i-th detector, Tc is the coincidence circuit resolution, and Tp is the effective pulse duration. In particular, this technique is important for the study of four-photon correlations in parametric down-conversion (PDC). The fourth-order correlation function for the state generated via PDC, both in the spontaneous and stimulated regimes, differs from the corresponding correlation function for the state obtained via a direct decay of pump photons into four-photon states [2], and this difference can be experimentally verified. Fig.1 shows the setup for measuring multi-photon correlation functions of the order up to four in the regime of nanosecond pulses. The third-harmonic radiation of a YAG:Nd laser with the wavelength 353 nm and repetition rate 50 Hz is fed into a LiIO3 nonlinear crystal (NC) cut for frequency-degenerate collinear PDC phase matching. The mirror M1 reflects PDC radiation and transmits pump radiation. Three nonpolarizing beamsplitters BS divide the beam in four, after which the four beams are registered by avalanche diodes APDi . The pulses after the detectors are registered in the gated mode (the gating signal is taken from the detector AD) and after delays Ti are fed to the coincidence circuit CC with the window 12 ns. 2.0

AD

M1

NC

SG C1

1.5

T1

M2

(2)

APD1 C2

BS A1

APD3

0.5

T3

APD4 C4

1.0

APD2 C3

BS

T2

g

YAG:Nd (3ω)

CC

0.0

T4 20

25

30

35

40

τ, ns

45

50

55

40

ОПТИКА – 2005

Fig.1. The experimental setup

Fig.2. Normalized second-order correlation function for a pulsed pseudo-thermal source

As an example, Fig. 2 shows the second-order correlation function measured for a pseudo-thermal pulsed source. 1. R.Glauber, Phys Rev. 130,2529 (1963). 2. O.A. Ivanova, M.V. Chekhova, JETP, 125, 1-5 (2003).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

41

ДВУХУРОВНЕВАЯ АТОМНАЯ СИСТЕМА В СИЛЬНОМ СВЕТОВОМ ПОЛЕ Иванов В.С., Пулькин С.А., Фрадкин Э.Е. Санкт-Петербургский государственный университет, Санкт-Петербург, Россия В работе представлен новый метод численного решения уравнений для матрицы плотности 2-хуровневой атомной системы в сильном световом поле. Рассмотрим важный случай воздействия на 2-х уровневую атомную систему сильного светового поля, представимого в виде: E (t ) = E0 (t ) cos(ω21t + ϕ) ,

где ω 21 - частота перехода 2-хуровневой атомной системы, ϕ - начальная фаза

поля, E 0 (t ) - действительная периодическая функция с периодом T . Система уравнений для элементов матрицы плотности в приближении вращающейся волны принимает вид:

⎧ dq ⎪ dt = a (t ) p − Γ1 (q − q 0 ) , (1) ⎨ dp ⎪ = − a (t )q − Γ2 p ⎩ dt где q = ρ11 − ρ 22 , p = −2iρ12 exp(− iω 21t − iϕ) , Γ1 - постоянная релаксации уровней, Γ2 - полуширина линии перехода, q0 - начальная разность заселенностей E 0 (t )d 12 , d 12 - дипольный момент перехода. уровней, a (t ) = h Пусть q (t ) и p (t ) - периодические решения системы (1). Перейдем к новой функции y (t ) , заданной следующей формулой: t ⎛ ⎞ y (t ) = q (t ) − ir ⎜ p (t ) + (Γ2 − Γ1 ) exp(− Γ1t ) ∫ p ( s ) exp(Γ1 s )ds ⎟ , (2) ⎝ ⎠ −∞ где r ≠ 0 - действительное число. Запишем уравнение для функции y (t ) : a (t ) y ′ = ira (t ) y − Γ1 ( y − q 0 ) − × r t ⎛⎛ ⎞ ⎞ × ⎜⎜ ⎜ Im( y ) + (Γ1 − Γ2 ) exp(− Γ2 t ) ∫ Im( y ( s ) ) exp(Γ2 s )ds ⎟ − r 2 Im( y )⎟⎟ . (3) −∞ ⎠ ⎝⎝ ⎠ Мы предлагаем использовать уравнение (3) для нахождения y (t ) при помощи рекурсии. Для этого полагаем y 0 (t ) = q 0 и строим последовательность {y n (t )} , где y n (t ) находится как периодическое решение уравнения a (t ) ⎛ ⎛ ⎜ ⎜ Im( y n −1 (t ) ) + y ′n = ira (t ) y n − Γ1 ( y n − q 0 ) − r ⎜⎝ ⎜⎝

42

ОПТИКА – 2005

⎞ ⎞ (4) + (Γ1 − Γ2 ) exp(− Γ2 t ) ∫ Im( y n −1 ( s ) ) exp(Γ2 s )ds ⎟ − r 2 Im( y n −1 (t ) )⎟⎟ . −∞ ⎠ ⎠ Полученный ряд функций y n (t ) будет сходиться к y (t ) (при надлежащем выборе постоянной r ). Зная y (t ) , мы можем найти теперь q (t ) и p (t ) : q (t ) = Re( y (t ) ) ⎧ ⎪ t (5) ⎨ p (t ) = − 1 ⎛⎜ Im( y (t ) ) + (Γ − Γ )exp(− Γ t ) Im( y ( s ) )exp(Γ s )ds ⎞⎟ . ∫ 1 2 2 2 ⎪⎩ r⎝ −∞ ⎠ Для нахождения числа r , дающего хорошую сходимость последовательности {y n (t )} , предположим, что a(t ) разложима в ряд Фурье: t

∞

a (t ) = ∑ ak exp(− ikΩt ) ,

(6)

k =∞

2π . Тогда мы предлагаем находить r из равенства: T 2 2 ∞ ∞ Γ2 ak Γ1 ak

где Ω =

r2 = ∑

k = −∞

2

Γ2 + k 2 Ω 2

∑

k = −∞

2

Γ1 + k 2 Ω 2

.

(7)

1. П.А. Апанасевич. Основы теории взаимодействия света с веществом. Мн.: Наука и техника, 1977.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

43

ЭФФЕКТЫ КОЛЛЕКТИВНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ВЕЩЕСТВА И МНОГОМОДОВОГО ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ В УСЛОВИЯХ ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ НАКАЧКИ Аверченко В.А., Егоров В.С., Мехов И.Б., Столяров А.И., Чехонин И.А. Санкт-Петербургский Государственный Университет, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрены процессы кооперативного взаимодействия оптически плотной резонансной среды с многомодовым электромагнитным полем в условиях внутрирезонаторной накачки вещества. Особое внимание уделено явлению “конденсации” спектра, как результату коллективного вакуумного расщепления Раби дисперсии системы поле-вещество. На основе полуклассического подхода нами рассмотрена задача взаимодействия многомодового электромагнитного поля одномерного резонатора, исходный спектр которого определяется спектром генерации активной среды лазера, с поглощающим оптически плотным резонансным веществом в режиме сильной связи 1,2. Данный режим взаимодействия поля и вещества реализуется, если коэффициент коллективной связи между когерентным атомным ансамблем и полем (кооперативная частота) значительно превосходит как скорости некогерентных релаксаций в системе, так и частоту Раби внешнего лазерного поля. В этом случае взаимодействие существенным образом модифицирует дисперсии “фотонной” и “атомной” подсистем, приводя к образованию расщепленной кривой дисперсии единой системы “поле и вещество”. На языке квазичастиц такую систему можно рассматривать как ансамбль поляритонов – когерентная смесь полей мод и связанных с ними поляризаций. При этом существенной является нелинейность атомной подсистемы, которая приводит к эффективному взаимодействию мод поля с различными волновыми числами или, в других терминах, к взаимодействию поляритонов. Используя разложение поля и поляризации по модам “холодного” резонатора была также последовательно рассмотрена роль возникающего богатого набора пространственных решеток разности заселенностей и неизлучающих компонент поляризации (метастабильных состояний системы поле-вещество) в размножении спектра поля и межмодовом взаимодействии. Рассмотренная задача непосредственно связана с эффектом внутрирезонаторной лазерной спектроскопии – “конденсацией” спектра, наблюдающейся при накачке, как на резонансе, так и при значительных отстройках от него, узкополосной поглощающей ячейки широкополосным лазером, и для которого кооперативный характер взаимодействия поля и вещества, как мы полагаем, является ключевым 3. 1. S.N. Bagayev, V.S. Egorov, I.B. Mekhov, P.V. Moroshkin, I.A. Chekhonin, E.M. Davliatchine, E. Kindel, Phys. Rev. A, 68, 043812-1–10, (2003). 2. V.S. Egorov, V.N. Lebedev, I.B. Mekhov, P.V. Moroshkin, I.A. Chekhonin, S.N. Bagayev, Phys. Rev. A , 69, 033804-1–12, (2004). 3. В.В. Васильев, В.С. Егоров, А.Н. Федоров, И.А. Чехонин, Опт. и спектр., 76, №1, 146-160, (1994).

44

ОПТИКА – 2005

НЕТРАДИЦИОННЫЕ СВОЙСТВА «МАЛЬТИЙСКОГО КРЕСТА» В КОНОСКОПИЧЕСКИХ ФИГУРАХ ОПТИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛОВ Пикуль О.Ю., Рудой К.А., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия Экспериментально обнаружен и теоретически рассчитан «двойной мальтийский крест» в коноскопических фигурах оптических кристаллов при повороте анализатора. Изучение и анализ коноскопических картин является актуальным современным методом исследования физических свойств кристаллов, используемых в различных оптических устройствах. Известно, что коноскопическая картина с линейно поляризованным излучением одноосного кристалла, вырезанного перпендикулярно оптической оси, содержит характерный «мальтийский крест» на фоне колец-изохром. Для оптически активных кристаллов «мальтийский крест» в области некоторого углового диаметра отсутствует. Ориентация этого креста совпадает с ориентацией оси пропускания поляризатора, а интенсивность зависит от угла между осями пропускания поляризатора и анализатора (светлый крест, когда эти направления совпадают, темный, когда они ортогональны)1. В данной работе проведено наблюдение изменений коноскопической фигуры в оптической системе, состоящей из источника излучения (He-Ne лазер, λ = 0,6328 мкм), поляризатора, рассеивателя (например, матового стекла), кристалла, фокусирующего объектива, анализатора с отсчетным кругом и экрана, при повороте анализатора. Отмечено, что при повороте анализатора из скрещенного с поляризатором положения черный «мальтийский крест» постепенно распадается на два «мальтийских креста». При этом один «мальтийский крест» остается неподвижным, второй «мальтийский крест» поворачивается на угол, соответствующий углу поворота анализатора. При совпадении осей пропускания поляризатора и анализатора оба креста сливаются в один светлый крест, при ортогональном положении осей пропускания – в один темный крест. Интенсивность в центре коноскопической картины соответствует интенсивности обоих крестов, которая синхронно меняется от минимальной (в скрещенных поляризаторе и анализаторе) до максимальной (в параллельных поляризаторе и анализаторе). При вращении анализатора из положения, параллельного поляризатору, вышеописанные изменения происходят в обратом порядке. Светлый «мальтийский крест» распадается на два креста, интенсивность которых постепенно уменьшается, достигая минимальной величины в момент слияния обоих крестов в темный «мальтийский крест» при скрещенном положении поляризатора и анализатора. Эксперимент проведен для плоскопараллельной пластинки толщиной 10 мм, вырезанной перпендикулярно оптической оси из неактивного кристалла ниобата лития, и для кристаллической пластинки толщиной 3,1 мм, вырезанной из оптически активного кристалла парателлурита.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

45

Для оптически активной кристаллической пластинки такое изменение коноскопической фигуры при вращении анализатора заметно несколько хуже. Причиной этого является отсутствие «мальтийского креста» в центре картины под влиянием оптической активности. Периферийная часть картины, где ветви «мальтийского креста» присутствуют, достаточно быстро затемняется, затрудняя наблюдение описанных выше изменений. При использовании возможностей системы компьютерной математики «Maple» были построены коноскопические фигуры, рассчитанные по формулам для интенсивности излучения, прошедшего через оптическую систему поляризаторкристалл-анализатор, для различной ориентации поляризатора и анализатора. Коноскопические фигуры, рассчитанные для наблюдаемых в эксперименте кристаллических пластинок, показали совпадение с экспериментальными результатами. Кроме того, теоретически рассмотрено изменение вида черного «мальтийского креста» в коноскопической фигуре при скрещенных поляризаторе и анализаторе в зависимости от углового распределения интенсивности излучения в сходящемся пучке. Расчеты, проведенные при предположении, что граница видности картины составляет I1/I0 = 0,05, показали, что при равномерном распределении по углу интенсивности излучения угловая ширина границ «мальтийского креста» составляет 6,46˚, является наименьшей и не зависит от значений угла падения. Чем быстрее спадает интенсивность излучения по углу в сходящемся пучке, тем шире «мальтийский крест». При этом ширина и вид «мальтийского креста» не зависят от толщины кристаллической пластинки. Следовательно, при необходимости, по виду «мальтийского креста» в коноскопической фигуре можно оценить структуру используемого сходящегося пучка излучения. На коноскопических фигурах с циркулярно поляризованным излучением для неактивных кристаллических пластинок в области «мальтийского креста» наблюдаются аномалии – нестыковка и разрывы колец-изохром. При вращении анализатора происходит поворот коноскопической фигуры при сохранении ее общего вида. На коноскопических фигурах, наблюдаемых с циркулярно поляризованным излучением в оптически активных кристаллах, «мальтийский крест» отсутствует. 1. М. Меланхолин, «Методы исследования оптических свойств кристаллов», (1970).

46

ОПТИКА – 2005

ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ЛУЧИ ПРИ ОТРАЖЕНИИ ОТ НАКЛОННОЙ ГРАНИ ПРИЗМЫ Литвинова М.Н., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. В работе выявлены причины появления дополнительных лучей при отражении от наклонной грани призмы, типа ромба Френеля, вырезанной из кристалла ниобата лития. Наблюдались двойные коноскопические фигуры без поляризатора и анализатора. В данной работе наблюдалось явление четырехлучеотражения в призме, изготовленной из кристалла ниобата лития, изображенной на рис. 1а (ромб Френеля). Размеры входной грани призмы 18 × 5 мм2. Боковые грани наклонены под углом 45o к оптической оси z кристалла. Оптическая ось направлена под небольшим углом θ к плоскости рисунка. Луч неполяризованного излучения гелий-неонового лазера падает на входную грань 1, вблизи нормали к оптической оси кристалла, и попадает на боковую грань 2, от которой отражаются два луча - обыкновенный (о) и необыкновенный (е), под углами αo и αе.

Рис. 1. Ход лучей в призме, изготовленной из кристалла ниобата лития: 1- входная грань; 2, 4- боковые грани; 3- выходная грань; о- обыкновенный луч, е- необыкновенный луч; zоптическая ось кристалла, z'- проекция оптической оси z на плоскость рисунка; Э- экран; αугол падения луча на отражающую грань; углы отражения: αо- о луча; αе- е луча; βео- ео луча; βее- ее луча; βоо- оо луча; βое- ое луча; падающий луч: а) неполяризованный; б) обыкновенный; в) сечение коноскопического пучка, ось которого совпадает с оптической осью кристалла

Отраженные от грани 2 обыкновенные и необыкновенные лучи распространяются вблизи оптической оси кристалла и попадают на противоположную боковую грань 4. Углы падения на грань 4 для обыкновенного и необыкновенного лучей равны αo и αе, соответственно. Отметим некоторые ограничения на число выходящих из призмы лучей. Луч, отраженный от грани 2 и распространяющийся вблизи оптической оси кристалла в плоскости xz или yz сохраняет состояние поляризации (не изменяет его) и выходит

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

47

из призмы один (рис. 1, б, в). Направление распространения для таких лучей задается углом φо= nπ/2 (n = 0, 1,, 2, 3). Для лучей, идущих в призме под углом φ к плоскости xz, не равным φо, образуется два луча (обыкновенный и необыкновенный). В общем случае при отражении от грани 4 каждый из лучей (обыкновенный и необыкновенный), в общем случае, создает по два луча (также обыкновенный и необыкновенный). Обыкновенный луч создает оо и ое лучи, которые отражаются под углами βoо и βoе (так как nе(βое) < nо, то βoе> βoо). Необыкновенный луч создает ео и ее лучи, которые отражаются под углами βео и βее (поскольку ne(βее)< no, то βеe> βео) . Таким образом, из кристалла выходят четыре луча ео, ее, оо, ое (первый индекс соответствует падающему лучу, второй - отраженному) и на экране Э наблюдаются четыре светлые точки. Их взаимное расположение и направление поляризации лучей изображено стрелками и точками на рис. 1а. В данной призме (рис. 1) формируются и хорошо наблюдаются двойные коноскопические фигуры без поляризатора и анализатора. Для наблюдения коноскопических фигур перед призмой устанавливается транспарант, формирующий расходящиеся пучки. Роль поляризатора играют входная грань призмы (показатели преломления для обыкновенных и необыкновенных лучей разные) и наклонная грань, отражающая эти пучки под разными углами. Пучок, ось которого расположена под углом к оптической оси, не формирует коноскопическую фигуру. А пучок лучей, ось которого совпадает с оптической осью, преобразуется в пучок со сложной поляризационной структурой, то есть, для каждого луча направление и степень поляризации зависят от r и φ (рис. 1в). Роль анализатора выполняет наклонная грань призмы, разделяющая пучок со сложной поляризационной структурой на два пучка (на s и p- компоненты, которые являются одновременно обыкновенным и необыкновенным лучами и имеют разные показатели преломления). Эти пучки выходят из призмы в разных направлениях. Один из них создает на экране коноскопическую фигуру со светлым "мальтийским крестом", другой - с темным "мальтийским крестом". Светлый "мальтийский крест" образуется в направлении луча оо, а темный - в направении луча ое (рис. 1б). В естественном свете с данной призмой хорошо наблюдаются окрашенные (за счет дисперсии света в кристалле ниобата лития) двойные коноскопические фигуры без применения поляризатора и анализатора.

48

ОПТИКА – 2005

ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ ОРГАНИЧЕСКИХ МОЛЕКУЛ ПРИ ДВУХФОТОННОМ ПОГЛОЩЕНИИ Быкова Е.Е., Землянов А.А, Гейнц Ю.Э. Институт оптики атмосферы СО РАН, Томск, Россия. Представлено теоретическое рассмотрение задачи о флуоресценции при двухфотонном поглощении. Показано, что сечение спонтанной флуоресценции частицы имеет одинаковый вид при условии, что оно определяется из отношения энергий (для коротких импульсов) и мощностей (для длинных). Теоретически исследована задача о флуоресценции органических молекул, помещенных в микрочастицу – резонатор, при двухфотонном поглощении в условиях воздействия импульсами лазерного излучения с учетом вынужденных переходов. Применен подход, основанный на методах теории открытых резонаторов, когда используется разложение световых полей по собственным квазинормальным колебательным модам диэлектрического шара. Для активных молекул в микрорезонаторе рассматривается модель обобщенной двухуровневой системы, записанной с учетом процессов двухфотонного поглощения и испускания, спонтанной эмиссии и вынужденного излучения на стоксовой частоте. dN1 σ (2) 2 = − 12 I L N1 + Γ 21 N 2 ; 2 hω dt σ 12(1) I S N 2 dN 2 σ 12(2) 2 I L N1 − Γ 21 N 2 − = 2 hω hω dt Определены соотношения для интенсивности спонтанной флуоресценции внутри частицы при двухфотонном поглощении в приближении коротких и длинных импульсов. Получено выражение для полного сечения спонтанного излучения частицы. Показано, что сечение спонтанной флуоресценции частицы имеет одинаковый вид при условии, что оно определяется из отношения энергий (для коротких импульсов) и мощностей (для длинных). Рассмотрен режим перехода спонтанной флуоресценции в вынужденную для условий длинных импульсов.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

49

ФЛУКТУАЦИИ ОПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ В ПРИПОВЕРХНОСТНОМ СЛОЕ LiNbO3:Fe:Cu ПОД ДЕЙСТВИЕМ КОРОТКОВОЛНОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Карпушин П.А., Роскоп Н.В., Шандаров В.М., Рютер К.*, Кип Д.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия *Технологический университет, Клаустхаль, Германия Представлены результаты экспериментального исследования влияния некогерентной коротковолновой подсветки на оптическое поглощение излучения He-Ne лазера в ниобате лития с поверхностью, легированной ионами Fe и Cu. Неразрушаемые фоторефрактивные решетки в объеме или в волноводных структурах на основе электрооптических кристаллов представляют огромный интерес для реализации устройств оптической памяти. Формирование подобных решеток в ниобате лития (LiNbO3) возможно в случае легирования кристалла двумя фоторефрактивными примесями и использования двухцветной схемы записи 1. Индуцированное коротковолновым некогерентным излучением изменение оптического поглощения указывает на возможность записи неразрушаемых решеток. Целью данной работы явилось исследование оптического поглощения (пропускания) приповерхностного слоя LiNbO3, легированного комбинацией ионов Fe и Cu, при воздействии некогерентного синего и ультрафиолетового света. Эта пара примесей является одной из наиболее перспективных для реализации неразрушаемых решеток, а метод легирования путем термической диффузии прост и эффективен2. В исследованиях мы использовали кристалл LiNbO3, поверхность Y-среза которого легирована ионами Fe и Cu методом термической диффузии из металлических пленок. Начальная толщина пленок Fe и Cu и параметры диффузии представлены в Таблице 1. Глубина диффузии примесей найдена в предположении Гауссова распределения их концентрации в легированном слое и известных коэффициентов диффузии для заданной температуры. В экспериментах образец зондируется излучением He-Ne лазера (λ=633 нм, P=0.5мВт) и та же область кристалла освещается некогерентным коротковолновым светом. В качестве источников некогерентного света использовались синий светодиод ( =470 нм, P=3 мВт), а также ртутная лампа, из спектра которой выделялась полоса (290 ÷ 400 нм). Мощность зондирующего пучка, прошедшего через кристалл, измерялась фотодиодом. Таблица 1. Параметры экспериментальных образцов

LN:TFC (2) LN:FC (1) LN:FC (2)

Толщина пленки, нм

Температура диффузии, oC

Ti 100 -

Ti Fe 1000 1000 - 1000 - 1000

Fe 70 80 120

Cu 30 100 115

Время диффузии, ч Cu 1000 1000 900

Ti 24 -

Fe 40 10 120

Cu 2 4 35

Глубина диффузии, мкм Ti -

Fe 25 15 50

Cu 120 170 50

В экспериментах с синей некогерентной подсветкой зафиксировано значительное изменение оптического поглощения в приповерхностном слое LiNbO3:Fe:Cu. Мы наблюдали осцилляции мощности зондирующего пучка,

50

ОПТИКА – 2005

1,3 1,2 1,1 1 0,9 20 min Blue

0,8

40min Blue

0,7 0

25

50

75

100

Normalized Transmitted Intesity

Normalized Transmitted Intesity

прошедшего через кристалл, после выключения подсветки. Это иллюстрируется зависимостями на Рис.1 для образца LN:FC (2). 1,10 1,00 0,90 0,80

1

0,70

2 3

0,60 0

t,min

20

40

60

80

100

t, min

Рис.1. Зависимость нормированной интенсивности зондирующего луча от времени для образца LN:FC (2) после выключения синей подсветки.

Рис.2. Зависимости нормированной интенсивности зондирующего луча от времени после выключения УФ подсветки (время экспозиции 20мин.) для образцов:

1,8 1,5 1,5 hours UV 3 hours UV

1,2 0,9 0,6

0

50

100

150 t,min

200

250

300

Normalized Transmitted Intesity

Normalized Transmitted Intesity

1, LN:FC (1); 2, LN:FC (2); 3, LN:TFC (2). 1,3 1,2 1,1 1 0,9 0,8 0

20

40

60

80

100

120

t, min

Рис.3. Зависимости нормированной интенсивности зондирующего луча от времени для образца LN:TFC (2) после выключения УФ подсветки.

Рис.4. Изменение интенсивности зондирующего луча в процессе подсветки излучением с =470 нм (0 – 20 мин) и после ее выключения для образца LN:FC (2).

Эффект проявлялся сильнее при УФ подсветке. Осцилляции оптического пропускания наблюдались во всех образцах с легированием Fe и Сu. Однако они не обнаружены в нелегированных образцах той же толщины и состава. Амплитуда осцилляций оптического пропускания при одинаковых условиях эксперимента зависит от соотношения глубин диффузии Fe и Cu. Это иллюстрирует Рис.2. Влияние времени экспозиции на изменение мощности зондирующего пучка иллюстрирует Рис. 3. На стадии подсветки также наблюдались осцилляции оптического пропускания образцов LN:FC (Рис. 4). Следует отметить, что изменение оптического поглощения в легированных слоях носило, преимущественно, характер индуцированного просветления. Индуцированное поглощение наблюдалось лишь на некоторых временных интервалах на стадии подсветки при использовании в качестве таковой УФ излучения. 1. K. Buse, A. Adibi, D. Psaltis, Nature, 393, 665 (1998). 2. D.Liu, L.Liu, C.Zhou, L.Ren, Appl. Opt., 41, 6809 (2002).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

51

ВЛИЯНИЕ ВНЕШНЕЙ ПОДСВЕТКИ НА ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТОВЫХ ВОЛН НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛЕ Bi12TiO20:Fe,Cu Шаганова Е.А., Буримов Н.И., Егорышева А.В.* Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, * Институт общей и неорганической химии им. Н.С. Курнакова РАН, Москва, Россия. Экспериментально исследовано влияния внешнего некогерентного узкополосного излучения на двухпучковое взаимодействия световых волн на отражательной решетке в кристалле Bi12TiO20:Fe,Cu среза (100). Голографические решетки в фоторефрактивных кристаллах и схемы на их основе могут быть использованы для создания голографических интерферометров и для других практических применений1. В настоящем сообщении представлены результаты экспериментального исследования влияния узкополосной некогерентной подсветки на характеристики двухпучкового взаимодействия на отражательной голографической решетке в фоторефрактивном кристалле титаната висмута. В экспериментах исследовался монокристаллический образец Bi12TiO20:Fe,Cu, выращенный из высокотемпературного раствора, имеющий оптически полированные грани (100) и толщину 1.15 мм. Используемые экспериментальная установка и методика анализа данных2 позволяли изучать динамику встречного взаимодействия лазерных пучков с длиной волны λ = 660 нм на отражательной решетке в таком кристалле в условиях фотоиндуцированного поглощения света и некогерентной подсветки полупроводниковыми светодиодами. Перед началом эксперимента кристалл выдерживался в темновых условиях не менее 24 часов. Через 700-900 с после начала формирования отражательной решетки лазерными пучками, производилась подсветка кристалла излучением светодиода, в течение такого же интервала времени. Общее время наблюдения процесса формирования решеток в экспериментах составляло 2400 с. После окончания эксперимента проводилось стирание решетки излучением светодиода, в отсутствие лазерных пучков, также в течение 2400 с. Непосредственно после стирания решетки эксперимент повторялся, так что формирование голограммы в этом случае происходило в образце с наведенными стирающим излучением изменениями в поглощении света. Данная методика была использована в экспериментах с подсветкой и стиранием решеток инфракрасным (λ ≈ 870 нм), красным (~660 нм), желтым (~570 нм), зеленым (~505 нм) и синим (~470 нм) излучением светодиодов. Эксперименты по подсветке кристалла излучением желтого светодиода представлены на рис.1 и 2. В этом случае подсветка, как и для других длин волн из видимой области спектра, приводит к уменьшению коэффициента двухпучкового усиления Γ. Формирование решетки в кристалле после выдержки в темновых условиях, до подсветки, имеет монотонный характер (рис. 1). Подсветка кристалла излучением из желтой и более коротковолновых областей спектра приводит к немонотонной зависимости Γ(t) на начальном этапе записи решеток (рис. 2). Данный эффект может быть связан с медленной релаксацией неравновесных распределений зарядов на фотоактивных центрах, наведенных стирающим излучением.

52

ОПТИКА – 2005

Рис. 1. Временная зависимость коэффициента усиления Γ(t) при подсветке кристалла, выдержанного в темновых условиях, некогерентным излучением (λ ≈570 нм) в интервале времени от 700 до 1400 с.

Рис. 2. Временная зависимость коэффициента усиления Γ(t) для предварительно (при t<0) облученного кристалла при подсветке некогерентным излучением (λ ≈570 нм) в интервале времени от 900 до 1800 с.

Финансирование работы осуществляется Министерством образования и науки РФ в рамках проекта «Адаптивные интерферометры на основе отражательных голографических решеток» программы «Развитие научного потенциала высшей школы» на 2005 г. 1. Петров М.П., Степанов С.И., Хоменко А.В. Фоторефрактивные кристаллы в когерентной оптике (СПб.: Наука, 1992). 2. Агеев Е.Ю., Шандаров С.М., Веретенников С.Ю. и др. Квантовая электроника, 31, 343 (2001).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

53

ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ ОТ НЕКОГЕРЕНТНОГО ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Сюй А.В., Лихтин В.В., Строганов В.И.* Комсомольский-на-Амуре государственный технический университет, Комсомольск-на-Амуре, Россия, * Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Получена зависимость фотонапряжения от времени в кристаллах ниобата лития легированных Ru (0,3% вес.), Fe (0,05-0,3% вес.) от некогерентного широкополосного излучения. При выходе фотонапряжения на насыщение наряду с пробоями наблюдаются периодические скачки напряжения вверх. Фотовольтаический эффект (ФВЭ) является одной из причин фоторефракции, а фоторефрактивный эффект (ФРЭ) в свою очередь широко используется для голографической записи информации, усиления и коррекции световых пучков, обращения волнового фронта 1. В результате систематических исследований получены зависимости фотоэлектрических параметров от частоты света, состава и концентрации примесей, химической обработки, температуры, интенсивности и поляризации света 2-3. Подавляющее число экспериментальных работ по исследованию ФВЭ проведено с использованием когерентных источников света (лазеров λ=0,44 мкм и λ=0,488 мкм). От некогерентного широкополосного излучения работ крайне мало, поэтому интересен вопрос о когерентности ФВЭ, так как голографические эффекты наблюдаются только с когерентными световыми пучками. В данной работе получены зависимости фотонапряжения от времени для кристаллов ниобата лития, легированных Ru (0,3% вес.), Fe (0,05-0,3% вес.) от некогерентного, неполяризованного широкополосного излучения. В качестве источника излучения использовалась лампа накаливания ПЖ-1000. Определенная спектральная ширина излучения формируется с помощью набора светофильтров. Зависимость фотонапряжения от времени с некогерентным источником света идентична с такой же зависимостью для когерентного источника (лазера). На всех фильтрах и без них через 3-4 минуты облучения записывается решетка показателя преломления в виде нити накала лампы. Скорость записи и время хранения голограммы зависит от вида и концентрации примеси. Чем больше концентрация, тем быстрее производится запись и меньше срок хранения оптической информации. Фотовольтаический эффект наиболее ярко проявляется при длинах волн, соответствующих активному свету, что соответствует работам других авторов 4. 1. Günter P., Huignard J.P. Photorefractive Materials and Their Applications. I Fundamental Phenomena. Heidelberg: Springer, 61 (1988). 2. Jösch W., Munser R., Ruppel W., Würfel P. Ferroelectrics, 21 (1978). 3. Huafu W., Gutony S., Zhongkang W. Phys. Stat. Sol. A., 89 (1985). 4. В.М.Фридкин, Б.Н.Попов, Успехи физических наук, 126 (1978).

54

ОПТИКА – 2005

КИНЕТИКА ИНТЕНСИВНОСТИ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ Максименко В.А., Данилова Е.В. Дальневосточный Государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Изучены закономерности фоторефрактивного кристалле ниобата лития LiNbO3:Fe при интенсивности луча накачки.

рассеяния света в различных уровнях

При оптическом возбуждении фоторефрактивной среды наряду с фоторефрактивным эффектом часто наблюдается фотоиндуцированное рассеяние света, называемое также индуцированным релеевским рассеянием или фоторефрактивным рассеянием света (ФРРС). ФРРС приводит к деструкции лазерных пучков и перекачке энергии из луча накачки. В связи с этим оно представляет собой серьезный недостаток при использовании фоторефрактивных кристаллов в нелинейной оптике, электрооптике и динамической фазовой голографии. Изучение особенностей ФРРС может способствовать выяснению условий подавления рассеяния, а также выяснению механизмов записи информации в фоторефрактивных материалах, определению и контролю их характеристик. Было проведено изучение кинетики интенсивности центрального лазерного пучка, прошедшего кристалл ниобата лития LiNbO3:Fe при разных значениях интенсивности луча накачки. Для этого использовался программно-аппаратный комплекс, в состав которого входят: фотодиод, подключенный к персональному компьютеру, специализированное программное обеспечение для записи и обработки полученных сигналов. При каждом значении интенсивности измерения выполнялись в трех точках кристалла ниобата лития, отстоящих друг от друга не менее чем на 4 мм. Изменение интенсивности луча лазера осуществлялось при помощи калиброванных нейтральных светофильтров. Ниже указаны некоторые характеристики применяемого оборудования. Гелийнеоновый лазер с длиной волны λ = 0,6328 мкм, мощностью 60 мВт. Кристалл ниобата лития толщиной 1 мм, легированный железом (Fe). Степень легирования 0,03% вес. Оптическая ось кристалла лежит в плоскости входной и выходной граней. Излучение лазера поляризовано в плоскости, содержащей оптическую ось кристалла. Излучение фокусируется собирающей линзой с фокусным расстоянием f = 110 мм. Проанализировав полученные результаты, можно сделать следующие качественные выводы. При уменьшении интенсивности луча накачки время спада интенсивности центрального пучка до минимального значения увеличивается. Планируется дальнейшее проведение исследования кинетики интенсивности центрального лазерного пучка, прошедшего кристалл, и рассеянного света при разных уровнях интенсивности луча накачки в кристаллах ниобата лития с различными легирующими добавками и степенью легированности.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

55

ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО КРИСТАЛЛА SR0.6BA0.4NB6O2 МЕТОДОМ ДВУХВОЛНОВОГО СМЕШЕНИЯ Матусевич А. Ю. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. В схеме двухволнового смешения в фоторефрактивном кристалле Sr0.6Ba0.4Nb6O2 (SBN) исследована эффективность энергообмена при различной геометрии взаимодействия и величины приложенного внешнего электрического поля. На основании полученных данных рассчитаны электрооптические коэффициенты кристалла и эффективная концентрация свободных носителей заряда. Интерес к дифракционным методам преобразования световых полей при двухволновом смешении в нелинейных средах обусловлен широкими возможностями управления волновым фронтом лазерного излучения и формирования заданных пространственно-временных структур световых полей1. При исследовании двухволнового смешения в нелинейных средах основное внимание уделяется вопросу перераспределения энергии между взаимодействующими лазерными пучками и ее зависимости от фоторефрактивных, электрооптических свойств кристалла и внешних условий2-3. В настоящей работе двухволновое смешение экспериментально реализовано в фоторефрактивном кристалле SBN с симметрией 4mm, размерами 5х5х10 мм, при мощности лазерных пучков 1,15 и 0,115 мВт в присутствии внешнего электрического поля, направленного вдоль оптической оси кристалла. Проанализированы случаи, когда отношение мощности волны накачки и мощности сигнальной волны составляет 1:10 и 10:1. Получены зависимости коэффициентов перекачки энергии γ от напряжения, подаваемого на кристалл, в диапазоне от 0 до 2 кВ при различной поляризации и геометрии взаимодействия лазерных пучков He-Ne лазера на длине волны 633 нм. Установлена связь между приложенным напряжением и коэффициентами γ, которая позволила судить об электрооптических свойствах среды и определить электрооптические коэффициенты r13, r33, r42 и эффективную концентрацию свободных носителей заряда Neff для кристалла SBN, исходя из экспериментально полученных данных, условий и геометрии эксперимента. 1. Одулов С.Г. Лазеры на динамических решетках. Оптические генераторы на четырехволновом смешении. – М.: Наука, 1990, гл. 3. 2. Yen P. Introduction to Photorefractive Nonlinear Optics. – Wiley: New York. 1993, p.24. 3. Петров М.П., Степанов С.И., Хоменко А.В. Фоточувствительные электрооптические среды в голографии и оптической обработке информации. – Л.: Наука, 1983, гл. 2.

56

ОПТИКА – 2005

ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ИК-ГОЛОГРАММ НА ПОВЕРХНОСТИ ПЛЕНОК ДВУОКИСИ ВАНАДИЯ Иванов И.В., Здоровцев Г.Г.*, Окишев К.Н.* Новосибирский государственный университет, Новосибирск, Россия * Дальневосточный государственный университет путей сообщений, Хабаровск, Россия. Проанализирована эффективность динамических поверхности пленок двуокиси ванадия.

ИК-голограмм

на

В работе1 предложено сравнивать различные среды и механизмы записи динамических голограмм, используя универсальный параметр голографической чувствительности по энергии, который для объемных голограмм выглядит как: N E = 2πn2 (ταλ ) −1 [см 2 / Дж ] , (1) 2 2 3 n2 [см / кВт] = (2π / n 0 ) χ [ед.СГСЕ ] – коэффициент кубичной где нелинейности, α - коэффициент поглощения среды, τ - время релаксации отклика, λ – длина волны излучения. Введенный таким образом параметр учитывает тот фактор, что толщина голограммы ограничена поглощением среды. Для объемной голограммы величина данного параметра соответствует плотности энергии записывающего излучения, необходимой для изменения оптической толщины слоя среды на длину волны излучения и прямо характеризует дифракционную эффективность голограммы. Размерность введенной таким образом чувствительности позволяет сравнивать как объемные, так и поверхностные механизмы нелинейности. Для последних голографическая чувствительность по энергии определяется как N E = ∂ρ / ∂W , где ρ(I) – зависящий от интенсивности амплитудный френелевский коэффициент отражения от поверхности, W=Iτ – плотность энергии записывающего излучения. В данной работе указанный параметр использован для определения эффективности динамических голограмм на поверхности пленок двуокиси ванадия в области фазового перехода полупроводник-металл (ФППМ). Увеличение температуры образца под действием падающего излучения приводит, в результате ФППМ, к росту объемной доли металлической фазы, вызывая соответствующее изменение оптических констант среды. В области ФППМ, где преобладает металлическая фаза (объемная доля f ∼ 1), расчет нелинейности на основе полуфеноменологической модели ФППМ можно провести, используя результаты перколяционной теории проводимости, что позволяет вместо исследования микроскопических характеристик пленки (т.е. параметров кристаллитов) воспользоваться экспериментальными данными о макроскопической электропроводности, а также результатами теории протекания. При этом предполагается, что для излучения среднего ИК диапазона оптические свойства (коэффициент френелевского отражения) среды определяются статической электропроводностью σ. Используя закон Хагена-Рубенса, можно получить для параметра N E поверхностной тепловой нелинейности:

(

N E = 4π 2 σ 3 /ν

)

−1 / 2

Lc p ρ (∂σ ∂T ) ,

(2)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

57

где L – толщина подложки, c p и ρ – теплоемкость и плотность материала подложки (для одномерной стационарной тепловой задачи в случае толстой подложки). Согласно 2, электропроводность двухфазной системы σ ( f ) описывается выражением: σ ( f ) = σ м ( f − f c )t , (3) где f c – критический объем металлической фазы, t – критический индекс, где σ м – электропроводность металлической фазы. Формула (3) справедлива при f > fс и выполнении неравенства: (4) σ ( f c ) << σ ( f ) << σ м . Для объемной доли металлической фазы в предположении гауссова распределения температур ФППМ со средним квадратичным отклонением ∆T 2 и математическим ожиданием Т 0 имеем f =

∫ exp[− (T − T ) (∆T ) ]dT .

T

1

(π ∆T ) 2

12

2

2

0

(5)

0

0

Учитывая (3) и (5), получаем t −1 tσ м ( f (T ) − f с ) (6) ∂σ / ∂T ≈ × exp − (T − T0 ) 2 ∆T 2 . 12 2 π ∆T Подстановка (6) в (2) позволяет рассчитать голографическую чувствительность в зависимости от температуры. В окиснованадиевых пленках параметры ФППМ могут изменяться в широких пределах в зависимости от технологических условий получения образцов, толщины пленки, материала подложки и т.д. Численные расчеты показывают, что голографическая чувствительность может достигать 104– 105 см2/Дж, что значительно превышает аналогичные величины для большинства термоиндуцированных нелинейностей и сравнимо с таковыми для резонансных механизмов записи динамических голограмм1.

(

)

[

]

1. В.И. Иванов, Ю.М. Карпец, Вестник ДВО РАН, №1,32-35,(2003). 2. Д. Кейсесент, Д. Псалтис, ТИИЭР, 65, 92-98,(1977).

58

ОПТИКА – 2005

ЗАПИСЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ГОЛОГРАММ В НЕМАТИЧЕСКОМ ЖИДКОМ КРИСТАЛЛЕ, АКТИВИРОВАННОМ КРАСИТЕЛЕМ РОДАМИН 6Ж Бондарчук А.С., Мельникова Е.А. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Экспериментально исследована анизотропия дифракционной эффективности динамических голограмм, формируемых при четырехволновом обращении волнового фронта в ориентированном слое нематического жидкого кристалла, активированного красителем родамин-6Ж. Предложены схемы электрически управляемых дифракционных элементов на основе активированных жидкокристаллических сред. Проявляемый в последнее время интерес к исследованиям активированных жидких кристаллов (ЖК) обусловлен широкими возможностями их использования для создания управляемых ЖК-структур с целью пространственно-временной модуляции лазерного излучения, обработки и отображения оптической информации. В настоящей работе отработана оригинальная технология легирования нематического ЖК красителем и создания ЖК элементов с управляемой ориентацией директора ЖК. Для ориентации молекул ЖК обе подложки были покрыты поливиниловым спиртом, на котором создавался микрорельеф1. Принцип работы ЖК элементов основан на использовании эффекта «гость-хозяин»2 в условиях, когда молекулы красителя изоморфны молекулам ЖК и степень их упорядоченности приближается к упорядоченности ЖК. Внешнее электрическое поле, изменяя ориентацию директора ЖК, также позволяло менять ориентацию дипольного момента резонансного перехода молекул красителя. Экспериментально исследована зависимость оптической толщины среды и дифракционной эффективности записанных в ней голограмм от угла ориентации директора ЖК (дипольного момента молекул красителя) по отношению к поляризации падающего излучения. Запись динамических голограмм осуществлена с использованием второй гармоники лазера на иттрий-алюминиевом гранате при длительности импульса излучения 20 нс. Показано, что изменение ориентации молекул ЖК с перпендикулярной по отношению к вектору поляризации излучения на параллельную приводит к увеличению оптической плотности среды в полтора раза, что позволило реализовать управление дифракционной эффективностью динамических голограмм, записанных в схеме четырехволнового взаимодействия. 1. П. де Жен Физика жидких кристаллов, 87-95, 1977. 2. И.П. Ильчишин, Е.А. Тихонов, М.Т. Шпак, А.А. Дорошкин Письма в ЖЭТФ, 24, № 6, 336-339, 1976.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

59

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДВУХПУЧКОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В КРИСТАЛЛЕ Bi12TiO20: Cu СРЕЗА (100) Колегов А.А., Лапоухов А.С., Егорышева А.В.*, Буримов Н.И. Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия, * Институт общей и неорганической химии РАН им. Н.С. Курнакова, Москва, Россия. Представлены результаты экспериментального исследования двухпучкового взаимодействия света на фоторефрактивных решетках отражательного типа, формируемых лазерным излучением с длиной волны 633 нм в кристалле Bi12TiO20: Cu при различных температурах кристалла. Двухпучковое взаимодействие света на фоторефрактивных решетках отражательного типа в кристаллах титаната висмута характеризуется высокой эффективностью (до 8 см-1) в отсутствие приложенных внешних полей1. Ранее сообщалось2 о сильной зависимости этой эффективности от температуры. Цель настоящей работы состояла в экспериментальном исследовании временных зависимостей экспоненциального коэффициента двухпучкового усиления и фотоиндуцированного изменения поглощения света при взаимодействии световых пучков в кристалле Bi12:TiO20:Ca при различных температурах. Эксперименты проводились на монокристаллическом образце среза (100) толщиной 5.9 мм. Температура кристалла задавалась с помощью элемента Пельтье. Отражательная решетка формировалась картиной интерференции проходящего через образец К линейно поляризованного светового пучка от He-Ne лазера с длиной волны 633 нм и отраженного от выходной грани «сигнального» пучка IS (рис.1).

Рис.1. Схема экспериментальной установки: Л – лазер, П – входной поляризатор, Д – диафрагма, С – полупрозрачное зеркало, Ф – светофильтр, К – кристалл титаната висмута, Ф1,Ф2,Ф3 – фотодиоды, СД – светодиод.

Анализ динамики коэффициента двухпучкового усиления Γ(t ) на формирующейся фоторефрактивной решетке и фотоиндуцированных изменений коэффициента поглощения ∆α (t ) проводился по известной методике1. Стирание

60

ОПТИКА – 2005

решетки для проведения серии экспериментов по её формированию осуществляли с помощью некогерентного излучения светодиода с длиной волны 660 нм. В результате экспериментов установлено, что при температуре 25ºС кинетика роста коэффициента усиления имеет монотонный характер с выходом на стационарный уровень, составляющий 3.1 см-1. При температурах 40ºС (рис. 2) и 60ºС коэффициент усиления достигает максимума в момент времени tm после начала формирования решетки, а затем уменьшается. Характерно, что время tm уменьшается с ростом температуры. Для описания температурной зависимости кинетики коэффициента усиления используется модель, предполагающая формирование решетки поля пространственного заряда за счет электронного и дырочного механизмов переноса зарядов, при условии различий в температурных зависимостях подвижностей электронов и дырок в исследуемом образце.

Рис.2. Кинетика коэффициента усиления при температуре 40ºС

1. Е.Ю. Агеев, С.М. Шандаров, и др. Квантовая электроника, 31, 343,(2001). 2. Ю.Ф.Каргин, В.В. Волков, А.В. Егорышева, Н.И. Буримов, А.Е. Мандель, А.Н. Дубровин, С.М. Шандаров, А.А. Колегов, А.С. Лапоухов. В сб.: Материалы XI Национальной конференции по росту кристаллов, НКРК – 2004, Москва, 14-17 декабря 2004 г., с. 306.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

61

СПЕКТРЫ ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, ПРЕОБРАЗОВАННОГО В НЕЛИНЕЙНО-ОПТИЧЕСКОМ КРИСТАЛЛЕ КТР Дейнекина Н.А., Коростелева И.А. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Выполнены теоретические расчеты спектров преобразованного ИК излучения в нелинейном кристалле КТР. Определена возможность управления спектром, изменяя поляризацию излучения накачки и ИК излучения Для повышения эффективности преобразования излучения по частоте используют фокусирование излучения в нелинейный кристалл. Расчет эффективности преобразования для сфокусированных пучков достаточно сложен и выполнен для частных случаев, например для монохроматического лазерного излучения. В случае широкополосного теплового излучения необходимо учитывать большое число перекрестных векторных и многочастотных взаимодействий. Авторами были исследованы спектральные характеристики преобразованного инфракрасного излучения в кристалле КТР. Особый интерес представляет реализация в кристалле КТР второго типа взаимодействия : о е → е . Это связано с тем, что взаимодействие может быть реализовано двумя способами: оω1еω2 → еω3 и оω2 еω1 → еω3 , где ω1− частота излучения накачки, ω2 − частота ИК излучения, ω3 − частота преобразованного излучения

(ω1 + ω2 = ω3 ) .

Для этого типа взаимодействия установлено, что спектр

преобразованного излучения зависит от типа поляризации излучения накачки и угла между световым вектором и главной плоскостью кристалла. Изменение этого угла приводит к изменению интенсивности преобразованного излучения. Спектр преобразованного излучения симметричен относительно частоты фазового синхронизма для определенного выбранного направления в кристалле. В случае фокусированного излучения в кристалл необходимо учитывать четыре возможных реализации указанного выше взаимодействия. Это обусловлено не только поляризацией излучения накачки и ИК излучения, но и пространственным расположением волновых векторов этих излучений по отношению к преобразованному излучению. Расчеты показали, что данный выбор незначительно влияет на спектр преобразованного излучения.

62

ОПТИКА – 2005

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОННОГО КРИСТАЛЛА С ДЕФЕКТНЫМИ ПОГЛОЩАЮЩИМИ СЛОЯМИ Новицкий Д.В., Власов Р.А., Михневич С.Ю. Институт физики НАН Беларуси, Минск Беларусь. Изучены оптические свойства фотонного кристалла при наличии одного или нескольких слоев из поглощающего материала (J-агрегата). Рассчитана фотонная структура кристалла. Проведен расчет распространения световых импульсов в таких структурах. Изучение оптических свойств фотонных структур стимулировано возможностью использования подобных структур в сверхкомпактных лазерных схемах, устройствах оптической обработки информации и элементах связи. В основном исследования свойств 1D, 2D и 3D – мерных структур проводятся для фотонных кристаллов, состоящих из материалов с положительной и не зависящей от частоты действительной частью диэлектрической проницаемости, что позволяет не учитывать поглощение. Однако, в реальных структурах, поглощение все же присутствует и изменяет структуру фотонных зон 1, вследствие чего результаты теоретических расчетов не совпадают с экспериментальными данными для длин волн ниже ИК диапазона. В настоящей работе было проведено теоретическое исследование распространения импульсов света в одномерном фотонном кристалле с одним или несколькими поглощающими слоями. В качестве параметров поглощающего слоя были выбраны характеристики пленок так называемых J-агрегатов. Такие молекулярные агрегаты представляют собой самоорганизованные квазиодномерные упорядоченные структуры, состоящие из молекул красителя. Оптические свойства J-агрегатов описываются моделью упорядоченных двухуровневых молекул, взаимодействующих между собой, что проявляется в гигантской оптической нелинейности и сверхбыстрых временах релаксации возбужденного состояния J-агрегатов. Для расчета структуры фотонных зон кристалла при наличии поглощающего слоя J-агрегата был использован известный метод матриц перехода. Показано, что введение дефекта само по себе несколько сдвигает положение зон пропускания, а поглощение приводит к значительному сглаживанию спектральной характеристики. Для расчета прохождения импульсов в фотонном кристалле была использована разностная схема численного моделирования Лакса-Вендроффа для системы уравнений Максвелла. Показано, что введение даже одного поглощающего дефекта действительно приводит к сглаживанию характерного для фотонных кристаллов спектра. В целом слой J-агрегатов в фотонном кристалле значительно уменьшает селекцию излучения по частотам. Таким образом, полученные результаты свидетельствуют, что основной вклад в формирование излучения, проходящего сквозь фотонный кристалл или отражающегося от него, вносит поглощение пленок J-агрегатов. Это приводит к изменению спектрального состава и формы импульсов. Влияние же высоких нелинейно-оптических коэффициентов пленок J-агрегатов нивелируется сильным поглощением. 1. M.M. Sigalas, C.M. Soukolis, C.T. Chan, K.M. Ho, Phys. Rev.B, 49, 11080, (1994).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

63

PREPARATION, CHARACTERIZATION AND INVESTIGATION OF NONLINEAR-OPTICAL PROPERTIES OF SEMICONDUCTOR COLLOIDAL SOLUTIONS Ryasnyanskiy A. I. Samarkand State University, Samarkand, Uzbekistan. The influence of temporal, spectral, and energy parameters of laser radiation on optical and nonlinear optical properties of solutions of CdS and As2S3 nanoparticles prepared by laser ablation in liquids was investigated. Amorphous chalcogenides have attracted interest due to their potential applications in information processing, optical switching in infrared range, wave conjugation, polarization holography, and optical imaging. On the other hand colloidal nanostructures of semiconductors are of special interest due to their fast response and high values of optical nonlinearities. The purpose of this paper was the preparation, characterization and investigation of solutions of semiconductor nanoparticles. The Q-switched Nd:YAG laser was used for the preparation of semiconductor solutions in different liquids. Laser output characteristics were as follows: wavelength λ = 1064 nm, pulse duration τ= 20 ns, pulse energy E = 15 mJ, 10 Hz pulse repetition rate. The bulk chalcogenide glass As2S3 and crystalline CdS were contained in a 5 cm thick quartz cell filled with distilled water or organic solvents (toluene, xylol, or ethanol). Laser radiation was focused by a 8-cm focal length lens on the surface of bulk semiconductors. The radiation fluence on the surface of ablated semiconductor was measured to be 30 J cm2 . Semiconductor nanoparticles were sputtered in a liquid medium for a period of 15 min. The volume ratio of semiconductor nanoparticles in solution was measured to be (3–5) · 10-5. The TEM studies have shown that the shape of nanoparticles was almost spherical. The radius (R) of CdS nanoparticles was measured to be in the range of 1.25–3 nm, and the mean radius of nanoparticles was equal to 2 nm. The size distribution of As2S3 nanoparticles was broader (R = 2–6 nm) as compared to CdS nanoparticles with mean size of R = 4.5 nm. The investigation of nonlinear optical characteristics of semiconductor nanoparticles solutions was carried out at the wavelengths of 1064 and 532 nm of picosecond and nanosecond radiation using the Z-scan technique. The analysis of the influence of ablation parameters on optical, structural, and nonlinear optical properties of colloidal solutions of semiconductor nanoparticles is presented. The blue shift of the absorption spectra of As2S3 and CdS nanoparticles was observed and it was due to quantum size effect. It was shown that the basic mechanism of nonlinear refraction of the aqueous solutions of As2S3 and CdS nanoparticles is a Kerr effect in the field of picosecond pulses, whereas the thermal effect is responsible for nonlinear refraction in semiconductor nanoparticles containing solutions in the field of nanosecond pulses.

64

ОПТИКА – 2005

АССОЦИАТИВНАЯ ОПТИЧЕСКАЯ ПАМЯТЬ НА ОСНОВЕ ЭФФЕКТА «ЗАПИРАНИЯ» СИГНАЛОВ ФОТОННОГО ЭХА Хакимзянова Г.И., Нефедьев Л.А. Казанский государственный педагогический университет, Казань, Россия Исследована эффективность подавления генерации отклика фотонного эха в зависимости от взаимной пространственной ориентации градиентов внешних неоднородных электрических полей, воздействующих на резонансную среду. Обсуждается возможность создания ассоциативной памяти, где ассоциативным ключом является взаимная ориентация градиентов внешних электрических полей. В настоящее время уделяется большое внимание разработке оптических запоминающих устройств (ОЗУ) на основе долгоживущего фотонного эха (ДФЭ)1. Наиболее эффективной является запись информации в режиме аккумулированного ДФЭ (АДФЭ)2-5. В режиме АДФЭ возможно «запирание» информации, записанной n-ой возбуждающей парой импульсов, путём включения во время её действия внешнего неоднородного электрического поля6,7. Этот эффект может быть исследован при создании ассоциативной оптической памяти. Результаты полученной угловой зависимости при квадратичном эффекте Штарка равном 3 Кгц/Всм-1 при значении величины напряженности свыше 50 В/см показывают, что происходит «запирание» информации от n-ого канала в отклике АДФЭ уже при углах между векторами направлений градиентов менее 20, причём с увеличением напряженности это значение уменьшается. Следовательно, возможно создание более 10000 независимых каналов записи и воспроизведения информации, ассоциативным ключом доступа к которым является значение угла между векторами направлений градиентов. 1. Калачёв А.А., Самарцев В.В., Когерентные явления в оптике. Казань, КГУ, 280, (2003). 2. Schenzle A., Wong N.C., Brewer R.G., Cumulative two-pulse photon echo., Phys.Rev.A., 30, №4, 1866-1872, (1984). 3. Zuikov V.A., Samartsev V.V., Stelmakh M.F., et al. Accumulated long-lived photon echo in LaF3: Pr3+ crystal, Lazer Physics,1, №6, 678-688, (1991). 4. Kalachev A.A., Zuikov V.A., Samartsev V.V. and Nefed’ev L.A. Optimal reading regime in the optical memory based on the long-lived photon echo, Оptical Memory and Neural Networks, 4, №4, 271-276, (1995). 5. Kalachev A.A., Samartsev V.V., The peculiarities of accumulated long-lived photon echo in van Fleck paramagnetics, Lazer Physics, 6, №4, 735-738, (1996). 6. Калачёв А.А., Нефедьев Л.А., Зуйков В.А., Самарцев В.В., «Запирание» долгоживущего фотонного эха в присутствии неоднородного электрического поля, Опт. и спектр, 84, №5, 811-815, (1998). 7. Нефедьев Л.А., Хакимзянова Г.И., Корреляция неоднородного уширения и эффективность запирания информации в оптических эхо-процессорах. Опт. и спектр, 98, №1, 39-43, (2005).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

65

ГЕНЕРАЦИЯ ОПТИЧЕСКИХ ГАРМОНИК ЦИЛИНДРИЧЕСКИ СФОКУСИРОВАННЫМ ПУЧКОМ ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ НАРУШЕНЫХ УСЛОВИЯХ ФАЗОВОГО СИНХРОНИЗМА Сенин П.В., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Рассмотрена генерация второй оптической гармоники в кристаллах с цилиндрически сфокусированными пучками излучения при нарушенных условиях фазового синхронизма. Фокусирование пучков лазерного излучения в нелинейных оптических кристаллах приводит к значительному увеличению эффективности преобразования в оптические гармоники. Работы по оптической фокусировке излучения в нелинейных оптических кристаллах в настоящее время стали классическими. Проводились исследования при фокусировке в нелинейный кристалл при нарушенных условиях фазового синхронизма (вне синхронизма). Показано, что в этом случае угловое распределение второй оптической гармоники в значительной степени определяется наличием оптических аберраций, в основном сферических. То есть генерация оптических гармоник вне синхронизма достаточно хороший метод обнаружения и исследования сферических аберраций оптических систем. Ниже приведены результаты исследования генерации второй оптической гармоники вне синхронизма в кристаллических пластинках, изготовленных из кристалла КДР при фокусировке цилиндрическими линзами. Использовано излучение рубинового лазера (λ=0,6949 мкм). За нелинейным кристаллом на экране в угловом излучении второй оптической гармоники наблюдается периодическая структура. При увеличении расходимости первоначального лазерного пучка наклон линий в периодической структуре второй гармоники увеличивается. Наличие же аберраций (например, сферических) фокусирующей цилиндрической линзы приводит, наоборот, к некоторому упрощению углового спектра второй гармоники. Фотографирование углового спектра второй оптической гармоники проводилось за одну вспышку лазерного излучения. Данный метод достаточно прост и удобен для оценки аберраций систем, имеющих цилиндрическую оптику.

66

ОПТИКА – 2005

О ВОЗМОЖНОСТИ УПРАВЛЕНИЯ СЛОЖНОЙ ДИНАМИКОЙ В МОДЕЛИ ДВУХКОНТУРНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Лячин А.В., Измайлов И.В. Томский государственный университет, Томск, Россия Моделируются процессы в кольцевом интерферометре, содержащем среду с керровской нелинейностью и два контура обратной связи со временами запаздывания τ1 и τ2. Установлено, что выбором отношения τ1 / τ2 можно управлять характером динамики. В последнее время кольцевые интерферометры исследуются в плане разработки принципов и реализации устройств конфиденциальной связи оптического диапазона1. Представляет интерес исследовать в этом контексте возможности двухконтурного варианта интерферометра. Автокорреляционный анализ амплитуды поля на выходе интерферометра позволяет не только вскрывать времена запаздывания в контурах обратной связи (КОС), но и диагностировать характер сложной динамики и зависимость динамики от параметров системы.

Рис. 1

Исследуется интерферометр, образованный шестью зеркалами M1–M6 и содержащий нелинейную среду NL, два КОС, в которых размещены линейные элементы G1, G2, производящие крупномасштабное пространственное преобразование поля, например, поворот на угол в поперечной j=2πMj/m плоскости лазерного пучка, где Mj и m – целые, j=1, 2. Оптическая схема изображена на рис. 1.

В пренебрежении дифракцией поля и диффузией поляризованных молекул в NL точечная модель2 динамики нелинейного фазового набега Ui с учётом многих проходов оптического поля в контуре обратной связи имеет вид 2 2 2 0,5 n i∂Ui(t)/∂t = − Ui(t) + K n2 i ai(t) /(1−R1), ai(t)=(Ac +As ) , φi=arg(Ac, As), Ac = (1−R1)1/2aвх i(t)cos[φвх i(t)] + + 0,5 1 i−M1(t)ai−M1(t− 1)cos[φi−M1(t− 1)−ωτ1] + 0,5 2 i−M2(t)ai−M2(t− 2)cos[φi−M2(t− 2)−ωτ2], As = (1−R1)1/2aвх i(t)sin[φвх i(t)] + + 0,5 1 i−M1(t)ai−M1(t− 1)sin[φi−M1(t− 1)−ωτ1] + 0,5 2 i−M2(t)ai−M2(t− 2)sin[φi−M2(t− 2)−ωτ2], где n – время релаксации нелинейной части показателя преломления NL, 1 1 i−M1(t)=te1 i−M1(t) + Ui−M1(t−te1 i−M1(t))/ω, 2 2 2 i−M2(t)=te2 i−M2(t) + Ui−M2(t−te2 i−M2(t))/ω, K ≡ an 0,5 n2 max{r}lk (1−R1) (aвх max{r,t}) – коэффициент нелинейности, aвх max{r,t} − максимальное значение амплитуды входного поля, n2 max{r} − максимальное значение параметра нелинейной рефракции, a, aвх и n2(r) нормированные к aвх max{r,t} и к n2 max{r} величины амплитуд и параметра нелинейной рефракции, R1 – коэффициент отражения зеркала M1, 1(r1',t) и 2(r2',t) – характеристики потерь контуров, φвх и φi – фаза поля на входе интерферометра и нелинейной среды, ω – круговая частота.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

67

Как видно из семейства автокоррелограмм на рис. 2, отличие в величинах времён запаздывания поля в КОС заметно влияет на характер динамики процессов в двухконтурном интерферометре. Случай τ1=τ2=4 соответствует одноконтурной конструкции и хаотическому режиму (при K=10). С ростом τ2 до 8 в интерферометре происходит переход к квазипериодическому режиму. Очевидно, что теперь интерферометр является в полном смысле двухконтурным устройством. Тем не менее, само по себе отношение τ2/τ1=2 не является однозначно определяющим тип нелинейной динамики. Так, при τ1=4, τ2=8 и τ1=1, τ2=2 – несмотря на неизменность отношения τ2/τ1=2 – в модели имеет место квазипериодический и хаотический режимы соответственно. Таким образом, проведенные вычислительные эксперименты демонстрируют возможность управления динамикой в интерферометре благодаря изменению времен запаздывания в его контурах.

Рис. 2. Коэффициент автокорреляции амплитуды a поля на выходе интерферометра при отсутствии поворота поля (∆i=0), различных значениях τ1 и τ2 для γ12=γ22=0,125

Работа поддержана грантом ФАО Минобрнауки (Программа: «Развитие научного потенциала высшей школы», Раздел 3.3), регистрационный № 60321. 1. G.D. VanWriggeren, R. Roy, Intern. J. of Bifurcation and Chaos, 9, № 11, 21292156, (1999). 2. М.Е. Назаров, И.В. Измайлов, Б.Н. Пойзнер, Проблемы информационной безопасности государства, общества и личности. Томск. Изд-во ИОА СО РАН, 34-36, (2005).

68

ОПТИКА – 2005

ОСОБЕННОСТИ БИФУРКАЦИОННОГО ПОВЕДЕНИЯ НЕЛИНЕЙНОГО ФАЗОВОГО НАБЕГА В МОДЕЛИ ДВУХКОНТУРНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Измайлов И.В., Лячин А.В., Магазинников А.Л.* Томский государственный университет, Томск, Россия, * Томский государственный университет систем управления и радиоэлектроники, Томск, Россия. Моделируются процессы в нелинейном кольцевом интерферометре с двумя контурами обратной связи, в которых поле повёрнуто в поперечной плоскости лазерного пучка на углы 90° и 180°. Установлено, что наличие второго контура существенно изменяет бифуркационную диаграмму. В контексте разработки принципов и реализации устройств конфиденциальной связи оптического диапазона представляет интерес исследовать возможности двухконтурного варианта кольцевого интерферометра1. Цель работы – построение бифуркационных диаграмм для модели двухконтурного нелинейного кольцевого интерферометра (ДНКИ), позволяющих выяснить возможности и условия наступления требуемых режимов функционирования ДНКИ.

Рис. 1. Схема двухконтурного нелинейного кольцевого интерферометра

Интерферометр содержит шесть зеркал M1–M6 и нелинейную среду NL керровского типа, два контура обратной связи (КОС), в которых размещены линейные элементы G1, G2, производящие крупномасштабное пространственное преобразование поля, например, поворот на угол в поперечной плоскости лазерного пучка. Оптическая схема изображена на рис. 1, где Ein и Eout – входное и выходное световое поле.

В предположении, что в контурах обратной связи элементы G1, G2 поворачивают световое поле на углы 1 90° и 2  0°, соответственно, в пренебрежении дифракцией поля и диффузией поляризованных молекул в среде NL точечная модель динамики нелинейного фазового набега U поля имеет вид n ∂U1(t)/∂t + U1 = K [1+γ12 cos(U4+φ0)+γ13 cos(U3+φ0)+γ23 cos(U4−U3+φ0)], n ∂U2(t)/∂t + U2 = K [1+γ12 cos(U1+φ0)+γ13 cos(U4+φ0)+γ23 cos(U4−U1+φ0)], n ∂U3(t)/∂t + U3 = K [1+γ12 cos(U2+φ0)+γ13 cos(U1+φ0)+γ23 cos(U2−U1+φ0)], n ∂U4(t)/∂t + U4 = K [1+γ12 cos(U3+φ0)+γ13 cos(U2+φ0)+γ23 cos(U3−U2+φ0)], где n – время релаксации нелинейной части показателя преломления NL; 2 K – коэффициент нелинейности; и – 12=γ R, 13=γ (1−R) 23=γ R(1−R)/2 характеристики потерь в контурах; γ=2Rexp(−αl/2) − коэффициент потерь излучения за проход через НКИ; R – коэффициент отражения зеркал M1 - M4 (предполагается, что зеркала M1 - M4 полупрозрачные, с одинаковым коэффициентом отражения, а зеркала M5, M6 – полностью отражающие); α − бугеровский коэффициент поглощения в нелинейной среде; φ0 − линейная часть фазового набега в NL. Проводя анализ устойчивости решений системы уравнений относительно Ui, составляющих модель динамики нелинейного фазового набега Ui, можно построить

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

69

бифуркационные диаграммы на плоскости: коэффициент нелинейности K – нелинейный фазовый набег Ui (рис. 2). На диаграммах толстые линии обозначают устойчивые (в линейном приближении) решения, тонкие линии – неустойчивые решения. Диаграммы на рис. 2, а и 2, б построены для одноконтурного интерферометра с поворотами поля в КОС, соответственно, на  180° и 2 90°. Из сравнения структуры диаграмм видно, что наличие второго контура в интерферометре приводит к следующим особенностям на рис. 2, в: 1) отсутствует бистабильность при K∈[2,0; 5,1], что следует из противоречия условий бистабильности для одноконтурных систем при углах поворота  180° и 2 90°; 2) существенно изменяется конфигурация устойчивых и неустойчивых ветвей. В отличие от одноконтурной системы с поворотом на 90°, возникают устойчивые области при K > 11 ; 3) положение ветвей, соответствующих одинаковым значениям фазовых набегов Ui, остаётся неизменным – это вытекает из модели и служит верификационным примером.

а б в Рис. 2. Бифуркационные диаграммы для γ = 0,5 (а, б, в): (а, б) − для одноконтурного интерферометра; (в) − для двухконтурного варианта

Работа поддержана грантом ФАО Минобрнауки (Программа: «Развитие научного потенциала высшей школы», Раздел 3.3), регистрационный № 60321. 1. G.D. VanWriggeren, R. Roy, Intern. J. of Bifurcation and Chaos, 9, № 11, 21292156, (1999).

70

ОПТИКА – 2005

АДАПТИВНЫЙ ИНТЕРФЕРОМЕТР НА ОСНОВЕ АНИЗОТРОПНОЙ ДИФРАКЦИИ НА ФОТОРЕФРАКТИВНОЙ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ ГОЛОГРАММЕ Ромашко Р.В., Кульчин Ю.Н., Камшилин А.А.* Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, Владивосток, Россия, *Университет г. Куопио, Финляндия. Представлено исследование векторного взаимодействия когерентных световых волн в фоторефрактивном кристалле на диффузионной голограмме отражательного типа. Показано, что в условиях анизотропной дифракции световых волн с различным типом поляризации возможно достижение линейного режима фазовой демодуляции. Разработка оптических методов регистрации малых смещений поверхности (вызванных, напр., ультразвуком), а также деформаций реальных объектов является важным направлением в области создания бесконтактных систем неразрушающего контроля качества материалов. Двухволновое смешение на динамических голограммах, сформированных в фоторефрактивном кристалле (ФРК), является одним из наиболее простых и эффективных методов демодуляции фазовых сдвигов спекловой волны, отраженной от шероховатой поверхности или полученной на выходе многомодового волоконного световода. Для достижения линейного режима демодуляции фазы в фоторефрактивных кристаллах были предложены различные оптические схемы1-3. Однако сильное электрическое поле, прикладываемое к ФРК в предложенных методиках, делает измерительную систему сложной, дорогой и энергоемкой. Более того, существует ряд приложений, в которых применение высоких напряжений недопустимо. В настоящей работе представлен адаптивный интерферометр на основе динамической отражательной голограммы, сформированной в фоторефрактивном кристалле без приложения внешнего электрического поля, работающий в линейном режиме фазовой демодуляции.

Рис. 1. Геометрия волнового смешения.

Рис. 2. Поляризационная зависимость амплитуды модуляции интенсивности сигнальной волны.

Голографическая решетка формируется в кристалле титаната висмута среза (100) двумя когерентными волнами, которые распространяются в вдоль оси [001] друг на встрече другу (рис.1). Волновой вектор такой решетки также направлен вдоль оси [001]. Теоретически показано, что дифракция световых волн на голографической решетке, сформированной в рассматриваемой геометрии носит анизотропный характер, т.е. дифракция световых волн сопровождается поворотом их плоскости поляризации на 90º. В этом случае становится возможным достижение

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

71

линейного режима преобразования модуляции фазы сигнальной волны в изменение интенсивности даже в случае диффузионной записи. Необходимым условием этого является смешение двух волн с различным типом поляризации: одна волна должна иметь линейную поляризации, другая – эллиптическую. Линейная демодуляция достигается за счет того, что внутренняя разность фаз в π/2 между ортогональными компонентами (x и y) эллиптически поляризованной волны переносится в интерференцию прошедшей сигнальной и дифрагировавшей опорной волн. Теоретический анализ позволил найти оптимальный набор параметров взаимодействующих волн, при которых достигается максимальная чувствительность интерферометра для кристалла Bi12TiO20 на длине волны λ=633 нм (см. Таблицу 1). Эллиптичность

θ

1

123°

Длина кристалла 15 мм

Таблица 1 Соотношение интенсивностей опорной и сигнальной волн IR/IS 1

Эксперименты по демодуляции фазы сигнальной волны были выполнены с кристаллом Bi12TiO20 среза (100) толщиной 8 мм. Две когерентных волны (λ=633nm) с интенсивностями 60 мВт/см2 (для опорной) и 33 мВт/см2 (для сигнальной) пересекаются в кристалле под углом ≈ 170º. С помощью четверть-волновой пластинки состояние поляризации сигнальной волны из линейного преобразовывалось в эллиптическое. Фаза сигнальной волны модулировалась на частоте 2.5 кГц при помощи зеркала, прикрепленного к пьезокерамическому модулятору. Экспериментально полученная зависимость амплитуды модуляции интенсивности сигнальной волны от угла θ между плоскостью поляризации опорной волны и осью [100] в сравнении с теоретически рассчитанной представлена на рис.2. Работа выполнена при частичной финансовой поддержке РФФИ (грант № 0502-16589-а) и гранта Президента Российской Федерации для поддержки молодых российских ученых (грант № МК-3865.2004.2). 1. P. Delaye, A. Blouin, D. Drolet, L.-A. de Montmorillon, G. Roosen, J.-P. Monchalin. JOSA B, 14, 1723-1734, (1997). 2. A.A. Kamshilin, K. Paivasaari, M. Klein, B. Pouet. Appl. Phys. Lett., 77, 40984100, (2000). 3. A.A. Kamshilin, A.I. Grachev. Appl. Phys. Lett., 81, 2923-2925, (2002).

72

ОПТИКА – 2005

МОДУЛЯЦИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В МОДЕЛИ НЕАВТОНОМНОГО НЕЛИНЕЙНОГО КОЛЬЦЕВОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Денисов П.Е., Измайлов И.В. Томский государственный университет, Томск, Россия. Предложена модификация модели процессов в нелинейном кольцевом интерферометре (НКИ), учитывающая влияние внешней СВЧ модуляции. Построены бифуркационные диаграммы (БД), фазовый портрет, временная реализация демонстрирующие принципы модуляции с помощью НКИ. Задача эффективного управления лазерным излучением в устройствах оптоинформатики продолжает оставаться актуальной. Новым аспектом является подход к модулятору как к нелинейной динамической системе (НДС), способной обеспечить высокую управляемость динамическим режимом, получая регулярные либо хаотические сигналы. Такой подход открывает широкие возможности разработки новых типов модуляторов и генераторов хаотических электромагнитных полей. Одним из подобных устройств является (НКИ), являющийся пассивной НДС. Схема неавтономного НКИ (т.е. испытывающего воздействие информационного сигнала на – исходно изотропную – нелинейную среду (НС)) представлена на рис. 1.

Рис. 1. Схема модулятора света на основе НКИ

Здесь Eвх и Eвых – амплитуды поля на входе и выходе НКИ; в НС протяженностью L имеет место эффект Керра; G – элемент, который осуществляет крупномасштабные преобразования светового поля (растяжение , сдвиг, поворот); Usvch – источник внешнего модулирующего СВЧ сигнала с амплитудой Esvch; M1, M2, M3, М4 – зеркала (M1 и M2 – полупрозрачные, с коэффициентом отражения по интенсивности R). Для M3 и M4 коэффициент R = 1. Модель динамики нелинейного фазового набега U(r, t) в НС (в приближении медленно меняющихся за период T = 2π/ω амплитуд a и b, фаз ϕ(r,t), положения плоскости поляризации ψ(r,t) входных полей, времени запаздывания te поля в НКИ, медленной релаксации нелинейной части показателя преломления) имеет вид: ∂U (r , t ) τ n (r ) = f (r , t ) − U (r , t ) + D e (r ) ∆ U (r , t ) , ∂t ⎡ γ (r', t ) ⎤ 2 2 2 f (r, t ) = n2 (r ) Lk[anL (r, t ) + bnL (r, t ) + Esvch (r, t )] = K ab (r, t , r ) + pK ab (r ' , t − τ, r ) + ⎢ × ⎣ σ ⎥⎦ × {K a (r, t , r', t − τ) cos[(1 + q)ωτ + ϕ(r, t ) − ϕ(r', t − τ) + ψ(r, t ) − ψ(r', t − τ)] + + K b (r, t , r', t − τ) cos[(1 − q)ωτ + ϕ(r, t ) − ϕ(r', t − τ) − ψ(r, t ) + ψ(r', t − τ)]} + K svch (r, t ). Здесь τn – время релаксации нелинейной части показателя преломления; (r',t) = te(r’,t) + U(r’,t − te(r',t))/ω; De – нормированный к радиусу светового

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

73

пучка коэффициент диффузии; n2 – коэффициент нелинейной рефракции НС; k – волновое число; anL, bnL, – амплитуды составляющих светового поля на входе НС; q – параметр бихроматичности светового поля; p = 0 в приближении больших потерь и p=[ (r',t)/ /2]2 в приближении одного прохода, (r',t) – удвоенный коэффициент потерь оптического поля (по амплитуде) за обход НКИ; и «парциальные» Kab(r,t,rn) и Ka(r,t,r',t − ), Kb(r,t,r',t − ) – «смешанный» параметры нелинейности, Ksvch(r,t) – параметр, учитывающий воздействие СВЧ поля на НС. Построенная модель обладает высокой степенью общности, в частности, позволяет решать задачи модуляции с использованием режима динамического хаоса. Моделирование поведения U(r,t) показывает, что многообразие форм БД, зависящих от параметров модели, позволяет получить различные виды модулированных колебаний, например, показанных на рис. 2.

а

б

в

г Рис. 2. БД на плоскости U–K (а) и U–ωte (б), фазовый портрет (в) временная реализация модулированных колебаний (д) при q = 0, b = 0, te = τn, Ksvch(r,t) = 6 + 2cos (2πt / (50τn))

Работа выполнена при поддержке гранта Минобрнауки РФ, ФА по образованию (Программа «Развитие научного потенциала высшей школы», Разд. 3.3.), рег. № 60321, 2004 г.

74

ОПТИКА – 2005

ЭНТРОПИЯ ФОН-НЕЙМАНА И АЛГОРИТМИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ИНФОРМАЦИИ ПРИ ОПИСАНИИ ИНФОРМАЦИОННЫХ ПРОЦЕССОВ В ЭХО-ГОЛОГРАФИИ Нефедьев Л.А., Русанова И.А. Казанский Государственный Педагогический университет, Казань, Россия. Структура энтропии фон Неймана при описании оптического когерентного переходного процесса показывает малую чувствительность при наличии когерентности в системе, в отличии от К-сложности в приложении алгоритмической теории информации к описанию квантовых информационных процессов. Исследована эффективность преобразования и обработки квантовой информации от времен релаксаций системы и характеристик воздействующих лазерных объектных импульсов. В последние годы уделяется большое внимание разработке оптических запоминающих устройств (ОЗУ) и оптических эхо-процессоров. Это требует изучения физических принципов их функционирования, т.е. оптимизацию методов записи, хранения и считывания информации. Для исследования информационных процессов в двухуровневых резонансных средах с фазовой памятью использован теоретико-информационный метод исследования квантовых информационных процессов с соответствующими идеями алгоритмической теории информации Колмогорова и энтропии фон Неймана. При воздействии объектных лазерных импульсов на среду, информация, заложенная в них, преобразуется в структурную информацию, носителем которой являются переходные динамические решетки, описываемые матрицей плотности ρ . Сопоставив такой матрице взвешенный граф, меру структурной квантовой информации по Колмогорову определим мерой неопределенности структуры такого графа. Используя полученные решения для матрицы плотности, определим количество структурной информации J q (ω ' , Ω') , приходящуюся на отдельную изохромату

неоднородноуширенной ∞

двухуровневых атомов как J q =

линии

резонансного

∞

∫ g (ω ')dω ' ∫ g (Ω')J (ω ' , Ω')dΩ' , 1

−∞

2

q

перехода

системы

где g1 (ω ') -функция

−∞

распределения по частотам фурье-спектра объектного импульса, g 2 (Ω') -функция распределения по частотам неоднородноуширенной линии резонансного перехода. Найдено выражение для энтропии фон Неймана S(ρ ) = −Tr (ρ log 2 ρ) для двухуровневой системы, описываемой матрицей плотности ρ . Для расчета log 2 ρ применим методы вычислений функций от матриц. В рассматриваемом случае

log 2 ρ = log 2 (λ1 )Z (1) + log 2 (λ 2 )Z (2 ) , где λ1 и λ 2 являются корнями секулярного λ − ρ11 ρ12 = 0 , а матрицы Z (1) и Z (2 ) находятся из уравнения λI − ρ = − ρ 21 λ − ρ 22

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

75

⎧⎪ I = Z (1) + Z (2 ) системы уравнений ⎨ , где I -единичная матрица. Для энтропии ⎪⎩ρ = λ1Z (1) + λ 2 Z (2 ) фон Неймана получим выражение ⎡ λ 1 2 S(ρ) = −Tr (ρ log 2 ρ ) = 2 ρ12 log 2 2 + ⎢ λ1 (ρ11 − ρ 22 )2 + 4 ρ12 ⎣ 1 ⎛ 2⎞ + ρ11 ⎜ ρ 22 − ρ11 − (ρ11 − ρ 22 )2 + 4 ρ12 ⎟ log 2 λ1 − 2 ⎝ ⎠ 1 ⎛ 2⎞ − ρ11 ⎜ ρ 22 − ρ11 + (ρ11 − ρ 22 )2 + 4 ρ12 ⎟ log 2 λ 2 + 2 ⎝ ⎠ 1 ⎛ 2⎞ + ρ 22 ⎜ ρ 22 − ρ11 − (ρ11 − ρ 22 )2 + 4 ρ12 ⎟ log 2 λ1 − 2 ⎝ ⎠ 1 ⎛ 2⎞ - ρ 22 ⎜ ρ 22 −ρ11 + (ρ11 − ρ 22 )2 + 4 ρ12 ⎟ log 2 λ 2 ] . 2 ⎝ ⎠ При отсутствии в системе когерентности следует lim S(ρ) → −ρ11 log 2 ρ11 − ρ 22 log 2 ρ 22 . Так как ρ11 ≤ 1 и ρ 22 ≤ 1 , то S(ρ) ≥ 0 . В ρ12 2 → ∞

случае чистого состояния (например ρ11 → 1 , ρ 22 → 0 ) S(ρ ) → 0 . Описание оптического когерентного переходного процесса ρ 21 > 0 , приводит к отрицательным значениям λ 2 . Тогда log 2 λ 2 существует только в комплексной области и информация, измеряемая энтропией фон Неймана S(ρ) , становится виртуальной. Назовем единицы измерения квантовой информации в этом случае виртуальными е-битами. Поэтому энтропия фон Неймана, описывающая квантовую информацию системы будет иметь вид S(ρ) = (Re S(ρ))2 + (Im S(ρ ))2 . Полученная структура энтропии фон Неймана показывает, что она не может быть хорошей мерой квантовой информации в случае наличия когерентности в системе. Она мало чувствительна к изменению недиагональной части матрицы плотности, в которой заложена информация о квантовых фазах. Более подходящей мерой квантовой информации при наличии когерентности в системе может служить К-сложность и приложения алгоритмической теории информации к описанию квантовых информационных процессов. Исследована эффективность преобразования и обработки квантовой информации от времен релаксаций системы и характеристик воздействующих лазерных объектных импульсов. 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7. 8. 9.

Л.А.Нефедьев, В.В.Самарцев, ЖПС. 47 № 4 (1987) 640. Л.А.Нефедьев, Опт. и спектр. 80 № 1 (1996) 141. С.Я.Килин, УФН. 169 № 5 (1999) 507. А.Н.Колмогоров, Алгоритм, информация, сложность, М.: Знание (1991). C.E.Shannon, W.Weaver, The Mathematical Theory of Communication, University of Illinois Press (1949). 6. N.J.Cerf, C.Adami, Phys.Rev.Lett. 79 № 26 (1 997) 5194. L.A.Nefed’ev, I.A.Rusanova, Opt.Spektrosk., 90, (2001) 1001 L.A.Nefed’ev, I.A.Rusanova, Laser Physics, vol.12, 3, 1 (2001).

76

ОПТИКА – 2005

МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОДОЛЖИТЕЛЬНЫХ ПО ВРЕМЕНИ РЯДОВ НАБЛЮДЕНИЙ ХАРАКТЕРИСТИК ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, РАСПРОСТРАНЯЮЩЕГОСЯ В НЕЛИНЕЙНОЙ ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ Филимонов Г.А., Колосов В.В. Институт оптики атмосферы СО РАН, Томск, Россия. На основе алгоритма построения случайных экранов неограниченной протяженности выполнено численное моделирование продолжительных рядов наблюдений характеристик оптического излучения, распространяющегося в нелинейной турбулентной атмосфере. Исследования проблем, возникающих при распространении лазерного излучения в турбулентной атмосфере, получили свое развитие еще в 70х годах прошлого века. К этому времени относятся основные теоретические результаты по выявлению основных эффектов и закономерностей в этой области. В настоящее время интерес исследователей прикован к средствам компьютерного моделирования. Прежде всего, это связано с работой ведущих научно-производственных организаций мирового сообщества по построению различных лазерных систем, работающих в условиях реальной атмосферы. Построение каждой системы такого уровня связано с обязательными тестовыми испытаниями как системы в целом, так и ее составных частей. Объем проводимых натурных экспериментов желательно минимизировать, так как затраты на построение одного варианта системы могут достигать сотен тысяч долларов. Именно поэтому методы компьютерного моделирования становятся все более популярными. Благодаря сравнительно невысокой стоимости их реализации, возможности оперативного внесения изменений и отработки большого числа вариантов, а также другим преимуществам, развитию данных методов уделяется все большее внимание. При моделировании работы многих реальных лазерных систем обязательным требованием является выполнение расчетов для достаточно продолжительного времени их работы. Это время может быть настолько велико, что возникает необходимость учета перемещения неоднородностей турбулентной и нелинейной атмосферы ветром на расстояния, существенно превышающие поперечные размеры пучка. Моделью турбулентных неоднородностей во всех существующих на сегодняшний день методах моделирования является один или несколько случайных турбулентных экранов. На сегодняшний день опубликованы методы формирования экранов ограниченной протяженности (порядка 2-20 радиусов пучка), но они непригодны для современных задач, где требуются экраны размерами 100 000 радиусов пучка и более. Признанного метода построения экранов произвольной протяженности на данный момент не существует В настоящей работе с помощью оригинального подхода к формированию случайных экранов устранена проблема пространственной периодичности, возникающая при моделировании продолжительных рядов наблюдений характеристик оптического излучения. Представлены результаты расчетов эффективного радиуса пучка, координат центра тяжести пучка, интенсивности на оси, а также динамики этих характеристик

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

77

на наклонных трассах протяженностью до 10 км. Проведен статистический анализ флуктуаций исследуемых величин. Работа выполнена в рамках молодежного проекта ИОА «Разработка алгоритма и создание программного кода для построения случайных турбулентных экранов неограниченной протяженности».

78

ОПТИКА – 2005

УЧЕТ ДИФРАКЦИИ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ПУЧКОВ ПРИ ВКР ВРЕМЕННОЙ КОМПРЕССИИ Ермолаева Е.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. На основе результатов численного моделирования проанализировано влияние дифракции взаимодействующих пучков на процесс компрессии импульсов при ВКР. Обратные вынужденные рассеяния – вынужденное рассеяние Мандельштама – Бриллюэна (ВРМБ), вынужденное комбинационное рассеяние (ВКР) – широко используются для временной компрессии нано- и пикосекундных лазерных импульсов. Но данные методы компресссии неприменимы для импульсов фемтосекундной длительности вследствие малого инкремента рассеяния назад. Для временной компрессии сверхкоротких импульсов возможно использование метода попутного ВКР – одного из наиболее эффективных методов генерации, усиления и компрессии сверхкоротких импульсов. Процесс компрессии плоских пучков при попутном ВКР был исследован нами ранее1. Расчеты проводились для трех режимов ВКР генерации-усиления: ниже порога собственной ВКР генерации (обычный), в области порога (регенеративный) и выше порога (сверхрегенеративный). В качестве изменяемых параметров среды рассматривались коэффициент стационарного ВКР (g: 0.25 – 1 см/ГВт) и коэффициент дисперсии групповых скоростей (∆V: 2-14 фс/см). Численным моделированием изучалось влияние интенсивностей волн накачки и Стокса, их длительностей и задержки по времени на эффективность усиления и компрессии сверхкороткого (100 фс) стоксового сигнала в поле относительно длинной накачки (1 пс) при нестационарном ВКР. В данной работе проведен анализ влияния дифракционных эффектов на формирование и компрессию стоксового импульса при попутном ВКР для начальных условий, описанных выше. Для достижения поставленной задачи нами путем численного моделирования решена следующая система уравнений, описывающая процесс попутного ВКР в условиях дифракции взаимодействующих пучков:

⎡∂ ⎤ ⎛ ω p ⎞ Es q 1 ∂ i ⎟⎟ + ∆ ⊥ ⎥ E p = − g ⎜⎜ ⎢ + ∂ ∂ ω 2 z V t k ⎥⎦ p p ⎝ s⎠ 2 ⎣⎢ E p q* ⎡∂ ⎤ 1 ∂ i ⎢ ∂z + V ∂t + 2k ∆ ⊥ ⎥ E s = g 2 ⎣ ⎦ s s

(1)

E s* E p ⎡∂ 1⎤ ⎢ + ⎥q = τν ⎣ ∂t τ ν ⎦ где E p

2

2

= I p , E s = I s - плотности интенсивностей волн накачки и Стокса, q –

амплитуда фононной волны, g – коэффициент стационарного ВКР, τν характеризует затухание молекулярных колебаний, ωp,s и k p,s – центральные частоты и волновые

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

числа волн накачки и Стокса, ∆ ⊥ =

79

∂2 ∂2 + - член, учитывающий дифракцию ∂x 2 ∂y 2

взаимодействующих волн. Предварительные результаты расчетов показали, что волновой фронт скомпрессированного стоксового импульса имеет конусообразную форму, в определенных случаях сопровождающуюся вытянутой хвостовой частью. Данные амплитудно-фазовые искажения являются мешающим фактором в процессе компрессии. В дальнейшем нами ставится задача выявить оптимальные условия ВКР, при которых дифракционные эффекты оказывают наименьшее воздействие на процесс компрессии сверхкоротких импульсов. Также планируется выяснить, каково влияние дифракции взаимодействующих пучков на компрессию импульсов в плазме при обратном ВКР2. 1. Е. В. Ермолаева, препринт Научной Молодежной школы “Оптика-2000”, 2000. 2. A. A. Andreev, V. G. Bespalov, E. V. Ermolaeva, R. R. Salomaa, Proc. SPIE, vol. 5482, p. 124-135, 2004.

80

ОПТИКА – 2005

МЕТОД ОПРЕДЕЛЕНИЯ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ ТОНКИХ ФАЗОВЫХ ПЛАСТИНОК Бибикова Э.А., Кундикова Н.Д., Рогачева Л.Ф. Вузовско-академический отдел нелинейной оптики Института электрофизики УрО РАН и Южно-Уральского государственного университета, Челябинск, Россия. Предложен простой и точный нуль-эллипсометрический метод определения поляризационных параметров фазовой пластинки – фазового сдвига Г и относительного амплитудного коэффициента пропускания F. Основная особенность метода – использование компенсатора с Γкомп < π/2. Погрешности метода ∆Γ ~ 0,05˚ и ∆F ~ 0,001. При проведении многих исследований в области оптики необходимо как контролировать поляризационные параметры когерентного света, так и задавать их с помощью некоторых оптических устройств. Часто для этого используются фазовые пластинки, создающие фазовый сдвиг между ортогональными компонентами электрического вектора электромагнитной волны. Такие пластинки изготавливают из двулучепреломляющих материалов, например кристаллического кварца или слюды. В экспериментальных схемах и оптических приборах часто используются источники света с высокой когерентностью. В таких случаях при определении параметров тонкой фазовой пластинки необходимо учитывать интерференцию многократных переотражений от ее поверхностей, которая оказывает влияние на реальный фазовый сдвиг пластинки Γ и приводит к тому, что относительный (быстрая ось/медленная ось) амплитудный коэффициент пропускания фазовой пластинки F оказывается в общем случае отличным от единицы1. Для реализации описанных в литературе способов определения поляризационных параметров фазовых пластинок необходима сложная дорогостоящая аппаратура2,3. Большинство известных методов не позволяет найти относительный амплитудный коэффициент пропускания фазовой пластинки. В настоящей работе предложен новый нуль-эллипсометрический метод определения параметров фазовых пластинок. Сущность метода заключается в следующем. Монохроматическая линейно поляризованная световая волна падает на исследуемую фазовую пластинку. Прошедшая волна является в общем случае эллиптически поляризованной. Значения эллиптичности по интенсивности (отношение интенсивностей, соответствующих двум осям эллипса) определяются следующим выражением: ⎛1 2 F sin Γ tg α ⎞ ⎟. e i = tg 2 ⎜⎜ arcsin 1 + F 2 tg 2 α ⎟⎠ ⎝2 Здесь α = α' – α o, α' – азимут входной поляризации, α o – азимут медленной оси пластинки. При изменении угла α в диапазоне от 0˚ до 90˚ эллиптичность ei пробегает все возможные значения от 0 до eimax(αmax). Величины αmax и eimax задаются параметрами пластинки следующим образом: αmax = arctan(1/F), eimax = tg2(Г/2). Если относительный амплитудный коэффициент пропускания пластинки F =1, то эллиптичность максимальна при αmax = 45˚, а зависимость ei(α) в целом симметрична относительно угла α = 45˚. Отличие коэффициента F от единицы в случае реальных

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

81

фазовых пластин приводит к небольшому смещению αmax относительно α = 45˚. Таким образом, чтобы определить параметры фазовой пластинки F и Γ, достаточно измерить максимальную эллиптичность прошедшего через нее света и соответствующий азимут линейной поляризации на входе в пластинку. Однако с целью повышения точности метода следует использовать значения эллиптичности прошедшего пучка, измеренные при различных углах α в диапазоне от 0 до 90˚. Эллиптичность прошедшего светового пучка измеряется с помощью нульэллипсометрической схемы. Эллиптически поляризованный свет, вышедший из исследуемой пластинки, далее пропускается через компенсатор. При определенных ориентациях компенсатора можно добиться того, чтобы прошедший через него световой пучок был линейно поляризованным, что можно контролировать с помощью анализатора, например призмы Глана, добившись гашения светового пучка на выходе измерительной схемы. Для повышения точности предложено использовать в качестве компенсатора вместо традиционной четвертьволновой пластинки фазовую пластинку с задержкой Γкомп < π/2. Важно, что для реализации предлагаемого метода заранее нет необходимости знать фазовую задержку Γкомп. Зная азимуты компенсатора ψ1 и ψ2, соответствующие гашению, можно определить эллиптичность светового пучка по формуле: 2

⎛ ⎞ 1 1 ⎟ . e =⎜ + 1 − 2 2 ⎜ sin 2 (2ϕ ) tg 2 Γкомп ⎟ sin ( 2 ϕ ) tg Γ комп ⎠ ⎝ Здесь угол φ находится из соотношения: ‫׀‬φ‫ = ׀‬π/4 – ‫׀‬ψ1 – ψ2‫ ׀‬/2. В процессе измерения при каждом фиксированном значении азимута входной поляризации определяются углы гашения ψ1 и ψ2. Результаты измерения обрабатываются методом наименьших квадратов. В качестве подгоночных параметров выступают искомые поляризационные характеристики Γ и F фазовой пластинки, а также фазовый сдвиг компенсатора Гкомп. Такая обработка данных позволяет исключить систематическую погрешность, связанную с неточностью значения Гкомп. Для различных величин Γ рассчитаны оптимальные значения Гкомп, при которых достигается наиболее высокая точность определения фазового сдвига. Метод апробирован на двулучепреломляющих слюдяных пластинках. Точность измерения фазового сдвига составила ∆Γ ~ 0,05˚, а относительного амплитудного коэффициента пропускания ∆F ~ 0,001. i

1. D.A. Holmes, J. Opt. Soc. Amer., 54, № 9, 1115–1120 (1964). 2. P. Gomez, C. Hernandez, J. Opt. Soc. Amer. B, 15, № 3, 1147–1153 (1998). 3. P.A. Williams, A.H. Rose, and C.M. Wang, Appl. Opt., 36, № 25, 6466–6472 (1997).

82

ОПТИКА – 2005

ДИНАМИКА СВЕТОВОГО ПОЛЯ ВСТРЕЧНЫХ ИМПУЛЬСОВ ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ ПРИ ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ В НЕЛИНЕЙНЫХ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СРЕДАХ Буяновская Е.М, Козлов С.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Выведены уравнения эволюции поля встречных световых импульсов из малого числа колебаний в диэлектрических средах с нерезонансной дисперсией и безынерционной электронной нелинейностью. Эволюция поля световых импульсов из малого числа колебаний, спектр которых хотя и широк, но лежит в диапазоне прозрачности диэлектрической среды, может быть описана уравнением1, 2: ∂ 2 E N 02 ∂ 2 E 2 N 0 ∂ 4 E 2 N 0 ∂2E3 (1), a bE g − + − − =0 c c c 2 ∂t 2 ∂z 2 ∂t 4 ∂t 2 где E - напряженность электрического поля излучения, c - скорость света в среде, z – направление его распространения, t - время, N 0 , a, b - параметры, характеризующие нерезонансную зависимость показателя преломления b (2) n = N 0 + caω 2 − c 2

ω

4πχ , χ - нелинейная восприимчивость среды c2 Авторы искали уравнения встречных волн в виде t ⎧ ∂E + N 0 ∂E + ∂ 3 E+ + b + − a ⎪ ∫−∞E + dt ′ + F+ ( E + , E − ) = 0 c ∂t ∂t 3 ⎪ ∂z (3), ⎨ t 3 N ∂ ∂ ∂ E E E ⎪ − − 0 − − − b ∫ E − dt ′ − F− ( E − , E + ) = 0 +a 3 ⎪ ∂z ∂ c t ∂ t −∞ ⎩ которые в линеаризированном виде следуют из линеаризированного уравнения (1)2. Неизвестные функции F+ и F− определяли так, чтобы системы укороченных уравнений (3) являлись и решениями полного волнового уравнения (1). В работе показано, что выражения вида ∂E ∂E ∂E ∂E ∂E ∂E F+ = a1 E +2 + + a 2 E +2 − + a3 E + E − + + a 4 E + E − − + a5 E −2 + + a 6 E −2 − ∂t ∂t ∂t ∂t ∂t ∂t (4) ∂E + ∂E − 2 ∂E − 2 ∂E + 2 ∂E − 2 ∂E + + b4 E − E + + b5 E + + b3 E − E + + b2 E − F− = b1 E − + b6 E + ∂t ∂t ∂t ∂t ∂t ∂t где от частоты ω, g =

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

a1 = a5 = b1 = b5 =

3 gc 2N 0

a 2 = a3 = b2 = b3 =

3 gc N0

83

6 gc N0 удовлетворяют поставленной задаче. Таким образом, уравнения, описывающие динамику поля встречных световых импульсов, решения которых являются и решениями полнового уравнения (1), могут быть записаны в виде t ⎧ ∂E + N 0 ∂E + ∂ 3 E+ 3 gc ⎡ (E + + E − )2 ∂E + + 2 E + ∂E − (E + + 2 E − )⎤⎥ = 0 + b ∫ E + dt ′ + −a + ⎪ 3 ⎢ 2N 0 ⎣ ∂t ∂t c ∂t ∂t ⎦ ⎪ ∂z −∞ ⎨ t 3 ⎪ ∂E − − N 0 ∂E − + a ∂ E − − b E dt ′ − 3gc ⎡(E + E )2 ∂E − + 2 E ∂E + (E + 2 E )⎤ = 0 − − + ⎥ ∫ − 2 N 0 ⎢⎣ + − ∂t ⎪ ∂z c ∂t ∂t ∂t 3 ⎦ −∞ ⎩ (5) a 4 = b4 =

1. С.А.Козлов, С.В. Сазонов, Нелинейное распространение импульсов длительностью в несколько колебаний светового поля в диэлектрических средах., 111 ,404-418, (1997) 2. С.А.Козлов, Проблемы когерентной и нелинейной оптики. 12-34, (2000)

84

ОПТИКА – 2005

ИЗМЕНЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННЫХ СПЕКТРОВ ИМПУЛЬСОВ ПРЕДЕЛЬНО КОРОТКИХ ДЛИТЕЛЬНОСТЕЙ ПРИ НЕЛИНЕЙНОМ ПАРАКСИАЛЬНОМ ОТРАЖЕНИИ ОТ ДИЭЛЕКТРИКОВ Мохнатова О.А., Козлов С.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Получена зависимость пространственно-временного спектра импульса, отраженного от границы раздела диэлектрических сред с нерезонансной дисперсией и нелинейностью, от пространственно-временного спектра падающего параксиального пучка, состоящего из малого числа колебаний светового поля. Параксиальная динамика вдоль оси z поля E линейно-поляризованных импульсов из малого числа колебаний в диэлектрической однородной и изотропной среде c электронной нелинейностью может быть описана уравнением1 t t c ∂E N 0 ∂E ∂3E ∂E − a 3 + b ∫ Edt ′ + gE 2 = ∆ ⊥ ∫ Edt ′ , + (1) c ∂t t N 2 ∂ ∂z ∂t 0 −∞ −∞ где N0, a, b – эмпирические константы, характеризующие дисперсию показателя преломления среды b n(ω ) = N 0 + caω 2 − c 2 , (2)

ω

g – описывает безынерционную нелинейность ее поляризационного отклика, с – скорость света, ∆ ⊥ – поперечный лапласиан, t – время. Граничные условия при падении параксиального излучения на границу раздела сред под малыми углами имеет вид2 ∂E ∂E ∂E (3) En + Eo = Enp , n + o = np , ∂z ∂z ∂z где Еп , Ео и Епр – напряженности падающей, отраженной и преломленной волн соответственно. Будем полагать, что световое излучение падает на границу раздела линейная среда(характеризуемая дисперсионными параметрами N1, a1, b1)–нелинейная среда(характеризуемая N2, a2, b2 и нелинейным коэффициентом g) вдоль положительного направления оси z из линейной среды. Тогда для падающей, отраженной и преломленной волн выполняется: t t ⎧ ∂En N1 ∂En ∂ 3 En c ′ + − a1 3 + b1 ∫ En dt = ∆ ⊥ ∫ E n dt ′ ⎪ ∂ ∂ ∂ z c t t N 2 1 −∞ −∞ ⎪ t t ⎪ ∂E 3 ∂ Eo c ⎪ o N1 ∂Eo ′ ′ − + − = − ∆ a b E d t (4) ⎨ 1 1 ∫ o ⊥ ∫ E o dt 3 ∂ ∂ ∂ z c t t N 2 1 − ∞ − ∞ ⎪ t t ⎪ ∂E ∂E ∂ 3 Enp c 2 ∂Enp ⎪ np + N 2 np − a2 + b2 ∫ Enp dt ′ + gEnp = ∆ ⊥ ∫ Enp dt ′. ∂t 3 ∂t c ∂t 2N2 ⎪⎩ ∂z −∞ −∞ Используя граничные условия (3) и полагая Eо малыми по сравнению с Еп и Епр из (4) можно получить связь между полем отраженного и падающего излучения вида

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

t

85

t

t

t

N1 ∂En ∂ 3 En c N1 ∂Eo ∂ 3 Eo c − a1 3 + b1 ∫ En dt ′ − ∆ ⊥ ∫ En dt − + a1 3 − b1 ∫ Eo dt′ + ∆ ⊥ Eo dt = c ∂t ∂t 2 N1 − ∞ c ∂t ∂t 2 N1 −∫∞ −∞ −∞ t

=

∂ 3 ( En + Eo ) N 2 ∂ ( En + Eo ) + b2 ∫ ( En + Eo )dt ′ + − a2 ∂t 3 c ∂t −∞

t ∂ ( E n + Eo ) 3 c − ∆ ⊥ ∫ ( En + Eo )dt , ∂t 2N 2 −∞ Для пространственно-временного спектра излучения G (ω , k x , k y ) = ∫∫∫ E (t , x, y ) exp i (ωt − k x x − k y y ) dt dx dy ,

+g

[

]

(5) (6)

с учетом (2) из (5) следует ⎡ ⎛ 1 c2 1 ⎞⎤ ⎟⎟⎥Gn − gcG1 = − + − ( n n ) (k x2 + k y2 )⎜⎜ ⎢ 1 2 2 2 N N ω 2 1 ⎝ ⎠⎦ ⎣ ⎡ ⎛ 1 c2 1 ⎞⎤ ⎟⎟⎥Go + 3gcG2 , = ⎢(n1 + n2 ) − + (k x2 + k y2 )⎜⎜ (7) 2 2 N N ω 1 2 ⎝ ⎠ ⎣ ⎦ где Gп, Gо – спектр падающей и отраженной волн соответственно, 1 G1 (ω , k x , k y ) = Gn (ω − ω ′, k x − k x′ , k y − k ′y ) Gn (ω ′ − ω ′′, k x′ − k x′′, k ′y − k ′y′ ) × (2π ) 4 ∫∫∫∫∫∫ × Gn (ω ′′, k x′′, k ′y′ ) dω ′dk x′ dk ′y dω ′′dk x′′dk ′y′ , 1

Go (ω − ω ′, k x − k x′ , k y − k ′y ) Gn (ω ′ − ω ′′, k x′ − k x′′, k ′y − k ′y′ ) × (2π ) 4 ∫∫∫∫∫∫ × Gn (ω ′′, k x′′, k ′y′ ) dω ′dk x′ dk ′y dω ′′dk x′′dk ′y′.

G2 (ω , k x , k y ) =

В параксиальном приближении, полагая, что Go существенно меньше Gп , уравнение (7) может быть приведено к виду 2 2 n1 − n2 ⎛⎜ k x + k y c 2 ⎞⎟ gcG1 Go = 1+ Gn − . (8) 2 ⎜ ⎟ n1 + n2 ⎝ n1n2 ⎠ n1 + n2 ω Линеаризованное соотношение (8), как несложно проверить, эквивалентно формулам Френеля в приближении параксиального излучения. 1. Козлов С.А., Сазонов С.В. Нелинейное распространение импульсов длительностью в несколько колебаний светового поля в диэлектрических средах, ЖЭТФ, Т.111, В.2, с.404-418, (1997). 2. Розанов Н.Н., Оптическая бистабильность и гистерезис в распределенных нелинейных системах, М.: Наука, Физматлит, с.336, 1997.

86

ОПТИКА – 2005

ДИНАМИКА СИЛЬНОГО ПОЛЯ СВЕТОВОГО ИМПУЛЬСА ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ В ДИЭЛЕКТРИКЕ ПРИ ГЕНЕРАЦИИ В НЕМ ПЛАЗМЫ Штумпф С.А., Королев С.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Выведено уравнение эволюции сильного поля светового импульса из малого числа колебаний в изотропном диэлектрике, описывающее дисперсию линейного показателя преломления, безынерционную кубическую нелинейность и инерционность электронной нелинейности, в частности, обусловленную изменением населенностей и движением свободных электронов. Интерес к теоретическим исследованиям поведения вещества в поле высокоинтенсивных импульсов из нескольких колебаний светового поля (предельно коротких импульсов, ПКИ) связан с появлением лазеров, генерирующих такие импульсы, уже в целом ряде научных лабораторий [1]. Понятие огибающей для ПКИ теряет свое физическое содержание. Поэтому при изучении их распространения применимость метода медленно меняющейся огибающей становится дискутивной. К настоящему времени в значительном числе работ самовоздействие ПКИ рассматривается на основе уравнений динамики непосредственно поля светового импульса [2]. Выведенные полевые уравнения в пределе переходят в привычные уравнения для огибающих [3]. Важной особенностью взаимодействия ПКИ с веществом является повышение порога пробоя оптической среды [4], что влечет необходимость анализа новых механизмов нелинейности, не наблюдавшихся ранее [5]. В известных нам работах в уравнениях динамики поля ПКИ эти эффекты до сих пор не учитывались. В работах по теоретическому изучению многофотонной ионизации в поле фемтосекундного излучения используются уравнения для огибающих, неприменимые для ПКИ. Также существует много публикаций, в которых рассматривается динамика отдельного атома или молекулы в сильном поле ПКИ, в том числе, их ионизация [1]. Но в таких работах поле ПКИ обычно предполагают заданным, уравнения его динамики не получают и самовоздействие излучения в среде не рассчитывают. В настоящей работе выведено уравнение динамики сильного поля ПКИ в диэлектрической среде, которое описывает нерезонансную дисперсию линейного показателя преломления и безынерционную кубическую нелинейность, а также инерционность электронной нелинейности, в том числе, обусловленную изменением населенностей и движением электронов в свободном состоянии. Показано, что это уравнение в пределе переходит в известное уравнение для огибающих, которое описывает генерацию плазменной нелинейности в диэлектриках в квазимонохроматическом приближении [5]. Вывод полевого уравнения потребовал детального обсуждения природы и инерционности нелинейного отклика диэлектрической среды. Этот анализ был проведен на основе формализма матрицы плотности для трехуровневой модели диэлектрической среды. Первый эффективный уровень этой модели соответствует основному состоянию валентных электронов (валентной зоне v), второй и третий отвечают группам возбужденных состояний электронов (подзонам зоны

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

87

проводимости c и с/) с одинаковой четностью. Для описания плазменной нелинейности, наблюдаемой в экспериментах с интенсивными фемтосекундными импульсами третий энергетический уровень мы рассматриваем как зону квазисвободного движения электронов. Волновое уравнение для самовоздействия ПКИ в изотропной диэлектрической среде в приближении однонаправленного распростронения в сопровождающей системе координат, учитывающее дисперсию линейного показателя преломления, безынерционную кубическую нелинейность, инерционность электронной нелинейности, обусловленную изменением населенностей и движением свободных электронов, имеет вид: (2) 2 ⎧∂ E g 3(3) 2 ∂ 2 E ⎞⎟ ∂P ∂ ⎛⎜ g 3 ∂3E ∂E 3 ⎛ ∂E ⎞ (1) èí ∂E ⎪ − a′ E⎜ ⎟ + E + + g5 3 = 0 + g3 N 2 + g3 3 2 2 2 ∂τ ∂τ ⎜ ω 21 ⎝ ∂τ ⎠ ∂τ ∂τ ⎪ ∂z ω 21 ∂τ ⎟⎠ ∂τ ⎝ ⎪ èí ⎪⎪ ∂N 2 −1 èí −1 2 N 2 = 2αT21 E + τ 12 ⎨ τ ∂ ⎪ ⎪ ∂ 2 P3 ∂P3 e 2 èí 3 N2 E = ⎪ 2 +σ ∂τ me ⎪ ∂τ ⎪⎩

где τ = t − n0 c

−1

(1)

z , a′ =

−2 , 2πχ1c −1n0−1ω 21

n0 - линейный показатель преломления,

ω 21 - частота, соответствующая переходу между основным и возбужденным состояниями, c – скорость света в вакууме, e - заряд, me – эффективная масса электрона, σ = 2τ c−1 , τ c среднее время столкновительной релаксации свободных èí

электронов, N 2 - медленно (по сравнению с изменением поля) меняющаяся составляющая населенности 2-го эффективного уровня, P3 - плазменная составляющая поляризованности среды, g i = 2πc −1n0−1 χ i , линейной,

χ1 - коэффициент

χ 3 - кубичной безынерционной поляризуемости среды, χ 3(1) , χ 3( 2) ,

χ 3(3) - коэффициенты кубичной поляризуемости, отвечающие различным механизмам инерционности, χ 5 - коэффициент плазменной нелинейной поляризуемости. Авторы выражают благодарность профессору Козлову С.А. за научное руководство работой. Работа поддержана грантом РФФИ N 05-02-16556. 1. Brabec Th., Krausz F. // Rev. Mod. Phys. 72, №2, 545–591 (2000). 2. Беспалов В.Г., Козлов С.А., Шполянский Ю.А.// Опт. журн. 67, №4, 5–11 (2000). 3. Bespalov V.G., Kozlov S.A., et al. // Phys. Rev. A. 66, 0138111 (2002). 4. Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. М., Наука. 657 с. (2004) 5. Sudrie L., Couairon A. et al.. // Phys. Rev. Lett. 89. №18, 186601 (2002).

88

ОПТИКА – 2005

ФИЛОМЕНТАЦИЯ ИМПУЛЬСОВ ИЗ НЕСКОЛЬКИХ КОЛЕБАНИЙ СВЕТОВОГО ПОЛЯ В НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ С ДИСПЕРСИЕЙ Петрошенко П.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Проанализирована непараксиальная динамика импульсов, состоящих из нескольких колебаний светового поля в оптической среде с дисперсией. Показано, что самовоздействие таких импульсов может приводить к генерации нитевидного распределения поля с поперечными размерами порядка центральной длины волны излучения. В настоящей работе решение уравнения описывающего непараксиальную динамику пространственно-временного спектра предельно коротких импульсов (ПКИ) в однородной изотропной диэлектрической среде с произвольной спектральной зависимостью линейного показателя преломления и нерезонансной электронной нелинейностью, выведенное в 1, было использовано для выявления особенностей непараксиального самовоздействия двумерных TE-поляризованных ПКИ, спектры которых лежат в области нормальной групповой дисперсии. На рис. 1 приведены результаты моделирования нелинейной эволюции спектра ПКИ титан-сапфирового лазера с входным распределением поля E ( z , x, t ) в кварцевом стекле. x/λ0

2 0 -2 Z= 10λ0 0

15

t, fs

Рис. 1. Поле ПКИ после прохождения им в среде расстояния z = 10λ0 . Пиковая интенсивность излучения на входе в кварцевое стекло составляла I = 5 ⋅ 1013

BT cM 2

Из рисунка видно, что при распространении импульс претерпевает сжатие в центральной части. В области больших интенсивностей формируется нитевидное распространение поля, в поперечном размере сравнимое с центральной длиной волны. Из рисунка видно также, что распространение импульса сопровождается генерацией высокочастотных компонент, которая была подробно описана ранее в работе 1. В рамках данной работы был проведен сравнительный анализ результатов, получаемых в непараксиальном и параксиальном (на первый взгляд, неприменимом для столь узких пусков) приближениях. Было показано, что параксиальное приближение, тем не менее, тоже хорошо описывает эволюцию импульсов, с поперечными размерами вплоть до двух длин волн.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

89

k x' 0,4 0 -0,4 1

3

ω′

Рис. 2. Разность абсолютных значений спектров ПКИ, рассчитанных в параксиальном приближении и на основе строгих непараксиальных уравнений. Пиковая интенсивность излучения на входе в кварцевое стекло составляла I = 1,7 ⋅ 1013

BT cM 2

Из рисунка видно, что непараксиальный метод анализа позволяет выявлять особенности высокочастотных пространственных компонент спектров ПКИ в “красной” области, которые не учитываются в параксиальном случае. Однако непараксиальная поправка составляет всего 0.002 по отношению к абсолютному значению спектра, полученного в параксиальном приближении. Это говорит о возможности применения параксиального приближения для анализа двумерной динамики спектров TE-поляризованных световых импульсов даже со сверхуширенными как временными, так и пространственными спектрами. Автор выражает благодарность проф. С.А. Козлову за научное руководство работой. 1. С.А. Козлов, П.А. Петрошенко, Письма в ЖЭТФ, 76, №4, 241–245 (2002).

90

ОПТИКА – 2005

ВЫНУЖДЕННОЕ КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ ЧИРПИРОВАННЫХ СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ В СЖАТОМ ВОДОРОДЕ Макаров Е.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Проведено численное моделирование процесса ВКР фемтосекундных импульсов с учетом чирпирования 10 фс импульса накачки до 10 пс, генерации стоксового излучения в сжатом водороде, с последующей компрессией стоксового импульса. Показано, что в данном процессе происходит увеличение длительности стоксового пучка свыше 10 фс, что связано с уменьшением спектральной полосы усиления ВКР. Получение фемтосекундных импульсов путем вынужденного комбинационного рассеяния (ВКР) встречает определенные трудности, связанные с побочными нелинейно-оптическими явлениями [1]. Одним из путей решения является использование ВКР чирпированных импульсов длительностью 10-100 пс, при котором возможно получение чирпированных стоксовых импульсов. В работе [2] экспериментально и теоретически исследована ВКР генерация чирпированных импульсов длительностью 250 пс в кристаллах нитрата бария. Было получено 30% эффективного внутреннего превращения для первого стоксового импульса. Целью данного исследования является изучение вынужденного комбинационного рассеяния чирпированных световых импульсов в сжатом водороде. Выбор сжатого водорода в качестве активной среды обусловлен высоким коэффициентом усиления и высоким порогом конкурирующих нелинейных процессов, что позволяет использовать относительно короткие чирпированные импульсы длительностью 10 пс. В системе "бегущих координат" (z- продольная координата, t- время в бегущей системе координат), используя приближение медленно - меняющейся огибающей, генерация первого стоксового компонента ВКР может быть описано следующей системой нелинейных дифференциальных уравнений [1]: ω Ec Eф ∂ Eн = − g н (1а), ∂z ωс 2 * ω c Е н Еф ∂ Ес = g ∂z ωн 2

(1б),

Ен Ес* + N ∂ Eф = ∂t T2

(1в),

где Eн , с , ф - амплитуды накачки, стоксовой и фононной волн, N - шумовой источник поляризации среды, g – коэффициент усиления, T2 – время дефазировки, ωн,с центральные частоты накачки и Стокса. Для описания линейного чирпа импульса накачки использовались следующие начальные условия: (t − t 0 ) 2 α Е н (t ,0) = exp(− ) exp(−i (t − t 0 ) 2 ) (2а), 2 2 τ

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

Ес ( t ,0 ) = 0 Еф ( t ,0 ) = 0

91

(2б), (2в),

T2=300 пс, τ =10 пс, t0 = 4τ , где α - параметр чирпа. Предварительные расчеты показали нелинейность чирпа на передней и задней границах стоксового импульса, связанное с инерционностью взаимодействия волны накачки и фононной волны. 1. Krylov V., Ollikainen O., Wild U., Rebane A., Bespalov V.G., Staselko D.I., JOSA, 15, No.12, P. 2910-2916, 1998 2. N. Zhavoronkov, F. Noack, V. Petrov, V. P. Kalosha, J. Herrmann, Opt. Lett., 26, No. 1, P. 47-49, January 1, 2001

92

ОПТИКА – 2005

УПРАВЛЕНИЕ КАНАЛОМ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА С ПОМОЩЬЮ НАЧАЛЬНОЙ КРИВИЗНЫ ВОЛНОВОГО ФРОНТА В ОБЪЕМЕ КОНДЕНСИРОВАННОЙ СРЕДЫ Григорьевский А. В., О.Г. Косарева Физический факультет МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Методом численного моделирования рассмотрено формирование плазменных каналов фемтосекундного лазерного импульса в объеме плавленого кварца и показаны преимущества использования конической линзы (аксикона). Длина плазменного канала, сформированного с помощью аксикона, превышает длину канала длиннофокусной линзы (f/d=30) в два раза. В настоящее время большой интерес представляют исследования по филаментации фемтосекундных лазерных импульсов в объеме конденсированной среды1,2 . Интерес к таким исследованиям связан с применением явления филаментации для создания оптических волноводов внутри прозрачных твердых тел например, плавленого кварца3. При создании оптических волноводов в объеме прозрачных диэлектриков с помощью фемтосекундных лазерных импульсов важными задачами являются достижение минимального поперечного размера филамента и его максимальной протяженности. В данной работе предлагается использовать для фокусировки излучения коническую линзу (аксикон). В приближении геометрической оптики аксикон фокусирует излучение в линию, а тонкая линза в точку. Вследствие этого, при фокусировке излучения аксиконом возможно получение более протяженного «светового канала». Уравнение для медленно меняющейся амплитуды электрического поля в прозрачной среде с керровской нелинейностью и самонаведенной лазерной плазмой имеет вид: −1 ⎛ ∂E 1 ∂E ⎞ ⎛ i ∂ ⎞ ∂2E ⎜ ⎟ 2ik + = ⎜1 − ∆ ⊥ E − kk ''ω 2 + ⎟ ⎜ ∂z v ∂t ⎟ ⎝ ω ∂τ ⎠ ∂t g ⎝ ⎠

+

2k 2 n0

i ∂ ⎡⎛ ⎢⎜1 − ω ∂τ ⎣⎝

r

1 2

i ∂ ⎞ ⎛ ⎟ ∆n k + ⎜1 + ⎠ ⎝ ω ∂τ

⎤ ⎞ ⎟∆n p ⎥ E − ikαE ⎠ ⎦

2

где ∆nk (r , t) = n2 E (r, t) вклад безинерционной керровской нелинейности в показатель преломления, а ∆n p (r , t ) = − ∆n p

-

вклад

самонаведенной

2 ⎛ ⎞ ⎜1 − i ν c (r , t ) ω p ⎟ 2 ω ω 2 + ν c 2 ⎟⎠ 2n0 (ω 2 + ν c (r , t )) ⎜⎝

лазерной

ω p2

плазмы,

возникающей

вследствие

многофотонной и лавинной ионизации среды. Первый и второй члены в правой части уравнения описывают дифракцию и дисперсию второго порядка, а последний член - потери энергии, связанные с многофотонной ионизацией. При численном моделировании импульс длительностью 45 фс, центральной длиной волны 800 нм и энергией 2 мкДж фокусировался в плавленый кварц. Получены распределения плотности энергии и самоиндуцированной лазерной плазмы в объеме материала при

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

93

Длина плзменного канала (мм)

фокусировке линзами с разными фокусными расстояниями и аксиконом. Показано, что с помощью аксикона возможно формирование более длинных и однородных плазменных каналов, по сравнению со всеми исследуемыми линзами. Отношение фокусного расстояния рассмотренных линз к диаметру f/d менялось в диапазоне от 8 до 30 (соответствующее фокусное расстояние f изменялось от 6 до 21 см). В каналах содержится 4-10% первоначальной энергии лазерного импульса. При заданной энергии лазерного импульса (2мкДж) длина плазменных каналов менялась от 200 мкм, для короткофокусной линзы, до 600 мкм для линзы с f = 21 см. Длина плазменного канала аксикона (горизонтальная линия на рис. 1) превышала длину канала самой длиннофокусной из исследованных линз в два раза.

0.6 0.5 0.4 0.3 0.2 6 9 12 15 18 21 Фокусное расстояние (см)

Рис.1 График зависимости длины плазменного канала от фокусного расстояния линзы. Горизонтальная сплошная линия соответствует половине длины плазменного канала аксикона

1. L. Sudrie, A. Couairon, M. Franco, B. Lamouroux, B. Prade, S. Tzortzakis, A. Mysyrowicz, Phys. Rev. Let.,. 89, 18, (2002) 2. W. Liu, O. Kosareva, I.S. Golubtsov, A. Iwasaki, A. Becker, V.P. Kandidov 3. S.L. Chin, Appl. Phys. B, 76, 215-229, (2003)

94

ОПТИКА – 2005

ОПТИЧЕСКОЕ ПЕРЕКЛЮЧЕНИЕ ПУЧКОВ С ПОМОЩЬЮ ЧЕТЫРЕХФОТОННЫХ ПРОЦЕССОВ Ермакова С.В., Сухоруков А.П. Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия Рассматривается применение неколлинеарного параметрического четырёхфотонного взаимодействия для нелинейного отражения пучков. Приведены результаты аналитической теории и численного моделирования переключения при различных значениях амплитуды накачки, нелинейности и угла наклона сигнального пучка. Описан переход к модовому параметрическому усилению. Для увеличения скорости переключения каналов передачи оптической информации используются различные методы фотоники. Переключение оптических волн можно осуществить в нелинейных средах, например, при столкновении пространственных солитонов, несущих достаточно большую мощность 1. Мы предлагаем использовать для переключения четырёхфотонное неколлинеарное синхронное взаимодействие пучков в кубично-нелинейной среде. Четырёхфотонное взаимодействие описывается частотным соотношением ω1 +ω 2 =ω 3 +ω 4 2. В кубично-нелинейную среду одновременно с двухфотонной

накачкой под углом θ1 входит слабая сигнальная волна. В области взаимодействия пучков генерируется холостая волна, которая выходит из области накачки под углом θ 2 (Рис. 1).

Рис. 1.Схема неколлинеарного четырёхфотонного взаимодействия

Для волновых векторов выполняется условие поперечного синхронизма, то k1sinθ1 =k2sinθ2 , но существует продольная расстройка есть

∆kθ = 2k3 − k1 cosθ1 − k2 cosθ2 , обусловленная их неколлинеарностью. В часности,

ω1 ≈ ω 2 ≈ ω3 , выражение для продольной расстройки упрощается: ∆ kθ = k1 θ12 . o Это формула справедлива для малых углов θ1 ≤1 . при

Проведено численное моделирование системы уравнений для медленно меняющихся амплитуд при различных значениях коэффициента нелинейности, амплитуды накачки и угла наклона пучка. Угол между волнами подбирался так, чтобы компенсировать дисперсионную расстройку, то есть чтобы выполнялось условие векторного синхронизма ∆ kθ + ∆ k = 0 . Нами показано, что характер

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

95

2 взаимодействия зависит от ключевого параметра: G = γ 3 a3 A30 / θ1 , где a3 - ширина

G = 0.7

x, поперечная координата

10 8 6 4 2 0 0

2

4 6 8 10 z , продольная координата

x, поперечная координата

пучка накачки, A30 - ее начальная амплитуда (рис. 2). G = 1.7 8 6 4 2 0

0

2 4 6 8 z, продольная координата

10

Рис. 2. Траектории движения максимумов волн: слева - явление параметрического отражения, справа - захват в параметрическую моду

При G < π / 2 наблюдается эффект параметрического отражения, а при G ≥ π / 2 происходит захват в параметрическую моду, когда сигнальная и холостая волны распространяются в одном направлении вместе с накачкой. Усиление моды идет по экспоненциальному закону, причем инкремент меньше, чем при коллинеарном взаимодействии. Переключение возможно осуществить также с помощью другого типа четырёхфотонного взаимодействия с частотами ω 1 =ω 2 +ω 3 +ω 4. Динамика этого процесса будет отличаться от рассмотренного выше случая. 1. Mingaleev S., Kivshar Yu, OPN, July, 48, (2002). 2. Б.Я. Зельдович, Н.Ф. Пилипецкий, В.В. Шкунов, Обращение волнового фронта, 141-148, (1985).

96

ОПТИКА – 2005

MULTIPHOTON PROCESSES IN SPATIALLY INCOHERENT CONICAL LASER BEAMS Shchemelyov S., Peet V. Institute of Physics, University of Tartu, Riia 142, Tartu 51014, Estonia Two-color excitation by spatially coherent and incoherent conical laser beams has been used to study three-photon-resonant excitation and subsequent ionization of xenon. A possibility of controlling the contribution of coherent processes to the multiphoton excitation of atomic resonances is demonstrated and discussed. Over the past several years there has been much interest in the so-called nondiffractive or propagating-invariant conical light beams which are able to preserve their transverse structure unchanged under propagation. Interesting properties of these beams have attracted considerable interest in their application for laser-matter interaction studies. In most cases, the simplest coherent conical beams like J0 Bessel beams were used, but much less is known about spatially incoherent conical beams. We report experimental observations and numerical analysis of sum-frequency generation in a four-wave mixing (FWM) processes and multiphoton ionization under two-color excitation by spatially coherent and incoherent conical beams. Similar excitation scheme was used by us recently to study the FWM and sum-frequency generation in ordinary geometry of focused beams1 and it allows us to make a reasonable comparison of these processes in different excitation conditions. Resonance-enhanced FWM was driven by two-color excitation at the negatively-dispersive side of the 6s` resonance of xenon. Generated sum-frequency photons (λ~129 nm) were registered through their near-resonance absorption and subsequent ionization of excited xenon atoms by laser light. Two-color excitation was performed by a coherent beam from a tunable dye laser (ω1) and partially coherent beam from a XeCl laser λ=308 nm (ω2). Both beams were focused by an axicon to the target gas where two superimposed coherent and incoherent conical beams were formed. With incoherent laser beams, nearly the same output of sum-frequency field 2ω1+ω2 can be obtained in conical excitation geometry as with reference Gaussian beams despite of a much lower light intensity in conical beams. Such an improved internal efficiency of the FWM process results from specific structure of the excitation volume in conical beams, where the transient coherent domains from the incoherent beam are extended significantly along the beam axis. In superimposed conical beams the FWM process is driven within the central lobe of the coherent Bessel beam ω1 where a few of coherent domains from the incoherent field ω2 are embedded. It preserves a relatively high degree of coherence for the excitation process even for input beams containing multiple wave-front aberrations. In focused incoherent Gaussian beams the effective gain length is much smaller and the excitation volume includes very large number of small-scale uncorrelated domains from the incoherent beam. Two-color excitation by superimposed conical beams produce an intense band in ionization spectra. This band is due to the phase-matched sum-frequency field 2ω1+ω2 generated in the FWM process. Two peaks of the band result from the same 2ω1+ω2 process, where the incoherent field ω2 has two spectral components – the two emission lines from the XeCl laser spectrum. The calculation results have shown very good agreement with experimental observations. 1. V. Peet and S. Shchemeljov, Phys. Rev., A68, 043411 (2003).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

97

РЕАЛИЗАЦИЯ ЛОГИКО-ЛИНГВИСТИЧЕСКОГО МОДЕЛИРОВАНИЯ МЕТОДОМ ФУРЬЕ-ГОЛОГРАФИИ: ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ ИЛЛЮСТРАЦИЯ

Алексеев А.М., Константинов А.М. Научный руководитель Павлов А.В.*, с.н.с., к.т.н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия *ГУП ВНЦ ГОИ им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, Россия Экспериментально показана возможность реализации логического вывода на лингвистических шкалах методом Фурье-голографии применительно к задаче формирования интегральной оценки по набору входных лингвистических переменных. Определены факторы, влияющие на градуировку шкал. Работа на лингвистических шкалах (ЛШ) – одна из особенностей человеческого мышления, реализация которой вызывает трудности в рамках классического (компьютерного) подхода к проблеме создания искусственного интеллекта (ИИ). ЛШ относятся к классу порядковых шкал. Градуируются ЛШ человеком интуитивно, значения ЛП (градации ЛШ) определяются на естественном для человека языке. Например, лингвистическая переменная (ЛП) «качество яблока» может принимать на ЛШ следующие значения: плохое, хорошее, отличное. Рассмотрим пример логического вывода «Обобщенный Modus Ponens», связывающего одну входную ЛП «цвет яблока» (зеленое, оранжевое, красное) и одну выходную ЛП «качество яблока». Установим соответствия между этими ЛШ: «если яблоко красное, то оно отличное»; соответственно, ожидаемые заключения: если яблоко желтое, то оно хорошее; если зеленое, то плохое. Эти невербализуемые и субъективные знания необходимо передать системе ИИ, т.е. обучить систему. Поскольку любая техническая система работает на метрической шкале, то задача обучениня суть задача градуировки метрической шкалы технической системы в соответствии с субъективной градуировкой ЛШ экспертом. В работе [1] предложен механизм реализации логического вывода на ЛШ методом Фурье-голографии. Этот подход использует математический аппарат теории нечетких множеств Л.Заде [2]. Смысл (значение) ЛП представляется нечетким подмножеством, как правило – нечетким числом (НЧ), определяемым как унимодальное, нормальное и выпуклое подмножество числовой оси. Смысл всего высказывания вычисляется по правилам арифметики НЧ. Например, если значение «красное» представлено НЧ 5, «желтое» – 4, а «зеленое» – 1, смысл заключения вычисляется как разность НЧ, представляющего входное значение и записанное на голограмме , т.е. если на голограмме записано НЧ 1 (зеленое), то при предъявлении желтого яблока система сформирует отклик 4-1=3, т.е. значению ЛП «качество» «хорошее» будет соответствовать НЧ 3, а значению «отличное» - 4. Для перехода к формированию интегральной оценки по набору входных ЛП в работе [1] предложено использовать не сами НЧ, а произвольные изображения, модуль Фурьеобраза которых, равен модулю Фурье-образа соответствующего НЧ. Эти изображения по аналогии с работой мозга могут рассматриваться в качестве картины нейронной активности коры головного мозга – паттерна внутренней репрезентации воспринимаемой информации.

98

ОПТИКА – 2005

В работе проведена экспериментальную проверку метода. В качестве паттерна внутренней репрезентацией воспринимаемой информации, использована реализация двумерного фрактального Броуновского движения со значением параметра Хёрста H=0.1 и размерностью 1024×1024. Это изображение представляло две ЛП, одна имела удельный вес 1/3, другая - 2/3, соответственно распределены и площади, назначенные для представления каждой ЛП. Голограмма записывалась с транспаранта, представлявшего самое плохое значений всех ЛП. Для представления других значений ЛП к этому изображению применялась (с помощью редактора «Photoshop») операция увеличения размытия соответствующего фрагмента. Это влекло за собой «сужение» Фурье-образа и, соответственно, уширение соответствующего НЧ. 1/3 транспаранта оставалась неизменной (эталонной). Т.о., мы присваивали этой ЛП представленной 2/3 площади, определенные значения НЧ. С эталонного изображения (т.е. представлявшего значение качества «наихудшее») была записана серия Фурье-голограмм с различными условиями экспозиции, по схеме с плоским опорным пучком. Фурье – голограмма восстанавливалась каждым транспарантом, по мере увеличения значения ЛП относительно эталона. В +1 порядке дифракции были измерены сечения откликов, представляющих собой НЧ – значения заключения. Поскольку каждое из предъявлявшихся голограмме изображений представляет определенное значений ЛП, то разместив на одной оси (X) значения ЛП, а на другой (Y) проставив ширины по выбранному уровню откликов от этих изображений, получим градуировочные кривые, связывающие ЛШ (ось Х) с метрической шкалой устройства (ось Y) (Рис.2). Зависимость ширины сечения от значения ЛП, может иметь разный вид для различных сечений (рис. 2), что позволяет производить настройку системы «под пользователя». Так систему, зависимости которой представлена на рис. 2, можно настроить так, что она будет различать только «хорошие» и «отличные» изображения (рис. 2 кривая.1), или сможет различать все изображения (кривая 4).

ширина сечения, мм

4

3

2

1

ужасное

плохое

среднее хорошее ЛП "качество"

отличное

Рис. 1 Градуировочные кривые, связывающие метрическую и лингвистическую шкалы

Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 03-01-00825-а) 1. А.В.Павлов, Я.Ю.Шевченко, Реализация логического вывода на лингвистических шкалах методом Фурье-голографии,//Оптический журнал, 2004, т.71, №7, с.44-51. 2. Заде Л., Понятие лингвистической переменной и его применение к принятию приближенных решений // Математика. Новое в зарубежной науке, вып.3, 1976.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

99

Секция 2. Оптическое приборостроение МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЕРСПЕКТИВНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА ДЛЯ СРЕДСТВ ДИАГНОСТИКИ ТЕХНИЧЕСКИХ СИСТЕМ Алехин В.Е. Ростовский военный институт ракетных войск им. Главного маршала артиллерии М.И. Неделина, Ростов-на-Дону, Россия. Предложена методика диагностики технических систем, основанная на интерференционно – голографических методах. Представлены результаты численных исследований предлагаемой методики. Неотъемлемой частью современного промышленного производства является контроль параметров технологического процесса и готовой продукции. В отраслях, связанных с металлообработкой, среди операций контроля значительную долю занимает контроль геометрических параметров. В классе оптико-электронных измерительных устройств наиболее широкую сферу применения имеют измерительные устройства, основанные на интерференционно - голографических методах. Это позволяет в кратчайшие сроки создавать новые средства диагностики технических систем под конкретную задачу технологического процесса. Для определения возможности использования интерферометра с голограммой для измерения перемещений был произведен анализ интерференционной картины устройства диагностирования в зависимости от его параметров. Для определения распределения интенсивности в пространстве (дальней зоне) было определено поле в плоскости голограммы, а затем произведено соответствующее двойное преобразование Фурье (если экран расположен в дальней зоне) или преобразование Френеля (если экран расположен на некотором расстоянии от поверхности интерферометра). Для определения распределения поля во внешнем пространстве достаточно знать касательные составляющие напряженности электрического поля на поверхности голограммы и воспользоваться теоремой Грина. Поле в дальней зоне вычисляется следующим образом: E ( Θ' ) = −

ik e ikR0 R0 2π

E (ψ ' ) = −ik

ρ 0 2π

∫ ∫ ( E ρ cos(ϕ − ψ

'

)e ikr − Eϕ sin(ϕ − ψ ' )e ikr )e ikρ sin Θ cos(ϕ −ψ ) ρdρdϕ , (1) '

'

'

0 0

e ikR0 1 R0 2π

∫ ∫ cos Θ e

' ikρ sin Θ ' cos(ϕ −ψ ' )

'

( E ρ sin(ϕ − ψ ' )e ikr + Eϕ cos(ϕ − ψ ' )e ikr ) ρdρdϕ ,

(2) где Eϕ и E ρ - цилиндрические координаты, вычисляемые через касательные составляющие электрического диполя;

E ( Θ э ) и E (ψ э ) - компоненты электрического поля во внешнем пространстве. Касательные составляющие полного поля E τ на поверхности голограммы при (у = 0):

100

ОПТИКА – 2005

E τ = Eτпад + Eτзерк. , т.е. y 02 cos ϕ ik 2 ik 2 − (r ' ) 2 + ρ cos ϕ ( ρ − a sin ϕ ) Eρ = − ⋅ + Tρ ( ρ , ϕ ) ⋅ ⋅ ωε ( ρ 2 + y 02 ) ρ 2 + y 02 ωε (r ' ) 3

Eϕ =

ik 2

ωε

⋅

sin ϕ

ρ 2 + y 02

+ Tϕ ( ρ , ϕ ) ⋅

ik 2 − (r ' ) 2 sin ϕ − aρ cos 2 ϕ ⋅ ωε (r ' ) 3

(3) (4) (5)

где Т – коэффициент пропускания голограммы; r и r/ - расстояния от действительного и мнимого источника до поверхности голограммы. Было проведено численное моделирование записи и воспроизведения эталонной голограммы а также найдено распределение интенсивности в дальней зоне. При изменении определяющего параметра α , максимумы амплитуды диаграммы направленности смещались на 2 α . Исходя из вышесказанного, данную математическую модель целесообразно использовать в перспективных средствах диагностики технических систем.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

101

ВЛИЯНИЕ ФАЗОВОЙ НЕОДНОРОДНОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРНОГО ДИОДА НА ТОЧНОСТЬ ИЗМЕРЕНИЯ ФАЗОВОГО ДАЛЬНОМЕРА Белявский В.С. Белорусский государственный университет, Минск, Республика Беларусь. Описана математическая модель фазового дальномера, позвояющая найти фазу модуляции излучения в дальней зоне и на объективе при неоднородной фазе модуляции в ближней зоне лазерного диода. Исследовано влияние фазавой неоднородности излучения диода на точность измерения дальномера. В основе работы фазового светодальномера лежит фазовый метод измерения времени распространения модулированного аналоговым сигналом излучения инжекционного лазера, обеспечивающий малую погрешность, что необходимо при применении в геодезии и вообще в высокоточной дальнометрии. При создании малогабаритных светодальномеров широко используются лазерные диоды(ЛД), для которых характерны вариации начальной фазы модуляции излучения (разброс фазы у диодов с широким контактом может достигать 40° в некогерентном режиме работы на частотах порядка 1ГГц). При установке ЛД в фокальной плоскости передающего объектива дальномера в дальней зоне в плоскости, где устанавливается отражатель, наблюдается наложение излучения из разных участков светящейся области диода, и формируется распределение фазы модуляции, отличные от распределения в ближней зоне. Моделировалась простейшая измерительная система, состоящая из лазерного диода с широким омическим контактом и размерами светящейся области на зеркале резонатора 100х3мкм, объектива и "экрана". Под ”экраном” понимается плоскость, в которой происходит изучение пространственно-временной структуры излучения. Он помещается на достаточно большом расстоянии L от объектива. Излучатель располагается в фокальной плоскости передающего объектива и в силу конечности размеров (неточечный источник) на дистанцию подается непараллельный расходящийся пучок, формирующий на экране изображение размером порядка 10-4*(L-F)/F где F – фокусное расстояние объектива(F=0.1м). Приемный объектив находится в плоскости “экрана” (D=0.1м). Результирующий сигнал в точке Y имеет вид Y +∆

I (Y , t ) =

K I 0 ( Kz )(1 + psin(ωt + ϕ ( Kz )))dz , 2∆ Y ∫− ∆

(1)

где K=F/(L-F), I0 – начальная плотность интенсивности в точке, p – коэффициент глубины модуляции излучения, ∆ – ширина расходимости излучения ( ∆ = tg(α ) ),ω – частота модуляции, ϕ – фаза модуляции излучения диода вдоль координаты Y. Тело свечения ЛД разбивается вдоль p-n перехода на участки длиной 1 мкм и полагается, что в пределах выделенного участка интенсивность и фаза постоянны. Применив формулы (1), получим значения интенсивности и фазы в дальней зоне.

102

ОПТИКА – 2005

Протабулировав их с шагом 1 см, получим график распределения фазы модуляции и интенсивности излучения. Для имитации приемного объектива в плоскости “экрана” выделим участок, соответствующий его размеру, и усредниф фазу модуляции и интенсивность излучения в пределах данного участка, получим сигнал, обрабатываемый дальномером. Для моделирования излучения ЛД положим интенсивность по всей области диода постоянной. А распределение начальной фазы построим следующим образом: по всей области диода с шагом 10-5 м сгенерируем случайным образом значения фазы в пределах то 0° до 18° и интерполируем их на всю область диода с помощью кубического сплайна. После общета системы получаем следующее распределение фазы модуляции(рис. 1)

Рис.1. Зависимость фазы модуляции в ближней зоне ЛД (сплошная линия, единица измерения по оси х мкм), и результирующей фазы получаемой на объективе (штрихованная линия единица измерения по оси х см)

Учитывая, что отражатель и оптика фотоприемника имеют ограниченные, часто довольно небольшие размеры, то фазовые отклонения сильно влияют на точность измерения, причем с уменьшением фокусного расстояния передающего объектива точность будет ухудшаться.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

103

РАСПРЕДЕЛЕННЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СЕНСОРЫ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ НА ОСНОВЕ КВАРЦЕВЫХ СТЕКОЛ С. В. Волков, Т. П. Янукович Белорусский Государственный Университет, Минск, Беларусь. Рассмотрена люминесценция кварцевых стекол под воздействием гаммаизлучения. Предлагается сенсор гамма-излучения. В качестве чувствительного элемента используется оптическое волокно, изготовленное из кварцевого стекла. Сенсор регистрирует не только дозу облучения, но и местоположение воздействия. Оптические волокна в качестве детекторов γ-излучения обладают рядом преимуществ: большой длиной, малым диаметром, отсутствием электрических помех, возможностью измерения от распределенного источника. В настоящее время большое значение приобретает изучение свойств кварцевых стекол, в связи с возможностью изготовления оптических волокон из них. В работе анализируются спектры люминесценции радиационно-стойких кварцевых стекол, изготовленных по золь-гельной технологии. У радиационностойких стекол изменение характеристик при облучении происходит в небольшом диапазоне. Для изготовления стекол была выбрана именно эта технология, так как она позволяет получать особо чистые образцы. Неконтролируемые примеси в стеклах приводят к появлению большого количества полос в спектрах, затрудняющих их анализ. При облучении стекол от источника 60Со в спектрах люминесценции появляется полоса с энергиями 1.9 эВ. В работе анализируется зависимость люминесценции в полосе в зависимости от дозы облучения, исследуются причины их появления. Считается, что полоса поглощения с энергией 2.0 эВ появляется благодаря центрам, образованным немостиковым кислородом (НАК: ≡Si-O↑). Именно благодаря ей происходит люминесценция с энергией 1.9 эВ. Предлагается схема энергетических уровней для таких дефектов. Предлагается принципиальная схема оптоволоконного сенсора гаммаизлучения на основе оптического волокна, изготовленного по золь-гельной технологии. Оптическое волокно освещается излучением с энергией 2.0 эВ. В месте облучения волокна происходит образование центров поглощения. Поглощение света в этих местах приводит к люминесценции. Образовавшиеся импульсы люминесценции регистрируется с двух сторон волокна. Время распространения импульсов дает возможность определить местоположение источника гаммаоблучения. Особое внимание уделено проблеме отжига оптического волокна после каждого измерения. Работа выполнена при поддержке Белорусского Фонда Фундаментальных Исследований.

104

ОПТИКА – 2005

РЕГИСТРАЦИИ МИКРОИЗГИБОВ ОПТИЧЕСКОГО ВОЛОКНА МЕТОДОМ АНАЛИЗА БРИЛЛЮЭНОВСКОГО ОПТИЧЕСКОГО ЧАСТОТНОГО ДОМЕНА Янукович Т. П. Белорусский Государственный Университет, Минск, Беларусь. Для регистрации микроизгибов в оптическом волокне предлагается использовать метод анализа Бриллюэновского оптического частотного домена. Проведено математическое моделирование измерений. Определены приемлемые значения мощности лазеров, глубины и диапазона частот модуляции. Определено влияние избыточных потерь, изменение показателя преломления. В настоящее время оптическое волокно широко используется для связи. В связи с этим особое значение приобретает контроль качества используемого волокна во время эксплуатации. Оптическое волокно часто располагается в недоступных местах. Однако, при укладке и последующей эксплуатации волокна сложно избежать проблемы микроизгибов, которые приводят к физическому повреждению волокна. В последнее время разработано большое количество распределенных оптоволоконных сенсорных систем для измерения различных физических параметров, в частности, деформации. С левого конца волокна вводится непрерывное излучение лазера накачки, а с правого – излучение пробного лазера. С помощью акустооптического модулятора излучение пробного лазера будет модулироваться синусоидально. Установленная разность частот fD,0 между двумя лазерами является зависимой от деформации характеристической Бриллюэновской частотой на определенном отрезке волокна. На этом отрезке непрерывное излучение лазера накачки будет взаимодействовать с модулированным Стоксовым излучением. Таким образом, интенсивность излучения лазера накачки тоже будет модулирована. Это излучение достигнет левого конца волокна. Мощность модулированного излучение пробного лазера и лазера накачки детектируется с помощью фотодиодов. Затем с помощью процессора получаем дискретную модуляционную передаточную функцию. После обратного Фурье преобразования этой функции, получаем зависимый от времени и разности импульсный отклик системы. Зависимость от координаты позволяет определить пространственное расположение участка линии с микроизгибами. Проведена априорная оценка параметров измерительной системы исходя из математической модели ВРМБ в оптическом волокне. Исследована зависимость функции отклика от мощности лазеров системы, глубины модуляции, влияние дополнительных потерь и изменения показателя преломления, вызванных микроизгибами. Показано, что импульсный отклик системы практически не зависит от мощности пробного лазера пределах 10 µВт – 1 мВт. Оптимальная мощность лазера накачки находится в пределах от 7 до 10 мВт. Влияние избыточных потерь и изменение показателя преломления вносит незначительную погрешность (∼3 %) при определении значения функции отклика методом АБОЧД. Максимальная длина волокна составляет 10 км. Разрешение сенсора составляет 0,06 м. Работа выполнена при поддержке Белорусского Фонда Фундаментальных Исследований.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

105

О ВЫБОРЕ ЛИНЕЙНОГО УВЕЛИЧЕНИЯ АДАПТЕРА ТЕЛЕКАНАЛА МИКРОСКОПА Волкова М.А. Открытое Акционерное Общество ″ЛОМО″, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрены варианты выбора увеличения адаптера телевизионного канала микроскопа и показано, что при выборе увеличения адаптера более важно выбирать его значение из критерия качества изображения – разрешающей способности и условий минимизации появления ложных структур-артефактов в изображении. Микроскопы кроме визуального содержат канал для телевизионной камеры. Для согласования действия визуального канала с телевизионным каналом вводится оптическая система - адаптер. Формат матриц ПЗС обычно меньше окулярного поля визуального канала, что приводит к увеличению адаптера меньше единицы. При выборе увеличения адаптера обычно принято принимать во внимание необходимость обеспечения одинаковости линейного поля зрения в пространстве объектов для визуального и телевизионного каналов. При этом необходимо учитывать в первую очередь факторы, определяющие качество телевизионного изображения, как по разрешающей способности, так и по отсутствию в нем ложных структур – артефактов явление муара, дискретности изображения1. Нами были проведены исследования указанных искажений на микроскопе проходящего света с прямым тубусом без использования адаптера. В качестве тест-объекта использовался объект-микрометр ОМ-О с ценой деления 0,005мм. Изображение фиксировалось на ПЗС матрицу форматом 1/3″, размерностью 768×575. Помимо изображения фиксировалась его осциллограмма, на которой муар проявлялся в виде биений определяемой суммой двух косинусоид, одинаковой амплитуды с близкими частотами. Меняя размерность телевизионного растра, определялись моменты отсутствия биений, которые и определяют условия задания увеличения адаптера. Исследована зависимость появления муара от длины волны, показано, что для разных длин волн фазы гармонических колебаний не совпадают. Одновременно при изменении размера телевизионного растра отслеживалась дискретность изображения. Результаты исследования позволяют сделать выводы: выбор увеличения адаптера из условия одинаковости полей зрения в визуальном и телевизионных каналах, часто приводят к условиям проявления артефактов, поэтому целесообразно выбор увеличения осуществлять, через понятие частоты Найквиста и либо осуществлять до дискретизации предварительную фильтрацию изображения, либо, менять частоту дискретизации изменяя размерность, телевизионного растра, как по всему полю зрения, так и по его частям, то есть осуществлять адаптивное кодирование, при котором частота дискретизации будет разной для разных участков поля зрения 2. 1. У. Прэтт. Цифровая обработка изображений. М.: Мир, 790, (1982). 2. Л.И. Хромов, А.К. Цыцулин, А.Н. Куликов. Видеоинформатика передачи и компьютерная обработка информации. М.: Радио и связь, 192, (1991).

106

ОПТИКА – 2005

ДВУХЗЕРКАЛЬНЫЕ РЕВЕРСИВНЫЕ ТЕЛЕОБЪЕКТИВЫ Милорадов.А.Б,Андреев.Л.Н Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрены принципиальные оптические схемы двухзеркальных объективов, с асферическими поверхностями второго порядка. Исследованы их коррекционные возможности. Предложена методика расчета и приведены числовые примеры. Использование известных свойств кривых второго порядка нашло отражение в научных трудах Мерсена, Грегори, Кассегрена, Ньютона и других учёных ещё в 17 веке при проектировании зеркальных объективов телескопов. Особенностью телеобъективов телескопов является, то, что величина телеукорочения 1 Т>1 (1),

T=

f` S `+ d

где f`-фокусное расстояние, d-величина воздушного промежутка, S`-задний отрезок. Относительные отверстия у них небольшие. (1) Использование парабоидальной и эллипсоидальной отражающих поверхностей позволяет получить так называемые телеобъективы, у которых величина T<1, то есть задний отрезок у них существенно больше фокусного расстояния при этом достигается значительное относительное отверстие D/f`=1:2-1:1. Используя известные положения геометрической оптики, находим конструктивные параметры объектива:

⎛1− e ⎞ rоп = −2 f ' ⎜ ⎟ (2) ⎝1+ e ⎠ rоэ = − S ' (1 − e) (3) ⎛1− e ⎞ d =⎜ (4) ⎟( f `− S `) ⎝1+ e ⎠ Где rоп и rоэ - радиусы при вершине парабоидальной и эллипсоидальной отражающих поверхностей. d – расстояние между вершинами поверхностей. Центральное экранирование по диаметру определяется выражением:

Θ=

(1 + e)T (5) 2e + T (1 − e)

На рис. 1 и 2 приведены принципиальные оптические схемы двух зеркальных реверсивных телеобъективов, включающих парабоидальное и эллипсоидальное зеркала. Причём фокус параболы FП совмещён с первым фокусом эллипса F1Э , совпадающим с фокусом всего объектива FО ' . При этом гомоцентричность пучка не нарушаются. Особенностью схемы 1 является то, что объектив имеет прямое изображение.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

107

Рис. 1

Рис. 2

Особенностью системы рис.2 излом оптической оси, который позволяет уменьшить экранирование второго зеркала первым. 1. Г.Г.Слюсарев, Методы расчёта оптических систем.- Ленинград Машиностроение,1989,379с.

108

ОПТИКА – 2005

ВАРИАНТ КОМПОЗИЦИИ ЗЕРКАЛЬНО-ЛИНЗОВОГО ОБЪЕКТИВА Романова Г.Э., Зверев В.А., , Шепелевич А.Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия На основе композиции афокальной системы, состоящей из вогнутого зеркала и зеркально-линзового элемента в виде плосковогнутой линзы, и дополнительного линзового элемента можно построить длиннофокусный компактный объектив. Рассматривается возможность исправления астигматизма в системах такого типа. Использование плоской преломляющей поверхности позволяет устранить сферическую аберрацию как отдельного сферического зеркала, так и афокальной системы из двух сферических зеркал1,2. Если пластина располагается в промежутке между зеркалами в сходящемся пучке лучей, то толщина пластины, необходимая для компенсации сферической аберрации системы, оказывается значительной. Поэтому был предложен другой вариант афокальной системы: вторая зеркальная поверхность расположена на второй поверхности пластины3. В таком варианте афокальной насадки толщину пластины можно изменять в очень широких пределах за счет подбора показателя преломления при различных значениях коэффициента линейного экранирования в системе. При сочетании такой афокальной системы со стигматической коррекцией аберраций и дополнительного линзового объектива можно получить систему длиннофокусного объектива с апланатической коррекцией аберраций. На рис. 1 показана схема объектива на основе афокальной зеркально-линзовой системы с тонким компонентом. В качестве такого компонента может быть выбрана система из двух склеенных или несклеенных линз.

Рис. 1 Зеркально-линзовый объектив: афокальная система с тонким компонентом

Величина кривизны поля такой системы невелика и может быть исправлена с помощью линзы Смита, но величина астигматизма довольной значительна. Поэтому можно отступить от строгой коррекции сферической аберрации в составляющих систему частях. 1. Русинов М.М. Композиция оптических систем. – Л.: Машиностроение, 1989 2. Зверев В. А., Хлусова Н. И. Оптико-механическая промышленность, № 9, с. 24– 25 (1972) 3. Романова Г.Э. Вестник конференции молодых ученых СПбГУ ИТМО. Сборник научных трудов, 1, с. 80 – 90 (2004)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

109

ОЦЕНКА КАЧЕСТВА ИЗОБРАЖЕНИЯ В ЗЕРКАЛЬНОЛИНЗОВОМ ТЕЛЕСКОПЕ НА БАЗЕ АФОКАЛЬНОЙ ДВУХЗЕРКАЛЬНОЙ СИСТЕМЫ Ермаков И.В. Московский государственный технический университет имени Н.Э.Баумана, Россия. Работа заключалась в оценке качества изображения зеркально-линзового телескопа, состоящего из зафокальной двухзеркальной системы и линзовой части. Зафокальная система представляет собой два зеркала сферической и асферической формы. В работе приведен алгоритм расчета наклонных пучков лучей. В качестве базовой части зеркально-линзового телескопа (ЗЛТ) выбрана зафокальная двухзеркальная система (ЗДС), запатентованная Д.Т. Пуряевым, то есть система, в которой луч, идущий от главного зеркала к вторичному, пересекает оптическую ось. Выбран такой вариант, для того чтобы лучи от главного зеркала ЗДС могли проходить к вторичному через отверстие в линзовой части (ЛЧ). В работе рассмотрены четыре варианта ЗДС с параметрами в табл. 1. Параметры Отступление от выполнения Схема системы системы условия синусов (ОВУС) х Г0 = 4.00 х Гмах = 4.01 мах = 0.25 % d = 3000 мм DA = 610 мм 2⋅d 1 DS = 152 мм ∆(ϕ) = − −1 х Γ0 ⋅ r ⋅ cos(ϕ) Γ0 Г0 = 7.00 Рис. 1. Система с х Гмах = 7.013 главным асферическим d = 3000 мм мах = 0.19 % зеркалом DA = 603 мм DS = 86 мм х Г0 = 3.00 х Гмах = 2.973 мах = -0.88 % d = 3000 мм DS = 600 мм 2⋅d DA = 202 мм ∆(ϕ) = −1 х Г 0 ⋅ (2 ⋅ d − R ⋅ cos(ϕ) Г0 = 4.40 х Рис. 2. Система с Гмах = 4.313 главным сферическим d = 3000 мм мах = -1.99 % зеркалом DS = 845 мм DA = 196 мм Табл. 1. Варианты компоновки ЗДС

Очевидно, что чем меньше ОВУС, тем лучше качество изображения, даваемое телескопом, однако в этом случае (2 вариант) получается большое экранирование системы (60%). Поэтому для основы ЗЛТ выбран первый вариант.

110

ОПТИКА – 2005

ЛЧ системы представляет собой трехлинзовый компонент. Фокусное расстояние ЛЧ 1824 мм, относительное отверстие 1:12. Объектив рассчитан для работы на 5 длинах волн. Аберрации осевого пучка отсутствуют на дифракционном уровне по всему полю. Аберрации наклонных пучков компенсируются аберрациями зеркальной системы. Для расчета наклонных пучков лучей через ЗЛТ, принципиальная схема которого представлена на рис. 3, разработан алгоритм (меридиональная плоскость): o 1. Построение трассировки лучей наклонного пучка ( = -0.5 ) от M1 к M2 для нескольких зон входного зрачка. 2. Определение угла наклона нормали в точке отражения от М2. 3. Построение хода этих лучей от М2 к первой поверхности ЛЧ. 4. Определение их угла наклона и Y-координаты пересечения с первой поверхностью ЛЧ. 5. Расчет каждого луча с учетом его наклона через ЛЧ. 6. Определение поперечных аберраций наклонного пучка в меридиональном сечении плоскости анализа. Результаты расчета пятна рассеяния наклонного пучка и аберрации кома ЗЛТ в меридиональном сечении приведены в табл. 2. = -0.5 Размер пятна рассеяния, мм 0.125

o

Аберрация кома, мм 0.043

Табл. 2. Анализ аберраций ЗЛТ Рис. 3. Схема ЗЛТ

Чем меньше ОВУС в ЗДС, тем меньше пятно рассеяния и кома всей системы. Таким образом, для получения наилучшего качества изображения в ЗЛТ необходимо иметь ЛЧ, в которой аберрации осевого пучка исправлены, а аберрации наклонных пучков лучей должны иметь определенный характер, зависящий от схемы ЗДС. 1. Д.Т. Пуряев. Зеркальная телескопическая система. Авторское свидетельство SU 1527607 A1. Бюл. №45 1989. Приоритет 09.03.1988. 2. И.В. Ермаков. Исследование афокальной двухзеркальной системы. Сборник трудов VI Международной конференции «Прикладная оптика», Том III, стр.172-174, 2004.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

111

АЛГОРИТМЫ ПРОСТРАНСТВЕННО-НЕИНВАРИАНТНОЙ ФИЛЬТРАЦИИ ИМПУЛЬСНОГО ШУМА НА ЦИФРОВЫХ ИЗОБРАЖЕНИЯХ В ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННЫХ СИСТЕМАХ Самойлин Е.А. Ростовский военный институт ракетных войск им. Главного маршала артиллерии М.И. Неделина, Ростов-на-Дону, Россия. Предложены пространственно-неинвариантные алгоритмы медианной и усредняющей фильтрации импульсного шума на плоских изображениях для различных оптико-электронных систем обработки цифровых изображений. Представлены результаты численных исследований предлагаемых алгоритмов. В настоящее время получили широкое распространение и продолжают развиваться оптические системы и приборы, ориентированные на работу с цифровыми изображениями. Между тем, для многих оптико-электронных систем обработки и передачи цифровых изображений является характерным возникновение импульсного (точечного) шума (ИШ), представляющего собой независимые искажения (выбросы) отдельных элементов матрицы изображения. Для фильтрации ИШ используются в основном нелинейные методы обработки, например, медианная фильтрация. Медианная фильтрация представляет собой пространственноинвариантную процедуру, и в случае наличия незначительного уровня ИШ вызывает ненужные искажения полезных сигналов. Цель работы – разработка пространственно-неинвариантных алгоритмов фильтрации ИШ на изображениях. Обозначим исходное изображение через λ i, j , где i, j – соответственно число строк и столбцов, i ∈ [1...m] , j ∈ [1...n] , тогда изображение, зашумленное ИШ будет: ⎧⎪λ i, j с вероятностью p (λ ); x i, j = ⎨ , (1) ⎪⎩h i, j с вероятностью p(h) = 1 − p (λ ) где p(λ ) – вероятность появления сигнала λ i, j в координате (i, j ) ; h i, j – значения

искаженных элементов изображения, которые являются независимыми случайными величинами с равномерным распределением на интервале квантования уровня λ i, j . Работа алгоритма обнаружения ИШ выглядит следующим образом. На первом шаге находятся взвешенные разности: ∆ i, j =

1

1

∑∑x

p = −1q = −1

i, j

− x i +p, j+q , p, q = (−1, 0,1) ,

(2)

где p, q – размеры апертуры по i и j соответственно ( 3× 3 элемента). На втором шаге на основе величин взвешенных разностей (2) вычисляется бинарная матрица v i, j принадлежностей элементов x i, j к контурам, к которым будут отнесены и элементы ИШ: ⎧⎪1, ∆ i, j ≥ P∆ ; v i, j = ⎨ , ⎪⎩0, ∆ i, j < P∆ где P∆ – значение порога, устанавливаемого экспериментальным путем. На третьем шаге осуществляется отделение ИШ от контуров:

(3)

112

ОПТИКА – 2005

⎧⎪1, v i, j ≠ (vi −1, j −1 ) (vi −1, j ) (vi −1, j +1 ) (vi , j −1 ) (vi , j +1 ) (vi +1, j −1 ) (vi +1, j ) (vi +1, j +1 ); ~ h i, j = ⎨ , (4) ∨ ∨ ∨ ∨ ∨ ∨ ∨ ⎪⎩0, v i, j = (vi −1, j −1 ) (vi −1, j ) (vi −1, j +1 ) (vi , j −1 ) (vi , j +1 ) (vi +1, j −1 ) (vi +1, j ) (vi +1, j +1 ) где символы ∧ и ∨ означают соответственно логические «И» и «ИЛИ». С учетом (2)-(4), алгоритмы пространственно-неинвариантной усредняющей и медианной фильтрации изображения x i, j , будут иметь соответственно вид: ∧

∧

∧

∧

∧

∧

∧

~ ⎧1 ⎪ 8 (xi −1, j −1 + xi −1, j + xi −1, j +1 + xi , j −1 + xi , j +1 + xi +1, j −1 + xi +1, j + xi +1, j +1 ), h i, j = 1; , (5) y i, j = ⎨ ~ ⎪x , h = 0 ⎩ i, j i, j ~ ⎧⎪MED{xi −1, j −1 , xi −1, j , xi −1, j +1 , xi , j −1 , xi , j , xi , j +1 , xi +1, j −1 , xi +1, j , xi +1, j +1 }, h i, j = 1; . (6) y i, j = ⎨ ~ ⎪⎩x i, j , h i, j = 0 На рисунке 1 представлены зависимости среднеквадратического отклонения изображений y i, j и λ i, j (ошибки фильтрации) в диапазоне интенсивности ИШ p(h)

от 0 до 0.6, показывающие преимущества предлагаемых алгоритмов.

Рис. 1. Сопоставление эффективности известных и предлагаемых алгоритмов фильтрации

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

113

ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ПОГРЕШНОСТИ ПРИ ФОКУСИРОВКЕ НА ТОЧНОСТЬ ИЗМЕРЕНИЯ ОПТИКОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ Анисимов А.Г. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Приведен анализ погрешностей в оптико-электронной системе контроля соосности, вызванных фокусировкой оптической системы. При контроле соосности оптико-электронными методами автоматизация процесса измерений является актуальной проблемой. Одной из задач при решении этой проблемы является снижение погрешности связанной с фокусировкой оптической системы. Предлагаемые исследование направлены на реализацию автофокусировки в автоколлимационных оптико-электронных системах контроля соосности (АОЭС)1. В автоколлимационном варианте исполнения системы на основе оптикоэлектронных измерительных преобразователей, осуществляющих предварительную обработку видеосигнала и передачу измерительной информации по последовательному каналу в центральный блок обработки1,2, погрешность фокусировки системы сводится к рассмотрению основных ее составляющих: погрешности при расфокусировке и перефокусировке. Под расфокусировкой будем понимать несовпадение расположения плоскости фоточувствительного элемента матричного фотоприемника и плоскости изображения. Причинами этого являются продольные смещения контрольного элемента при измерениях и децентрировка оптических компонентов объектива. Расфокусировка приводит к изменению распределения энергии плоскости анализа, т.е. к его размытости. Предложено связывать радиус круга рассеяния r, фокус объектива f 'об с размером зрачка D, дистанцию измерения а и продольное смещение контрольного элемента ∆a выражением (1):

r=

1 f об′ D∆a . 4 a2

(1)

Экспериментально получено, что при измерениях с расфокусированным изображением (при смещения контрольного элемента по дистанции), реализованный в АОЭС алгоритм поиска центра тяжести изображения работает нечетко. Поэтому, обязательным условием проведения измерений является необходимость соблюдения положения точной фокусировки. В реализованной системе АОЭС фокусировка осуществляется по дистанционной шкале. В этом случае погрешность при перефокусировке включает в себя как систематические погрешности фокусирующего механизма, так и человеческий фактор, определяющий неавтоматизированность системы на данном этапе исполнения.

114

ОПТИКА – 2005

Рис.1. Зависимость погрешности измерения dh от перефокусировки на различных дистанциях s

Проведенное экспериментальное исследование показывает, что погрешность dh при перефокусировке s (рис. 1) возрастает с увеличением дистанции до контрольного элемента нелинейно. Предполагается минимизировать погрешности фокусировки путем реализации автофокусировки в исследуемой системе по алгоритму минимума круга рассеяния энергии в изображении. В дальнейшем предлагается повести исследования по оптимизации алгоритма автофокусировки. 1. Крайлюк А.Д., Краснящих А.В., Мусяков В.Л., Тимофеев А.Н., Ярышев С.Н. Оптико-электронная система контроля положения центра корпусных деталей турбоагрегатов относительно оптической оси // Изв. вузов. Приборостроение. Т. 46, №8. С. 61 — 63. 2003. 2. Горбачев А.А., Коротаев В.В., Краснящих А.В., Тимофеев А.Н. Комплексная лабораторная установка по дисциплине «Измерительные оптико-электронные приборы и системы»// Сборник трудов. Конференция “Оптика и образование -2004”/Под ред. Проф. А.А. Шехонтна - С.Пб: СПбГУ ИТМО, с-107- 108, 2004

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

115

СПОСОБЫ ПОЛУЧЕНИЯ «ОДНОЭЛЕКТРОННОГО» ВТОРИЧНО-ЭЛЕКТРОННОГО УМНОЖИТЕЛЯ Афанасьев И.М. ФГУП ВНЦ "Государственный Оптический Институт им. С.И. Вавилова", Санкт-Петербург, Россия. Рассматриваются методы экспериментальных и теоретических исследований, призванные разработать «одноэлектронный» открытый вторично-электронный умножитель (ВЭУ) на базе умножителя, изготавливаемого ГОИ. Интерес к одноэлектронным свойствам ВЭУ проистекает из задачи регистрации слабых потоков излучения – порядка единиц квантов в секунду. ВЭУ представляет собой электроннооптическую систему с вторичноэмиссионным усилением электронного потока от фотокатода с открытым для излучения входом. Изготавливаемые в ГОИ умножители являются «солнечнослепыми» приемниками, способными регистрировать слабое коротковолновое излучение на фоне мощного в ближней ультрафиолетовой и видимой областях. Для точной регистрации слабых потоков излучения (порядка единиц квантов в секунду) весьма существенным является наличие одноэлектронного пика в амплитудном спектре умножителя. Однако одноэлектронное распределение выходных импульсов ВЭУ сильно искажается шумами. Существуют аналитические (фильтрация шумовых импульсов при обработке зарегистрированного спектра) и аппаратурные (использующие схему совпадения, в том числе на основе модуляции излучения с поочередным снятием светового и темнового спектров) способы дискриминации шумовых импульсов. Но может использоваться третий путь (наиболее эффективный) - разработка умножителя, имеющего четкий одноэлектронный пик в амплитудном спектре. Использование такого ВЭУ расширит диапазон регистрации, упростит обработку измеряемого сигнала и повысит точность измерения малоинтенсивных потоков квантов. При доработке ВЭУ до «одноэлектронного» образца могут использоваться следующие подходы: - достижение наибольшей и в тоже время стабильной эмиссии с первого динода; - увеличение сбора фотоэлектронов на первом диноде; - математическая интерпретация зарегистрированных амплитудных спектров с целью фильтрации шумовых составляющих и выявления характера одноэлектронной компоненты ВЭУ с последующими экспериментами по коррекции параметров ВЭУ. При реализации этих подходов предпочтительны наиболее простые и дешевые способы с минимальными изменениями в конструкции и технологии изготовления умножителя. При этом должны быть сохранены достигнутые в ГОИ уникальные свойства ВЭУ (высокая чувствительность к рентгеновскому и крайнему УФ излучению, а также «солнечная слепота» к излучению свыше 125 нм).

116

ОПТИКА – 2005

ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЕ УСТРОЙСТВО ДЛЯ ИДЕНТИФИКАЦИИ ЭПИДУРАЛЬНОГО ПРОСТРАНСТВА ПАЦИЕНТОВ С ПРИМЕНЕНИЕМ ГРАДИЕНТНОГО ТРАНСЛЯТОРА Егоров А. Г. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Предлагается один из современных методов по идентификации биологических тканей, на примере эпидурального пространства, основанный на использование градиентной оптики. На сегодняшний день, эпидуральная анестезия является одним из самых распространенных методов обезболивания в современной анестезиологии. Она характеризуется выраженным и длительным обезболиванием при введении в эпидуральное пространство небольшой дозы обезболивающего вещества. Эпидуральным пространством (epidural space) называется внутренняя полость, заключенная в позвоночном канале и в виде узкой щели окружающая твердую оболочку спинного мозга (dura mater). Наружными стенками эпидурального пространства спереди, являются тела позвонков с проходящей по ним задней продольной связкой, а сзади дуги позвонков и желтые связки, заполняющие промежутки между ними. Внутренней стенкой эпидурального пространства является твердая мозговая оболочка. Биологическая ткань эпидурального пространства включает в себя: соединительную ткань, жир, сосуды. Основными проблемами эпидуральной анестезии является идентификация эпидурального пространства, т. е. определение момента вхождения конца иглы в ткань эпидурального пространства позвоночного канала. При выполнении эпидуральной анестезии необходимо пунктировать эпидуральное пространство так, чтобы не повредить твердую мозговую оболочку и сосуды. Вероятность пункции твердой мозговой оболочки составляет 2,5%, а пункция сосуда 2,8%. Повышение информативности и безопасности диагностических манипуляций (пункция эпидурального пространства, взятие материала для морфологических исследований и прочее), проводимых на или вблизи жизненно важных органов (центральная нервная система, легкие, сердце, поджелудочная железа) требует применения современных, малоинвазивных, высокотехнологичных оптикоэлектронных приборов. Возможность получения интересующей достоверной информации, возможно тонкоигольным способом без нанесения больших травм и разрезов обследуемого больного. В настоящий момент сохраняется актуальная проблема идентификации правильности расположения конца пункционной иглы в биологических тканях in vivo. На данный момент, существуют несколько подобных методов идентификации положения конца иглы в эпидуральном пространстве основанные на использование волоконно-оптических методов, которые находятся на стадии теоретических и практических исследований, но самым современным методом является метод, основанный на использование градиентной оптики. Так как эпидуральные иглы, применяемые для операции, имеют отверстия с диаметром, равным примерно 1 мм, то в них может быть помещен градиентный транслятор (соответствующего диаметра), полированные торцы которого совпадают

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

117

с концами иглы. По градиентному транслятору оптическое излучение подводиться к концу иглы, а отраженный свет возвращается обратно для идентификации расположения конца иглы в эпидуральном пространстве. При этом получают изображение биологических тканей прилегающих к концу иглы. О достижении эпидурального пространства (или другой биологической ткани, субстрата) концом иглы, врач может судить по цвету и структуре изображения ткани, прилегающей к торцу градиентного транслятора, что позволяет устранить перфорацию твердой мозговой оболочки и сосудов. Функциональная схема оптико-электронного устройство для идентификации эпидурального пространства пациентов с применением градиентного транслятора представлена на рис. 1. Где: 1 - игла, 2 - градиентный транслятор с: n ⋅ "λ" + ¼ "λ", 3 - корпус, 4 - светоделительное зеркало, 5 - конденсор осветителя, 6 - источник света (белый светодиод или миниатюрная лампа накаливания), 7 - проекционный объектив, проектирующий изображение биологической ткани с полированного торца градиентного транслятора на ПЗС-матрицу 8, выход которой соединен с изображающим устройством 9, телевизионным монитором.

Рис. 1. Функциональная схема оптико-электронного устройство для идентификации эпидурального пространства пациентов с применением градиентного транслятора

Надо отметить, что применение градиентного транслятора в подобном оптикоэлектронном устройстве существенно повышает разрешающую способность видеоканала, что в результате позволяет в полной мере передать не только изображение и общие контуры биологической ткани, но и её детальную структуру. 1. Егоров А. Г. Фотоэлектрическое устройство для идентификации эпидурального пространства пациентов. Современные технологии: Сборник научных статей. / Под ред. профессора С. А. Козлова. СПб: СПб ГИТМО(ТУ), 2003. - 285 с.: ил.

118

ОПТИКА – 2005

ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА ОПТИКОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ УПРАВЛЕНИЯ СТРОИТЕЛЬНЫМИ МАШИНАМИ Богатинский Е.М., Тимофеев А.Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Предлагается на основе разработанной методики габаритноэнергетического расчета выбрать наиболее оптимальные элементы схемы прожекторного блока, рассчитать погрешность позиционирования системы управления строительными машинами. В связи с постоянным ростом требований к качеству строительной продукции возникает необходимость в повышении общего технического уровня строительных работ и их технологичности. Земляные работы в общей схеме строительства занимают особое место, в том числе при сооружении дорог, путепроводов, аэродромов и т. д. Поэтому вопросы точности проведения таких работ имеют принципиальное значение, поскольку они, в конечном счете, определяют уровень качества строительных работ. В работах 1-3 показано, что использование для позиционирования в качестве протяженной измерительной базы оптической равносигнальной зоны (ОРСЗ) удобно, выгодно и технически оправдано. Общим является случай, когда ОРСЗ имеет форму плоскости 4. В таком случае возникает вопрос об оптической системе для формирования ОРСЗ. Как было определено в работе 5, использование для этих целей панорамной концентрической оптики дает массу очевидных преимуществ и имеет минимум недостатков. Однако, независимо от способа формирования, все приборы с ОРСЗ осуществляют сканирование пространства. При решении ряда практических задач возникает необходимость обзора пространства в полной сфере, полусфере или в некоторой сравнительно широкой кольцевой зоне. В основу работы систем контроля и управления позиционированием относительно измерительной базы положено использование задатчика базовой плоскости, осуществляющего развертку оптического излучения и тем самым создающего горизонтально или под определенным наклоном круговую ОРСЗ, и приемников, устанавливаемых на рабочих органах строительных машин (рис. 1).

Рис. 1. Принцип работы систем контроля и управления позиционированием

Предел допускаемой систематической составляющей основной погрешности позиционирования, определяется выражением:

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

119

4Cδ ϕ l 3d 2 sin 2 ( Θ )m G ⋅ ∆f 2 ∆y = , (1) πτPe KS I D0 2 D 2 где С – коэффициент формы распределения аберраций объектива прожекторного блока; δφ – максимальное значение угловой сферической аберрации объектива прожекторного блока; l – максимальная дистанция контроля смещений; d – диаметр излучающей площадки светодиода; Θ – угол освечивания светодиода; m – минимально допустимое отношение сигнал-шум; G – спектральная плотность шума приемника; ∆f – полоса частот электронного тракта; τ – коэффициент пропускания излучения светодиода оптикой и средой; Pe – мощность излучения светодиода; K – корреляционный множитель серийно выпускаемых светодиодов; SI – токовая чувствительность приемника к потоку от светодиода; D0 – диаметр выходного зрачка объектива прожектора; D – диаметр входного зрачка объектива приемной части. В последнее время возрастает потребность именно в приборах, отвечающих требованиям высокой точности. Предлагаемая система должна облегчить решение современных проблем, стоящих перед приборостроением в области создания высокоточных систем контроля и управления. 1. Джабиев А.Н., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н. Оптикоэлектронные приборы и системы с оптической равносигнальной зоной. Монография / Под общей редакцией Э.Д.Панкова - СПб.: ИТМО, 1998. 2. Барсуков О.А., Тимофеев А.Н. Особенности формирования оптической равносигнальной плоскости. // Оптико-электронные приборы и системы: Сб. науч. статей. Вып. 99 / Под ред. Э.Д. Панкова -СПб.: СПбГИТМО(ТУ), 1999. 3. Исследование принципов образования, методики расчета и средств создания оптической равносигнальной плоскости в системах оперативного мониторинга // Отчет по НИР № 08635 / Руководитель профессор Панков Э.Д. СПб.: СПбГИТМО(ТУ), 1999. 4. Цуккерман С.Т., Гридин А.С. Приборы управления при помощи оптического луча. – Л.: Машиностроение, 1969. 5. Елизаров А.В., Куртов А. В., Соломатин В.А., Якушенков Ю.Г. Обзорнопанорамные оптико-электронные системы. // Приборостроение, 2002. № 2.

120

ОПТИКА – 2005

РАЗРАБОТКА И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ОПТИЧЕСКОЙ ЛИНИИ СВЯЗИ НА ОСНОВЕ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ ФАЗОВОЙ МОДУЛЯЦИИ Мирошниченко В.И. Ростовский военный институт ракетных войск им. Главного маршала артиллерии М.И. Неделина, Ростов-на-Дону, Россия. Предложена атмосферная оптическая линия связи (АОЛС) на основе использования фазовой модуляции (ФМ) и гомодинного приема в оптическом диапазоне, экспериментально исследованы ее функциональные характеристики. Разработана АОЛС, в которой применены принципиально более помехоустойчивые методы модуляции и приема оптического излучения, к которым относятся ФМ и гомодинный прием оптического сигнала. Известны гомодинные системы оптического диапазона, описанные, например, в работах 1-2, использующие сигнал местного гетеродина, при этом требования к когерентности, стабильности частоты и пространственному совмещению фронтов сигнального луча и луча местного гетеродина чрезвычайно высоки, что делает этот способ трудно выполнимым, а помехоустойчивость АОЛС остается небольшой. Сущность предлагаемой АОЛС заключается в следующем. На передающей стороне АОЛС формируют два когерентных пространственно совмещенных луча одинаковой амплитуды. Один из них является опорным, а второй модулируется по фазе по закону передаваемого сообщения. Пространственное совмещение опорного и информационного лучей делает их одинаково пораженными как амплитудными, так и фазовыми возмущениями на трассе распространения оптического сигнала. На приемной стороне АОЛС оба луча создают интерференционную картину (ИК) в плоскости матрицы фотоприемников (ФП), которые разделены на две группы, отстоящие друг от друга в соответствии с пространственным периодом ИК в отсутствии модуляции. При ФМ сигнального луча происходит перераспределение энергии оптического поля в плоскости ИК, определяемое законом модуляции (вплоть до смены светлых областей на темные). Производя одновременное раздельное измерение выходных сигналов первой и второй групп ФП, находят отношение измеренных величин, являющееся пропорциональным модулирующему сигналу в пределах линейного участка демодуляционной характеристики. На приемную сторону АОЛС приходят пространственно совмещенные когерентные лучи, получившие одинаковые амплитудно-фазовые возмущения, которые создают ИК в плоскости ФП. Распределение интенсивности в ИК зависит от разности фаз опорного и сигнального лучей, что приводит к устранению влияния фазовых возмущений на трассе распространения совмещенных лучей. Процесс деления значений выходных сигналов одной группы ФП на значения выходных сигналов другой группы позволяет исключить влияние амплитудных возмущений на выходной сигнал делителя. В состав АОЛС (рис. 1) входят следующие оптически связанные элементы: источник когерентного оптического излучения 1, короткофокусная собирающая линза 2, светоделительная пластина 3, фазовый модулятор отражательного типа 4, который связан с источником передаваемого сигнала 5. Далее вдоль оптической оси расположена длиннофокусная собирающая линза 6, фокус которой совмещен с

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

121

фокусом короткофокусной линзы 2. Передаваемое излучение, пройдя трассу распространения, попадает в приемную оптическую систему, состоящую из расположенных вдоль ее оптической оси длиннофокусной 7 и короткофокусной 8 линз, диафрагмы пространственного фильтра 9, интерференционного фильтра 10, матрицы ФП 11, связанной с измерителем отношений 12. На рис. 1.2 приведены зависимости экспериментально полученных сигналов на выходе первой U1 и второй U2 групп ФП при изменении фазы информационного луча, а также график U, полученный в результате нахождения отношения этих величин, отражающая зависимость выходного сигнала приемника от фазы информационного луча, являющаяся демодуляционной характеристикой приемника. Как видно из полученной зависимости, на ней может быть выделен линейный участок для осуществления линейной аналоговой модуляции. Для передачи цифрового сигнала может быть использована фазовая манипуляция (0; π ).

Рис. 1

Рис. 2

1. В.К. Пратт, Лазерные системы связи.- М.: Связь, 1972. -232с. 2. Керр, Титтертон и др. Оптическая связь через атмосферу. ТИИЭР. 1970. Т.58. № 10. С.318.

122

ОПТИКА – 2005

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ШУМОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ОПТОВОЛОКОННЫХ ИНФОРМАЦИОННОИЗМЕРИТЕЛЬНЫХ СИСТЕМ Поляков А.В. Белорусский государственный университет, Минск, Республика Беларусь. Разработана математическая модель для проведения многопараметрического анализа способов минимизации совместного влияния флуктуационных и температурных воздействий. Выявлены закономерности, позволяющие определить оптимальные режимы работы элементов системы и осуществить выбор рабочего диапазона температур по критерию максимального отношения сигнал/шум. Волоконно-оптические системы передачи, хранения и обработки информации (ВОС) занимают все более заметное положение в науке и производстве. Одной из основных характеристик ВОС является вероятность ошибки BER приема информации. Как известно, величина BER определяется отношением сигнал/шум на входе порогового решающего устройства. Разработана математическая модель для расчета отношения сигнал/шум в ВОС, позволяющая провести многопараметрический системный анализ способ минимизации совместного влияния флуктуационных и температурных воздействий. С помощью данной модели были получены следующие результаты: 1) из анализа источников шумов следует, что шумы, связанные с флуктуациями амплитуды излучения инжекционного лазера (ИЛ), соизмеримы с другими шумовыми компонентами ВОС при длинах одномодовых волоконных световодов (ВС) до нескольких десятков километров; 2) при использовании ЛФД в режиме постоянного коэффициента лавинного умножения M=const отношение сигнал/шум постоянно нелинейно уменьшается с повышением температуры; 3) использование режима работы ЛФД при постоянном напряжении смещения U=const, обладающего наибольшей простотой схемной реализации, приводит к появлению максимума в зависимости отношения сигнал/шум от температуры ξ(θ), причем положение этого максимума на оси температур определяется температурной зависимостью мощности излучения ИЛ; 4) для выполнения условия ξ=ξmax в области комнатных температур для режима работы ЛФД U=const необходимо использовать ИЛ с мощностью излучения PL≥2 мВт, при этом отношение сигнал/шум увеличивается примерно на 10 дБ по сравнению с фотоприемниками без внутреннего усиления для длины ВС L>30 км; 5) для достижения наибольшего отношения сигнал/шум при температурах ниже комнатной предпочтительнее использовать ЛФД в режиме M=const, когда длина ВС L>20–25 км, а при более коротких ВС– PIN-фотодиоды; 6) оптимальным с точки зрения максимума отношения сигнал/шум является коэффициент лавинного умножения Ge-ЛФД в пределах М=8–10, причем данный диапазон практически не зависит от мощности излучения лазера. Работа выполнена при поддержке Белорусского республиканского фонда фундаментальных исследований.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

123

НЕКОТОРЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ПОДГОТОВИТЕЛЬНЫХ РАБОТ К ПРОВЕДЕНИЮ КАЛИБРОВОЧНЫХ ИСПЫТАНИЙ АППАРАТУРЫ «КОСМИЧЕСКИЙ СОЛНЕЧНЫЙ ПАТРУЛЬ» Авакян С.В., Афанасьев И.М., Воронин Н.А., Зоткин И.А., Черников Д.А., Пиндюрин В.Ф.*, Николенко А.Д.*, Лях В.В.*, Легкодымов А.А.*, Полетаев И.В.*, Холопов М.А.* ФГУП ВНЦ "Государственный Оптический Институт им. С.И. Вавилова", Санкт-Петербург, Россия *Институт ядерной физики им. Г.И. Будкера, Новосибирск, Россия. Рассматриваются совместные теоретические и лабораторные экспериментальные работы коллективов ГОИ им. С.И. Вавилова и ИЯФ им. Г.И. Будкера СО РАН (Новосибирск), связанные с подготовкой к калибровочным испытаниям на синхротронном источнике ИЯФ изготовленной в ГОИ аппаратуры «Космический солнечный патруль». Оптико-электронная научная аппаратура «Космический солнечный патруль» (КСП) – это измерительные приборы (радиометр, рентгеновский и ультрафиолетовый спектрометры), предназначенные для проведения космического эксперимента "Патруль солнечной активности в крайнем ультрафиолетовом и мягком рентгеновском диапазоне, включая периоды солнечных вспышек (абсолютные спектрофотометрические измерения в диапазоне 0,14 – 157 нм)". Данный космический эксперимент является фундаментальным исследованием в области космической оптики, в результате осуществления которого можно ожидать скачок в понимании физики солнечно-земных связей. Одним из этапов в осуществлении Космического солнечного патруля является калибровка аппаратуры на синхротронном источнике ИЯФ с целью метрологического определения измерительной способности аппаратуры в диапазоне 0,25 – 122 нм, что в свою очередь позволит определить абсолютные величины потоков квантов, идущих от Солнца, во всем прокалиброванном диапазоне. Калибровке предшествуют следующие подготовительные теоретические и экспериментальные работы: - Разработка методики калибровки аппаратуры КСП на синхротронном источнике (СИ) с оценкой ожидаемых точностей калибровки на пучках СИ. - Усовершенствование методических и инструментальных средств по управлению электронными пучками в накопителе и диагностике их параметров для выполнения калибровок на СИ. - Разработка и создание специальной метрологической станции СИ на накопителе ВЭПП-4 для выполнения калибровок аппаратуры солнечного патруля в широком диапазоне спектра 0,25 – 122 нм с осуществлением мер по уменьшению рассеянного света и подавления высших порядков монохроматоров. - Разработка и создание контрольно-измерительной аппаратуры и автоматизированной системы обработки измеренной приборами КСП информации. Интеграция аппаратуры КСП в систему автоматизации и сбора данных станции СИ. На сегодняшний день основная часть данной работы проделана. Разработана методика калибровки аппаратуры КСП на СИ методом эталонного детектора с достижением точности абсолютной калибровки лучше 10% при спектральном разрешении около 1 нм. При этом предполагается дополнительная

124

ОПТИКА – 2005

поверочная калибровка эталонных детекторов методом селективных поглощающих фильтров. Будет обеспечена интенсивность пучка СИ на всех длинах волн в середине шкалы диапазона измерения аппаратуры КСП (103 – 104 имп/сек), при которой регистрация потока СИ будет выполняться с наибольшей приборной точностью. Коллектив ИЯФ начал работу по созданию метрологической станции СИ на накопителе ВЭПП-4. С этой целью подготовлена конструкторская документация на канал вывода СИ из накопителя и экспериментальный вакуумный объем станции с подставками и с системой откачки. Изготовлены начальный участок канала СИ, часть элементов канала между стенами биологической защиты, экспериментальный вакуумный объем ~1 м3 с крепежными элементами и юстировочно-крепежной системой, начата сборка монохроматора. Разработаны программы по коррекции орбиты электронного пучка в накопителе и найдены режимы коррекции для вывода пучка СИ в специализированный канал, в том числе, и для условий параллельной работы с программой по физике высоких энергий. Проведена настройка элементов начального участка канала СИ на рентгеновский пучок и выполнена трассировка пучка до входа в экспериментальный зал для работ с СИ. Кроме того, были проведены работы по подготовке метрологической станции СИ на накопителе ВЭПП-3 для выполнения пробных калибровок аппаратуры КСП. Для этого осуществлен демонтаж оборудования канала СИ, используемого для исследования напыления покрытий, на месте которого теперь размещается канал метрологической станции СИ для пробной калибровки аппаратуры КСП. Проведено исследование возможности измерения малых токов в накопителе ВЭПП-3 с помощью имеющейся системы измерения профиля пучка в накопителе. Предварительные результаты показали возможность измерения токов до 1 мкА с линейностью 2-3%. Завершена сборка специализированного сверхвысоковакуумного канала СИ и экспериментальной станции метрологии. Получен вакуум в канале СИ вблизи накопителя не хуже 10-8 Па. Разработаны и проверены системы непрерывного мониторинга вакуума в канале СИ и быстрой аварийной защиты накопителя по вакууму (прототипы систем для канала и станции на ВЭПП-4). Выполнена юстировка элементов канала и станции по пучку СИ. Таким образом, для созданной специальной метрологической станции СИ на ВЭПП-3 обеспечивается полная радиационная защита персонала (по действующим санитарным нормам) и защита аппаратуры (в пределах естественного радиационного фона в околоземном космическом пространстве вне радиационных поясов Земли на низких орбитах). Гарантируется вакуум в экспериментальном объеме с аппаратурой не хуже 5⋅10-6 мм рт.ст. Обеспечивается возможность подвижок в юстировочных целях во время калибровки. При выполнении совместных лабораторных работ коллективами ГОИ и ИЯФ экспериментально проверена помехоустойчивость работы электронной аппаратуры КСП в реальных условиях бункера СИ ВЭПП-3 и проведены опыты по интеграции радиометра КСП в систему автоматизации и сбора данных станции СИ (посредством крейт-контроллера КАМАК). Создана предварительная версия программы обслуживания измерений (с регистрацией и отображением результатов на персональном компьютере) под интегрируемую аппаратуру КСП. Данные работы выполняются в рамках проекта #2500 Международного научно-технологического центра «Калибровка аппаратуры Космического солнечного патруля на синхротронном источнике».

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

125

ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ КОНТРОЛЯ ГЕОМЕТРИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ОБЪЕКТОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ГРАДИЕНТА ФАЗЫ ВОЗНИКАЮЩЕГО ПРИ ДИФРАКЦИИ НА «ЗЕРКАЛЬНОЙ» АПЕРТУРЕ Иванов А.Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрена дифракционная картина от апертуры образованной опорным ребром и отражающей поверхностью. Предложена схема контроля геометрии поверхности изделий в опто - и микроэлектронике. Одним из перспективных методов контроля геометрических параметров объектов являются дифракционные методы. Наибольший интерес, ввиду более простого расчета, представляют объекты, функция пропускания которых описывается униполярным прямоугольным импульсом, т.е. соответствует функции пропускания щелевой апертуры. Поэтому была рассчитана и исследована дифракционная картина от апертуры, образованной опорным ребром и отражающей поверхностью – «зеркальная» щель. Анализ полученных выражений показал, что распределение амплитуды за такой апертурой соответствует распределению амплитуды от апертуры удвоенной ширины, функция пропускания которой соответствует ступенчатой функции, причем высота фазовой «ступеньки» на входе зависит от ширины апертуры. Поэтому, если апертура имела переменную ширину (например, из–за наклона опорного ребра), то это приводило к возникновению поперечных интерференционных полос в дифракционной картине. Было предложено использовать данную схему для контроля неплоскостности и прогиба пластин из различных материалов для нужд опто - и микроэлектроники.

126

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ДВУХСПЕКТРАЛЬНОГО МЕТОДА ОСЛАБЛЕНИЯ ВЛИЯНИЯ ВЕРТИКАЛЬНОГО ГРАДИЕНТА ТЕМПЕРАТУРЫ ВОЗДУШНОГО ТРАКТА В ОПТИКОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЕ КОНТРОЛЯ СМЕЩЕНИЙ Араканцев К.Г. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Приведено теоретическое обоснование применения дисперсионного двухспектрального метода для уменьшения влияния стабильного вертикального градиента температуры воздушного тракта на точность измерений в распределённой оптико-электронной системе контроля смещений. Среди источников погрешностей в оптико-электронных системах для инженерных геодезических измерений большую роль играет влияние воздушного тракта. При этом основным источником систематических ошибок является эффект рефракции. Многоспектральные методы компенсации влияния атмосферы позволяют повысить точность оптических измерений1. На кафедре ОЭПиС был разработан измерительный канал (ИК) распределённой оптико-электронной системы (РОЭС)2, предназначенной для измерения поперечных смещений объектов, расположенных на дистанциях до 20 м. ИК реализует авторефлексионную измерительную схему; результаты измерений в которой обрабатываются программными средствами с использованием компьютера. Для ослабления влияния вертикального градиента температуры на точность измерений предлагается использовать двухспектральный метод, состоящий в прямых измерениях координат объекта с использованием излучения двух длин волн (рабочей и вспомогательной). При этом, на основе полученных данных, можно вычислить ошибку измерения смещения для рабочей длины волны1. Зачастую градиент температуры на горизонтальных трассах можно считать постоянным3. В этом случае смещение луча по координате y выражается формулой

δy = −

(n − 1) ⋅ grad y T ⋅ L2 2 ⋅T ⋅ n

,

(1)

где n - показатель преломления для излучения выбранной длины волны, grad y T вертикальный градиент температуры воздушного тракта, T - средняя температура. Разность деформаций луча δy12 , обусловленных градиентом температуры, при работе на длинах волн λ1 и λ 2 будет

δy12 = δy1 − δy 2 =

(n2 − n1 ) ⋅ grad y T ⋅ L2 2 ⋅ T ⋅ n1 ⋅ n2

,

(2)

где δy1 , δy 2 - величина деформации луча при работе на длинах волн λ1 и λ 2 ;

n1 , n2 - показатели преломления для длин волн λ1 и λ 2 .

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

127

Измерив δy12 в контролируемой точке, из (1) и (2) можно определить величину поправки в результаты измерения смещения объекта на рабочей длине волны

δy1 = −

δy12 n2 (n1 − 1) . n2 − n1

(3)

В первом приближении температурный градиент, в рассматриваемой системе, прямо пропорционален величине элемента структуры фотоприёмника (пиксель в матрице ФПЗС) и обратно пропорционален расстоянию измерений, фокусному расстоянию объектива и величине разности n2 − n1 . Поэтому для снижения степени влияния температурного градиента на точность измерений рабочую и вспомогательную длины волн нужно выбирать, исходя из максимума разности n2 − n1 . При этом также нужно учитывать спектральную чувствительность ФПЗС. Точность измерения смещения в РОЭС, помимо конструктивных параметров, в основном ограничивается шумами ФПЗС, аберрациями оптической части ИК, помехами в электронном блоке обработки информации. Поэтому, при реализации ИК для каждой конкретной задачи конструктивные параметры системы и качество составляющих её блоков должны определяться требуемой точностью измерений и условиями работы системы. В разработанном РОЭС при нормальных условиях измерений (для сухого воздуха, содержащего 0.03% углекислого газа, при температуре 273 К и давлении 760 мм рт. ст.), для расстояния измерений 20 м и излучении с длинами волн λ1 = 400нм и λ 2 = 850нм можно ожидать, что погрешности будут скомпенсированы для градиентов более 1.8 К/м. В дальнейшем планируется провести экспериментальные исследования применимости двухспектрального метода при измерениях с помощью РОЭС. 1. Прилепин М.Т., Голубев А.Н. Оптические квантовые генераторы в геодезических измерениях. М.: Недра, 168 с., 1972 2. Коротаев В.В., Краснящих А.В., Исследование измерительного канала распределенной оптико-электронной системы контроля деформации крупногабаритных инженерных сооружений.// Сборник трудов конференции "Оптика 2003" 20-23 октября 2003 г, Санкт-Петербург, СПб, ГОИ, 2003. 3. Джабиев А.Н., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н., Оптикоэлектронные приборы и системы с оптической равносигнальной зоной. / Под общей редакцией Э.Д. Панкова – СПб., ИТМО, – 238 с., 1998.

128

ОПТИКА – 2005

МЕТОДИКА ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА ДВУХОБЪЕКТИВНОЙ БИАКСИАЛЬНОЙ АВТОКОЛЛИМАЦИОННОЙ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ Алеев А.М., Прокофьев А.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики. Санкт-Петербург, Россия. Рассматривается методика энергетического расчета двухобъективной биаксиальной схемы построения оптической системы приемопередающего блока автоколлимационной оптико-электронной системы контроля соосности с оптической равносигнальной зоной. При проектировании различного рода автоколлимационных оптикоэлектронных систем контроля соосности (АОЭСКС) особое внимание следует уделить разработке оптической системы. Одним из вариантов построения оптической системы приемо-передающего блока (ППБ) АОЭСКС с оптической равносигнальной зоной (ОРСЗ) является двухобъективная биаксиальная схема, в которой оптическая ось объектива прожектора не совпадает с оптической осью объектива приемной части (ПЧ), а приём отраженного оптического сигнала осуществляется как в центральной, так и в периферийной части отраженного пучка лучей. Оптическая система такого рода АОЭСКС представлена на рисунке 1.

2 Y Z

3

X О

4 5 1

Y' X’

Z’

О’

Рис. 1 Упрощенная оптическая система ППБ двухобъективной биаксиальной АОЭСКС с ОРСЗ

Объектив ПЧ 4 располагается в одном блоке с объективом прожектора 2 и фокусирует принимаемое оптическое излучение, отраженное контрольным элементом 3, на фоточувствительной поверхности приемника оптического излучения 5, причем угол поля зрения объектива ПЧ должен охватывать весь диапазон перемещения контрольного элемента, и, при необходимости, принимать весь отраженный оптический пучок лучей с ОРСЗ 1. Предложенный контрольный элемент представляет из себя призму БкР-1800, которая эквивалентна трипель-призме, обладающей рядом преимуществ по сравнению с другими отражателями, например, зеркально – линзовыми.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

129

Приведённая оптическая система двухобъективной биаксиальной АОЭСКС с ОРСЗ позволяет повысить отношение сигнал / шум, поскольку может использовать как центральную, так и периферийную зону пучка лучей. Поэтому целью исследования являлось изучение зависимости габаритных размеров зрачков оптической системы ППБ от её конструктивных параметров. По уравнениям энергетического расчета двухобъективной биаксиальной АОЭСКС с ОРСЗ приведенных в работе1 получены зависимости диаметра выходного зрачка объектива прожектора и входного рачка объектива ПЧ от положения плоскости фокусировки. 270

D, мм

225

1

180 135 2

90 45 z0 , м

0 0

5

10

15

20

Рис. 2. Графики зависимости диаметра входного зрачка объектива ПЧ (кривая 1) и выходного зрачка объектива прожектора (кривая 2) и от положения плоскости фокусировки z0 Из приведенных на рис. 2 графиков следует, что при приближении плоскости фокусировки к рабочей дистанции (10 м.), диаметр выходного зрачка объектива прожектора увеличивается. Указанные обстоятельства обусловлены энергетической чувствительностью АОЭСКС с ОРСЗ, изменение которой оказывает существенное влияние на габариты её оптической системы. В дальнейшем планируется провести экспериментальные исследования приведенных зависимостей. 1. Панков Э. Д., Прокофьев А. В., Тимофеев А. Н. Особенности построения автоколимационной оптико-электронной системы контроля положения элементов турбоагрегатов // Научно-технический вестник СПб ГИТМО(ТУ). Выпуск 5. Оптические приборы, системы и технологии / Главный редактор В. Н. Васильев. СПб: СПб ГИТМО(ТУ), 199 с, 2002.

130

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ВОСЬМИКАНАЛЬНОГО ФОТОМЕТРИЧЕСКОГО БЛОКА ДЛЯ РЕНТГЕНОЛЮМИНЕСЦЕНТНОГО СЕПАРАТОРА АЛМАЗОВ Чертов А. Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассматриваются особенности построения восьмиканального фотометрического блока для рентгенолюминесцентного сепаратора алмазов для различных приемников оптического излучения. Использование фотометрических блоков в рентгенолюминесцентных сепараторах алмазов, производимых на Санкт-Петербургском научнопроизводственном предприятии «Буревестник», позволяет улучшить качество обогащения исходной руды путем локализации зон регистрации свечения для уменьшения выхода материала на одну отсечку. Для повышения эффективности работы сепараторов является целесообразным проведение работ по усовершенствованию оптической системы фотометрического блока, включающих в том числе и развитие методики их габаритно-энергетического расчета1. Качественным отличием восьмиканального фотометрического блока сепаратора ЛС-ОД-6 является то, что он должен встраиваться в машину сортировочную, конструктивно не вызывая изменения блоков и узлов, к нему не относящихся, поэтому главная задача проектирования заключается в обеспечении требуемых фотометрических характеристик при жестком ограничении блока по габаритам. Для ЛС-ОД-6 по техническому заданию зона обзора для каждого фотометрического канала должна составлять 12×8 мм при межосевом расстоянии всего 15 мм, поэтому световой диаметр оптики фотометрического канала не должен превышать 12 мм.

Рис. 1. Оптическая система фотометрического канала для варианта с ФЭУ R6094

В исследуемом фотометрическом блоке для ФЭУ типа R6094 фирмы Hamamatsu с анодной чувствительностью Sa=3600 А/Вт на середине спектральной области фотолюминесценции алмаза λ=500 нм ввиду значительных габаритов фотоприемника фотометрического канала строится по схеме «оптическая система −

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

131

световод − ФЭУ». Для увеличения площади входного зрачка и, как следствие, уровня сигнала на чувствительной площадке ФЭУ предложено использование объектива с прямоугольной формой входного зрачка. Для канального ФЭУ типа С944 фирмы PerkinElmer Optoelectronics с габаритными размерами 10,5 мм в диаметре и чувствительностью, превышающей на порядок чувствительность R6094, предложено строить фотометрический канал по схеме «оптическая система − ФЭУ». В этом случае, в виду сравнительно высокой равномерности чувствительности по площадке ФЭУ, отпадает необходимость применения конденсора в оптической системе.

Рис. 2. Оптическая система ФК для варианта с ФЭУ C944

Сравнительный структурный анализ схем построения ФБ показал, что вариант «оптическая система − ФЭУ» является наиболее предпочтительным как по фотометрическим характеристикам, так и в связи с упрощением оптической системы. Экспериментальные исследования предложенных вариантов моделей фотометрических блоков планируется провести на опытных образцах сепаратора ЛС-ОД-6. 1. Коротаев В.В., Левитин А. И., Бубырь Е. В., Похилый Р. А., Чертов А. Н., Сборник трудов VI Международной конференции «Прикладная оптика», 1, 94-96, (2004).

132

ОПТИКА – 2005

ПРИМЕНЕНИЕ АЛГОРИТМОВ ДЛЯ АНАЛИЗА КОМПЕНСАЦИОННЫХ ДЕЦЕНТРИРОВОК И НАКЛОНОВ ПОВЕРХНОСТЕЙ В ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЕ НА ОСНОВЕ ГАУССОВОЙ ОПТИКИ Н.Б. Вознесенский, К.В. Ежова Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия Рассматривается возможность применения алгоритмов, основанных на аппарате матричной оптики для анализа процесса сборки и юстировки прецизионных оптических систем. Предложена методика определения влияния децентрировок и наклонов поверхностей элементов оптической системы, реального положения оптической оси системы, расчета фактических децентрировок системы. В настоящее время к изготовлению высокоточных оптических систем, в частности, проекционных объективов для фотолитографии, предъявляются высокие требования по качеству сборки и юстировки. Одна из проблем, возникающих в процессе сборки таких систем - контроль допустимых значений децентрировок поверхностей и компонентов. В докладе рассматривается математическое моделирование децентрированной оптической системы с использованием аппарата матричной оптики. Для корректного моделирования необходимо решить следующие задачи: • произвести расчет фактического положения оптической оси системы, • выбор компонентов для компенсационных подвижек • вычисление реальных децентрировок. В работе используется трассировка луча через децентрированную оптическую систему по законам хода параксиальных лучей. Для решения поставленных задач разработан математический аппарат, учитывающий децентрировки поверхностей оптической системы в двух взаимно перпендикулярных сечениях. Разработан алгоритм расчета хода параксиального луча через децентрированную оптическую систему, который может быть использован для расчета автоколлимационных изображений и определения реальных децентрировок поверхностей по измеренным значениям автоколлимационных изображений от каждой поверхности оптической системы путем расчета параксиального луча через децентрированную оптическую систему. В работе предложен метод определения фактического положения оптической оси системы на основе использования метода наименьших квадратов для решения уравнения, учитывающего параметры положения оптической оси и децентрировки поверхностей оптической системы в двух взаимно перпендикулярных плоскостях. Для компенсации децентрировок поверхностей системы в работе предложен алгоритм вычисления поперечных подвижек заранее заданного компонента, которые компенсируют имеющиеся децентрировки системы и приближают выходные координаты параксиального луча, имеющего нулевые входные координаты, к нулю в плоскости анализа. Результаты работы планируется использовать для подготовки данных при юстировке прецизионных оптических систем для фотолитографии.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

133

РАЗВИТИЕ СХЕМЫ СВЕРХШИРОКОУГОЛЬНОГО ОБЪЕКТИВА ВИДЕОЭНДОСКОПА Алимов А.Е., Ровенская Т.С. Московский государственный технический университет им. Н.Э. Баумана, Москва, Россия. Работа посвящена расчету исследованию возможности улучшения качества изображения объектива видеоэндоскопа путем введения в его схему градиентных оптических материалов. В настоящее время наиболее перспективным техническим решением построения гибкого телевизионного эндоскопа является схема с установкой ПЗСматрицы на дистальном конце эндоскопа. Такие системы получили название видеоэндоскопов. Они обладают преимуществом перед жесткими эндоскопами, так как позволяют исследовать полости недоступные последним. А по сравнению с фиброскопами обеспечивают более высокое качество изображения, удобство эксплуатации, надежность и долговечность. Однако, при разработке таких систем возникают и определенные проблемы. Необходимость одновременной минимизации габаритов дистального конца прибора и обеспечения высокой разрешающей способности заставляют разработчиков использовать ПЗС-матрицы малых форматов и высокого разрешения. Такие требования к объективам, построенным на основе классической элементной базы (сферические линзы из однородного материала), неизбежно приводят к усложнению схем и увеличению числа компонентов. Дополнительно это усугубляется технологическими ограничениями производства линз малых размеров. Данная проблема может быть разрешена путем использования в схеме объектива линз из градиентных оптических материалов, асферических и дифракционных элементов, обладающих большими коррекционными возможностями по сравнению с классической элементной базой. Современный уровень технологии позволяет производить данные элементы с высокой степенью точности, как для «микро-оптики», так и для «макро-оптики». В данной работе было проведено исследование возможности улучшения качества изображения оптической системы видеоэндоскопа путем введения в его схему градиентных элементов с осевым и радиальным распределением показателя преломления (РПП). В результате патентного исследования, посвященного анализу оптических схем рассматриваемого класса приборов, в качестве исходной системы был выбран объектив, разработанный компанией Olympus в 2000 году для медицинских целей. Фокусное расстояние объектива 2.74 мм, относительное отверстие 1:3.8, угловое поле в пространстве предметов 114.4°. Он представляет собой линзовый объектив, построенный на основе классической элементной базе. На основе аналога был рассчитан ряд оптических систем с градиентными материалами. Были использованы реальные градиентные оптические материалы с осевым РПП семейства GRADIUM® и с радиальным РПП, разработанные фирмой Olympus. Сравнение полученных вариантов с исходным объективом показало, что использование неоднородных оптических материалов позволило улучшить качество его изображения без существенного усложнения оптической схемы.

134

ОПТИКА – 2005

ФОРМАЛИЗАЦИЯ ПРОЦЕССА СТРУКТУРНОГО СИНТЕЗА ОБЪЕКТИВОВ Сальников А. В., Лившиц И. Л., Unchung Cho* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *Department of Mechanical Engineering, Korea Polytechnic University, Shihung-City, South Korea В работе представлена формализация процесса структурного синтеза объективов на основе метода экспертных оценок, в том числе и теории базовых и коррекционных компонентов профессора Русинова М. М. Приведена обобщённая классификация фотографических и телевизионных объективов в зависимости их технических характеристик. Определяющим моментом для структурного синтеза оптической системы является техническое задание на её проектирование. Однако, для формализации данного процесса необходимо ввести некоторое обобщенное описание технического задания, позволяющее представить его в обобщенном виде, пригодным для последующей алгоритмизации. Были выбраны семь основным технических характеристик объективов: светосила (J), угловое поле (W), фокусное расстояние (F), диапазон ахроматизации (L), степень аберрационной коррекции (Q), величина заднего фокального отрезка (S), положение входного зрачка (D). Каждая из характеристик условно разделяется на три класса значений, обозначаемых соответственно как «0», «1» и «2». При этом, значению «0» соответствует наиболее «простая» оптическая система. Таким образом, предлагаемая классификация устанавливает связь между требованиями к оптической системе и её структурой. Данная классификация различает 37=2187 классов оптических систем. Наиболее простой класс - «0000000» описывает несветосильную, с малым угловым полем, короткофокусную, монохроматическую, оптическую систему, имеющую геометрическое качество оптическую систему, с укороченных задним фокальным отрезком и расположенным внутри системы входным зрачком (например, синглет). Наиболее сложный класс – «2222222» представляет собой особо-светосильную, сверх-широкоугольную, длиннофокусную, оптическую систему, работающую в расширенном спектральном диапазоне, имеющую дифракционное качество изображения, с удлинённым задним фокальным отрезком и вынесенным вперёд входным зрачком. Сумма показателей R = J + W + F + L + Q + S + D определяет степень сложности оптической системы и лежит в пределах от 0 до 14. Оптикэксперт, занимающийся проектированием оптических систем, как правило, обладает эвристическими знаниями, на основе которых он устанавливает соответствие между типом оптической системы и необходимым набором оптических элементов (их количество, тип и взаимное расположение). Таким образом, он выполняет структурный синтез объектива. В основу процесса структурного синтеза положена классификация оптических элементов с известными оптическими свойствами, предложенная профессором Русиновым М. М.1 В соответствии с данной классификацией указанные оптические элементы разделяются по своей функциональной нагрузке на две группы: 1. базовые - для создания оптической силы, 2. коррекционные – для коррекции остаточных аберраций.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

135

В последующих работах2,3,4 в дополнение к имеющимся было предложено выделить следующие две группы: 1. светосильные - для развития относительного отверстия, 2. широкоугольные - для развития угловых полей, Формализованный процесс структурного синтеза представлен на рисунке 1. Характеристики ОС

Правила Выбора Типов Элементов

Свойства Элементов

Широкоугольные

Базовые

Коррекционные

Правила Выбора Типов Поверхностей

Свойства Поверхностей

Общий

Светосильные

Поверхности с известными свойствами Апланатические

Близфокальные

Концентричные

Рис 1. Схема структурного синтеза объективов 1. Русинов М.М., Техническая оптика. Учебное пособие. Л. Машиностроение, 1979. 2. И. Л. Анитропова, Г. Л. Голованевский, Система эвристического синтеза оптических систем, препринт № 31 Институт Прикладной Математики Академии Наук СССР, Москва, 1990. 3. I.L.Anitropova. Simple method for computer-aided lens design with the elements of artificial intelligence. In Proc. SPIE, International Symposium on Optical Systems Design. Vol.1780, 1992. 4. I.L.Anitropova. Formalizing the heuristic synthesis procedure in lens design. In OSA Proc. Оf the International Optical Design Conference, Rochester, USA, June 1994.

136

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ СОЗДАНИЯ ОСОБО ШИРОКОУГОЛЬНОГО ОБЪЕКТИВА С ВЫНЕСЕННЫМ ЗРАЧКОМ С ПРИМЕНЕНИЕМ АСФЕРИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ Смирнов А.Н., Unchung Cho* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *Department of Mechanical Engineering, Korea Polytechnic University, Shihung-City, South Korea. Работа содержит метод проектирования телевизионного объектива с вынесенным зрачком с асферическими поверхностями, позволяющими уменьшить количество линз в объективе. Представлен пример расчета объектива. Метод расчета основан на применении теории профессора М.М. Русинова1-2. В качестве базового компонента использовалась линза первая поверхность которой апланатическая, а вторая концентрична центру входного зрачка. Схема была усложнена за счет коррекционного элемента представляющего собой биапланатическую линзу, предназначенную для корректирования остаточной кривизны поля базового компонента. Далее во второй компонент вводиться поверхность для коррекции хроматических аберраций при этом она разделяет коррекционный компонент на два, в первом из которых используется крон СТК19, а во втором тяжёлый флинт ТФ10. После введения хроматической поверхности (которая не обладает особыми свойствами) в системе появились кома и астигматизм, а также имеется остаточная сферическая аберрация. Параметрами для коррекции остаточных аберраций является коэффициенты асферики первой поверхности линзы, которые представлены ниже. Все расчеты проводились в программе SYNOPSYS3. SURFACE NO. 2 -- CONIC+POWER-SERIES ASPHERE G1 0.115067(R**2) G2 -0.000407(Y) G3 -0.011070(R**4) G4 -0.000190(R2*Y) G5 0.000216(Y**2) G6 0.049417(R**6) G7 0.000137(R4*Y) G8 0.019088(R2*Y2) G9 1.787040E-05(Y**3) G10 -0.013470(R**8) CONIC CONSTANT (CC) 1.645075 SEMI-MAJOR AXIS (b) -0.810622 SEMI-MINOR AXIS (a) 1.318370

Полученный объектив имеет следующие основные технические характеристики: фокусное расстояние 3.36 мм., угловое поле по диагонали- 1030, относительное отверстие- 1:4.2, видимый диапазон работ.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

137

Рис.1. Схема объектива и графики его поперечных аберраций

Предложенное техническое решение позволило: - сократить количество компонентов по сравнению с аналогичными объективами - улучшить качество изображения по сравнению с объективами, состоящими из сферических поверхностей - уменьшить стоимость объектива при условиях его массового производства. 1. Русинов М.М., Техническая оптика. Учебное пособие. Л. Машиностроение, 1979. 2. Русинов М.М., Несферические поверхности в оптике. Расчет, изготовление, контроль. М. Недра, 1992. 3. Ефремов В.С., Лебедев Н.С., Справочник обучающей программы SYNOPSYS. СГГА, 2002.

138

ОПТИКА – 2005

ОПТИМИЗАЦИЯ СОСТАВА БАЗ ДАННЫХ ДЛЯ КОМПЬЮТЕРНОЙ МОДЕЛИ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ «КОМОС» Торшина И.П. Московский государственный университет геодезии и картографии, Москва, Россия. Рассматриваются возможности оптимизации состава баз данных для компьютерной модели оптико-электронной системы (ОЭС). Особенностью баз данных для компьютерных моделей ОЭС является большой объем информации, разнообразной по характеру, а также разнородной по форме представления, что обусловлено многофункциональным характером многих ОЭС, служащих, например, для поиска, обнаружения, распознавания, слежения и определения координат объектов. Главными компонентами обобщенной модели ОЭС «КОМОС», разработанной на кафедре оптико-электронных приборов МИИГА и К1, определяющими её компьютерную оболочку, являются файлы (субмодели) “Сценарий работы”, “Энергетическая модель”, “Структура и алгоритмы работы оптико-электронного прибора”, “Критерии качества работы оптико-электронного прибора”, а также базы данных (БД). База внешних данных объединяет в себе информацию, связанную с объектами наблюдения, помехами, фонами, средой распространения. База внутренних данных содержит сведения о параметрах и характеристиках основных звеньев ОЭС. К числу выходных параметров, рассчитываемых с помощью КОМОС относятся: отношение сигнал/шум, чувствительность (пороговая чувствительность), обнаружительная способность, эквивалентные шумам обнаруживаемая и разрешаемая разности температур и их зависимости от пространственной частоты (температурно-частотные характеристики), динамический диапазон снимаемых или регистрируемых сигналов, рабочий диапазон спектра и ряд других. Для дальнейшего совершенствования модели определен граф зависимости параметров, показывающий, какие параметры могут быть представлены в виде функций параметров. Для этого разработан алгоритм управления структурой и составом баз данных модели в соответствии со степенью влияния отдельных факторов на показатели качества работы системы. Это позволяет сократить область поиска и время поиска требуемой величины в базе данных, ведущейся в интерактивном режиме, а также оптимизировать алгоритм расчета с использованием выбранной величины в автоматическом режиме путем изменения структуры БД и взаимодействия с основными блоками модели «Сценарий работы», «Энергетическая модель», «Частотная модель», «Структура ОЭС» и др. Алгоритм расчета критерия сигнал/шум значительно упрощается, если в базе данных имеются цифровые изображения объектов и фонов, так как это дает возможность использовать непараметрические методы спектрального анализа, рассматривая фон как дискретный случайный процесс. Существующие БД2 дополняются данными о типовых объектах и фонах в виде их цифровых изображений. На данном этапе работ информационной базой данных модели является единая база пространственно-совмещенных цифровых и фактографических данных. Структурно эта база состоит из набора

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

139

взаимодействующих баз данных, обменивающихся между собой информационными потоками. По форме представления хранимой информации базы подразделяются на фотографические и фактографические. В первых основными элементами являются данные, представленные в растровом и векторном виде, а во вторых количественные и качественные данные в числовом и символьном виде. Использование векторного формата представления данных позволяет экономить память и сохранять точность представления изображения данных. Базы структурированы по реляционному типу, подразумевающему, что вся информация в них размещается в реляционных таблицах, операции над которыми выполняются по правилам реляционной алгебры. Это позволяет сделать независимыми программные средства и информацию, заключенную в базах данных. Для каждого данного в соответствующей таблице отводится строка, содержащая характеристики объекта и его особенности. Например, база метеорологических данных включает климатические характеристики регионов, температуру воздуха и почвы, их влажность, скорость и направление ветра, атмосферное давление, характеристики насаждений, преобладающую породу, надпочвенный покров, время наблюдения и т.д. Накапливаемые фотографические данные могут поступать в базу данных из различных источников: цифровых фотокамер, аэрофотоснимков и т.п. Они могут иметь разный тип съемочной аппаратуры, вид носителя изображения, разное разрешение, время съемки, условия съемки и т.п. В блоке предварительной их обработки ведется цифровая запись необработанного или предварительно обработанного изображения (оно может быть как растровым, так и векторным), данные о съемочной аппаратуре, виде носителя исходного изображения (запись на компакт диске, негатив, позитив), типе и формате данных, дате и времени съемки, условиях съемки и др. В настоящее время разрабатывается алгоритм обработки этих данных, с тем чтобы по конечному количеству отсчетов данных получать статистически устойчивые спектральные оценки с максимально возможным разрешением. 1. Максимова Н.Ф., Сагитов К.И., Якушенков Ю.Г. Обобщенная компьютерная модель оптико-электронной системы «КОМОС» (программа для ЭВМ).Свидетельство об офиц. регистрации Роспатента РФ, №2003610877 от 10.04.2003 2. Максимова Н.Ф., Сагитов К.И., Торшина И.П., Якушенков Ю.Г. База данных обобщенной компьютерной модели оптико-электронной системы (база данных).- Свидетельство об офиц. регистрации Роспатента РФ, №2003620073 от 10.04.2003

140

ОПТИКА – 2005

СИНТЕЗ КОМПОНЕНТОВ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Крутман С.А., Поспехов В.Г. Московский государственный технический университет имени Н.Э.Баумана, Москва, Россия. Работа посвящена синтезу оптических компонентов с заданными аберрационными характеристиками. Одной из основных задач, стоящей перед оптиком в процессе создания новой либо при усовершенствовании имеющейся системы является синтез компонентов, отвечающих определённым аберрационным требованиям. Нами были рассмотрены задачи синтеза компонентов в пределах аберраций третьего порядка для небольшого относительного отверстия и с учётом аберраций высших порядков для более светосильных. Задача синтеза реального компонента может быть разделена на два этапа. На первом этапе на основе известных формул нами разработаны методы и программы для ситеза тонких компонентов типа двойного склеенного объектива и двойного расклеенного объектива на основе аберраций третьего порядка и систем типа “одиночная линза + склеенный компонент” (“склеенный компонент + одиночная линза”) – с учётом аберраций высших порядков. На втором этапе нами были составлены специальные оптимизационные модели, позволяющие вводить реальные толщины без существенного изменения аберрационных характеристик тонкого компонента. При синтезе тонкого компонента в области аберраций третьего порядка задачей “максимум” является получить компонент, обладающий нужными нам аберрационными параметрами P, W, C и π. Однако напрямую такую задачу возможно решить только для системы, состоящей как минимум из двойного склеенного компонента и синглета, что для многокомпонентных систем не всегда удобно. Для более простых компонентов для прямого решения описанной выше задачи не хватает свободных параметров, поэтому изысканы иные пути синтеза таких компонентов, обеспечивающих P, W, C и π как можно ближе к заданным. Для двухлинзового склеенного компонента разработан графический метод, позволяющий подбирать марки таким образом, чтобы при заданном C обеспечить сочетание P и W как можно ближе к требуемому, косвенно принимая при этом во внимание и параметр π. Для двойного расклеенного компонента также разработан графический способ, позволяющий при заданных P, W и C подобрать сочетание марок, обеспечивающее параметр π как можно ближе к требуемому, при этом обеспечивающее как можно меньшие по модулю относительные оптические силы. Для систем типа “склеенный компонент + синглет” (“синглет + склеенный компонент”) составлена программа по подбору марок и расчёту конструктивных параметров, обеспечивающих компонент, обладающий нужными P, W, C и π и минимальными аберрациями высшего порядка. За критерий принята минимальность максимальной из разностей углов преломлённого и падающего лучей для всех пяти поверхностей (с учётом реального положения предмета). Упомянутые методы и программы использованы при проектировании панкратического объектива.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

141

ПРЕДСТАВЛЕНИЕ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ В ИНФОРМАЦИОННОЙ СИСТЕМЕ УПРАВЛЕНИЯ ДАННЫМИ ОБ ИЗДЕЛИИ Гаврилина О.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В работе рассматривается информационная модель оптической системы для представления в системе управления данными об изделии. Модель содержит всю необходимую информацию о составе и структуре изделия. Предусматривается связь любой части модели с произвольным количеством сопроводительной документации. В настоящее время проблема контроля процесса перемещения информации и управления документами при создании изделий решается с использованием PDMтехнологий на производстве (от англ. Product Data Management – управление данными о продукте). Одним из вариантов организации информационной поддержки изделия является использование объектно-ориентированного подхода 1. В данной работе рассматривается объектно-ориентированная модель такого изделия, как оптическая система, для представления в информационной системе управления данными об изделии, выявляются основные объекты модели, описывающие их атрибуты и взаимосвязи между объектами. Задача данной работы заключается в том, что модель должна обеспечивать информационное представление об изделии на любых этапах жизненного цикла 2. На этапе концептуализации модель изделия представляет собой набор требований к создаваемому изделию. Должна быть возможность хранения и представления технического задания 3. На этапе функционального проектирования все объекты, составляющие модель, описывают физическую структуру и функционирование оптической системы. В модели должны быть реализованы информационные блоки для описания оптических элементов и сред, спектральные характеристик, характеристики предмета и изображения 4. На этапе конструирования для упрощения восприятия оптического прибора обычно используется системно-иерархический подход. При таком подходе прибор рассматривается как сложная система связанных и взаимодействующих между собой частей, которая представляется в виде блочно-иерархической структуры, состоящей из уровней и ветвей 5. На конструкторском уровне проектирования оптический прибор приобретает “материальную” реализацию. Оптическая система представляется состоящей из оптических деталей (линз, призм, зеркал и других), определенным образом расположенных в пространстве. На каждом из этапов предъявляются свои требования к информационной модели изделия. Кроме того, любой объект может потребовать дополнительной информации различной формы (текст, графика, анимация и т.д.). Поэтому при построении модели необходимо учесть возможность присоединения к любому объекту набор документов (файлов). Представленная в работе объектно-ориентированная модель оптической системы позволяет создать единую информационную модель оптического изделия. Единство данной модели обеспечивает ассоциативность при выполнении различных

142

ОПТИКА – 2005

проектных процедур и операций и исключает повторяемость данных. Принцип наследования позволяет описывать разнородные наборы оптических элементов и сред, наследовать свойства базовых объектов. Разработанная информационная модель расширяема, то есть возможно увеличение количества атрибутов и иерархии наследования. Также сохраняется возможность присоединять любое количество документации к любым объектам модели. 1. Г.Буч. Объектно-ориентированный анализ и проектирование с примерами приложений на C++ – М: “Издательство Бином”, – СПб: “Невский диалект”, 1998. 2. Р 50.1.031-2001. Информационные технологии поддержки жизненного цикла продукции. Информационные технологии поддержки жизненного цикла изделия. Терминологический словарь. Часть 1. Терминология, относящаяся к стадиям жизненного цикла продукции. 3. Ю.Б. Парвулюсов, С.А. Родионов, В.П Солдатов, А.А. Шехонин, Ю.Г Якушенков. Проектирование оптико-электронных приборов. – М.: Логос, 2000. 4. С.А Родионов. Автоматизация проектирования оптических систем. – Л. Машиностроение, 1982. 5. С.А Родионов, А.А. Шехонин. Методология проектирования оптических приборов. Учебное пособие. – СПбГИТМО(ТУ), 1996.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

143

АВТОМАТИЗАЦИЯ ЗАПОЛНЕНИЯ ТЕХНИЧЕСКИХ ТРЕБОВАНИЙ НА ЧЕРТЕЖАХ ОПТИЧЕСКИХ ДЕТАЛЕЙ Боровский Е. Л., Толстоба Н. Д. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Доклад посвящен программному проекту, предназначенному для нанесения технических требований согласно ЕСКД на чертежи оптических деталей в системе САПР AutoCAD. Технические требования на рабочих чертежах деталей являются почти обязательным элементом и имеют динамичную структуру в зависимости от типа детали. Представленный пакет программ позволяет конструктору в удобной форме заниматься заполнением технических требований, используя как сохраненные ранее требования, так и создавать новые. В главном окне программы (рис.1) происходит непосредственное редактирование текста технических требований (до 15 пунктов включительно), а также управление нанесением на чертеж. Пользователь может задавать размер шрифта и способ вывода – форматированный (в этом случае необходимо задать начальную точку и межстрочный интервал), или построчный (для каждого нового пункта тех. требований указывается точка вывода). Список требований допускает следующие операции: – обнуление (возвращение к исходному списку из 6 пустых строк), – добавление пустой строки, – взятие списка строк из файла. Путем ввода специальных обозначений (рис.2), реализована возможность добавления в текст значков оптических покрытий, букв греческого алфавита и некоторых часто используемых знаков (значок диаметра, градуса и т.д.). Заключая часть текста в теги и <down> пользователь может выводить текст в верхнем и нижнем регистрах соответственно.

Рис. 1. Главное окно программы

Рис. 2. Окно работы со спец. символами

144

ОПТИКА – 2005

Создание такого программного комплекса решает проблему заполнения технических требований на чертежах деталей оптических приборов полностью, а сам программный модуль может быть встроен в любую программу автоматизации для оптического приборостроения в среде AutoCAD.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

145

АВТОМАТИЗАЦИЯ АНАЛИЗА ДОПУСКОВ НА ПАРАМЕТРЫ ЭЛЕМЕНТОВ ПРИ КРЕПЛЕНИИ ЛИНЗЫ Авсянникова Н.В., Толстоба Н.Д., Коваль А.Н.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *Научно-производственная фирма аналитического приборостроения ЛЮМЭКС, Санкт-Петербург, Россия. В данном докладе рассматривается комплекс программ, разработанный для расчета линзы на условие самоцентрировки, выбор варианта крепления, анализ крепления одиночной линзы в оправе с определением необходимых допусков и их численных значений. Исходными данными для проведения расчетов являются конструктивные параметры линзы, сведения о допустимой децентрировке, и позиционный допуск линзы. На основе данных о конструктивных параметрах линзы можно определить, выполняется ли для какой-либо из рабочих поверхностей линзы условие самоцентрировки α ≥ 2 ⋅ ρ , т.е. приближенно:

D ≥ 2 ⋅ µ ≈ 0.3 2⋅ R , где ρ – угол трения, R – радиус линзы, µ – коэффициент трения скольжения материалов оправы и линзы. Если условие выполняется для какой-либо из поверхностей, то линза самоцентрируется по этой поверхности. Эти данные являются начальными для анализа соединения линза–оправа на избыточность базирования. Чтобы приступить непосредственно к анализу соединения, необходимо предварительно определить все его составные части. Для этого производится выбор типа оправы и указывается конкретное исполнение. Элементы соединения выбираются из библиотеки элементов, элемент силового замыкания линзы в оправе указывается в зависимости от необходимости, определяемой типом оправы. Анализ соединения с определением посадочных размеров и необходимых допусков оправы и элементов крепления производится с выпуском отчета. Конструктор может либо согласиться с полученным вариантом соединения, либо откорректировать как размеры оправы, так и вид допусков. После подтверждения конструкции, получаем полный набор данных для определения всех необходимых допусков на изготовление деталей данного соединения. Расчет каждого допуска проводится отдельно. Возможна корректировка каждого из значений допусков, если в данном случае возможны какие-либо допущения. Результатом работы программы является чертеж соединения и лист проведенных расчетов. Данный анализ, проведенный с помощью разработанного пакета программ, позволит конструктору ознакомиться с расчетом допусков для разных типов оправ и принимать более обоснованные решения при создании новых оптических приборов.

146

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРАЛЬНАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ ОДНОФОТОННОГО ДЕТЕКТОРА ИК ДИАПАЗОНА ДЛИН ВОЛН Рубцова И.А. Представленный в работе сверхпроводниковый однофотонный детектор (SSPD) способен с высокой эффективностью регистрировать отдельные кванты в диапазоне от видимого до среднего ИК. Чувствительным элементом SSPD является тонкая полоска сверхпроводниковой пленки NBN (Тс≈10.5К) толщиной 4нм и шириной 120нм в форме меандра площадью 10х10мкм2 на Sp подложке. Принцип действия SSPD основан на эффекте электронного разогрева в ультратонких пленках сверхпроводников и образовании нормальной области (горячего пятна) при поглощении фотона. Детектор обладает более высокой чувствительностью и пикосекундным быстродействием при низком уровне ложных срабатываний по сравнению с полупроводниковыми аналогами (квантовая эффективность QE│λ=1.55 мкм=17%, скорость счета ~ 1ГГц, NEP=5х10-21 Вт/√Гц, скорость темнового счета 2х10-4с-1), что обусловлено физическим принципом его работы. Были измерены спектральные зависимости QE в диапазоне длин волн 0.6-7.2 мкм, демонстрирующие линейный спад от длины волны в билогарифмических координатах для токов смещения ~ 0.9 Ic (Ic-критический ток распаривания Гинзбурга –Ландау для данной конфигурации сверхпроводника). В настоящее время QE детектора достигает уровня насыщения , обусловленного малым коэффициентом поглощения падающего излучения тонкой пленкой NbN (30-40%). Для увеличения эффективности использования падающего излучения были изготовлены детекторы с λ/4 резонатором. Излучение проходящее сквозь меандр отражается от резонатора представляющего собой λ/4 слой SiO2 и слой металла, играющего роль зеркала. Использование λ/4 резонатора позволяет увеличить QE в несколько раз на оптимизируемой длине волны в технологически важной области ИК диапазона длин волн (1.3-1.55 мкм).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

147

СРАВНЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ ПРИЕМНИКОВ НА ОСНОВЕ ПЗС И КМОП-СТРУКТУР Бородулин Д.В., Горбачев А.А., Краснящих А.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассматриваются основные архитектурные и технологические отличия оптических приемников на основе ПЗС и КМОП-структур, и как следствие этого, их достоинства и недостатки. При измерениях деформации с использованием матричных приемников оптического излучения погрешность определения смещений зависит от размеров и количества элементов матрицы. Основным способом снижения погрешности измерения является применение фотоприемников с большим форматом. В этом случае погрешность уменьшается обратно пропорционально числу элементов по соответствующей координате. Количество фоточувствительных элементов на фотоприемнике находится в диапазоне от 1 до 8 миллионов элементов изображения, для наиболее часто используемых приборов. Разрешение в зависимости от формата приведено в таблице: Формат 1 мегапиксел 1,3 мегапиксел 2,1 мегапиксел 3,3 мегапиксел 5 мегапиксел 8 мегапиксел

Разрешение (примерное) 1000х1000 1280х1024 1600х1200 2000х1500 2500х2000 3200х2400

Наиболее экономически выгодным, по мнению авторов, в настоящее время является использование матриц форматом 3,3 и 5 мегапиксел. Фотоприемники с технологией ФПЗС обеспечивают более высокую чувствительность, но требуют более сложной схемотехники и более дороги. Фотоприемники с технологией КМОП имеют чувствительность примерно в 2 раза хуже, но это компенсируется значительно меньшей стоимостью, а также возможностью изготавливать приемник излучения и средство обработки на одном кристалле.

148

ОПТИКА – 2005

РАСЧЕТНЫЙ АНАЛИЗ ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКОВЫХ БОЛОМЕТРОВ ДЛЯ АБСОЛЮТНОЙ РАДИОМЕТРИИ Хохлов Д.А., Иванов К.В. ФГУП “ГОИ им. С.И. Вавилова”, Санкт-Петербург, Россия. В докладе приведены результаты расчетного моделирования основных параметров высокотемпературных сверхпроводниковых болометров для абсолютной радиометрии при разных режимах работы. Одной из фундаментальных современных проблем метрологии электромагнитного излучения является создание первичного эталона для калибровки детекторов любого типа. Эта задача может быть решена при помощи охлаждаемого жидким азотом абсолютного радиометра на основе высокотемпературного сверхпроводникового (ВТСП) болометра с электрическим замещением мощности падающего на него излучения. Особенность таких болометров состоит в том, что их коэффициент поглощения должен быть близок к 1. Это реализуется в инфракрасном и ультрафиолетовом диапазонах использованием специальных покрытий. В рентгеновской области спектра высокое поглощение достигается за счет поглощения в материале подложки. Чувствительный элемент болометра представляет собой подложку из сапфира размером 5x5 мм и толщиной 50 мкм, на лицевую сторону которой напылен NiCr - пленочный нагреватель, а на обратную - ВТСП термометр (YBaCuO пленка в виде меандра). Для достижения высокой чувствительности необходимо использовать конструкцию, когда чувствительный элемент подвешен на тонких металлических проволоках из Au или W к массивному Сu-основанию, контактирующему с дном азотного криостата1. Конструкция, принцип действия предлагаемого в данной работе радиометра будут более подробно описаны в докладе. Мощность эквивалентная шуму (NEP) ВТСП болометров не должна накладывать ограничения на точность абсолютных измерений мощности излучения. Для того, чтобы выполнить эти условия необходимо найти компромисс между быстродействием и чувствительностью болометра. Одним из путей решения этой проблемы является использование режима работы болометра с постоянным напряжением смещения (РПН) с токовым считыванием2, то есть с отрицательной электротепловой обратной связью (ЭОС). В этом режиме τe =τ0/(1+L0) - эффективное значение постоянной времени, τ0 - тепловая постоянная времени, L0=βPb /G коэффициент обратной связи, β - температурный коэффициент сопротивления, G тепловая проводимость. В этом случае нет ограничения на величину напряжения смещения, так что болометр может работать при сильном влиянии ЭОС, при этом постоянная времени может быть уменьшена на величину 1+L0. В разрабатываемом радиометре предполагается использование отрицательной активной электротепловой обратной связи (АЭОС), которая реализуется электронной схемой2. Основной целью работы было расчетное моделирование основных характеристик YBaCuO болометра в различных режимах его работы, результаты которого приведены в таблице 1. Вычисления были сделаны в диапазоне частот модуляции излучения 0,01 – 100 Гц, и при вариациях величины тепловой проводимости G=3×10-4, 3×10-3 Вт/К.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

149

Таблица 1. Расчетные параметры YBaCuO чувствительных элементов. РПТ РПН АЭОС РПТ РПН АЭОС Параметры Tb, K 90.4 84.5 90.4 90.4 84.5 90.4 Rb, кОм 19 0.24 19 19 0.24 19 0.53 1.23 0.53 0.53 1.23 0.53 β, K-1 G, Вт/K 3×10-4 3×10-4 3×10-4 3×10-3 3×10-3 3×10-3 L0/ LA 0.3 5.5 5.5/221 0.3 5.5 5.5/221 1.1/0.14 1.1/0.14 1.1/0.14 0.11/1.4 0.11/1.4 0.11/1.4 τ0/fcut,с/Гц 1.6/0.099 0.17/0.93 5×10-3/31 0.16/1.0 0.017/9.3 5×10-4/314 τe/fcut, с/Гц Sv, В/Вт 44.8 29.2 141 9.7 SI, A/Вт 0.139 0.32 NEP,Вт/Гц1/2 2.2×10-10 3.5×10-11 1.2×10-10 9.3×10-11 3.7×10-11 8.6×10-11 VN,Вт/Гц1/2 10×10-9 3.6×10-9 1.3×10-8 8.3×10-10 IN, A/Гц1/2 4.8×10-12 1.2×10-11 1/2 -1 9 10 9 9 D*, смГц Вт 2.2×10 1.4×10 5.7×10 5.3×10 1.4×1010 5.8×109

В таблице: РПТ - режим с постоянным током смещения с вольтовым считыванием, то есть с положительной ЭОС; Tb и Rb - температура и сопротивление болометра; LA=0.5×L0×F×K - коэффициент отрицательной ЭОС для активного режима; F=Rm/(Rm+Rf) - делитель в цепи обратной связи усилителя; K=500 - коэффициент усиления; Rm=Rb - сопротивление моста; Rf - сопротивление в цепи обратной связи; fcut - частота среза; Sv, SI - вольт- и ампер-ваттные чувствительности; VN, IN напряжение и ток шума; D* - обнаружительная способность. Остальные параметры упомянуты выше. В режиме РПН Tb выбиралась в максимуме β. Величины Sv, SI, VN, IN, NEP, D* приведены для частоты модуляции 10 Гц. Расчет показывает, что использование отрицательной ЭОС и увеличение G в 10 раз позволяет уменьшить τe в ≈ 100 раз для режима РПН и в ≈ 3000 раз для режима отрицательной AЭОС относительно режима РПТ. Отрицательная ЭОС подавляет составляющие NEP, обусловленные шумом Джонсона и 1/f шумом. Составляющая фононного шума не зависит от частоты и на нее не оказывает влияние ЭОС. В режиме РПН подавление 1/f составляющей обусловлено большей величиной β, а подавление джонсоновской составляющей - большей Pb. Увеличение суммарной NEP начинается на частотах превышающих частоту среза, где чувствительность уменьшается и NEP зависит только от джонсоновского шума. Отрицательная АЭОС обеспечивает более широкий частотный интервал равномерной чувствительности. Работа выполнена в рамках международного проекта МНТЦ, №2920. 1. Khrebtov I.A., Tkachenko A.D. et al., J.Phys. IV France 12 Pr3-137-140 (2002). 2. Хребтов И.А., Ткаченко А.Д. и др., Оптический журнал, 68, №4, 63-67, (2001).

150

ОПТИКА – 2005

ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА АВТОКОЛЛИМАЦИОННЫХ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННЫХ СИСТЕМ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ С ОПТИЧЕСКОЙ РАВНОСИГНАЛЬНОЙ ЗОНОЙ Прокофьев А.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики. Санкт-Петербург, Россия. Рассматриваются методики энергетического расчета различных схем построения оптической системы задатчика базового направления, контрольного элемента и приемной части автоколлимационных оптикоэлектронных систем контроля соосности с оптической равносигнальной зоной. Разработка оптической системы автоколлимационной оптико-электронной системы контроля соосности (АОЭСКС) с оптической равносигнальной зоной (ОРСЗ) заключается в выборе типов оптических элементов и их расчетном обосновании, имеющем целью определение таких конструктивных параметров этих элементов, при которых прибор обеспечивает выполнение требований, обусловленных техническим заданием на проектирование. По принципу построения оптической части, АОЭСКС предложено разделить на три типа: 1. Однообъективные, в которых объектив задатчика базового направления (ЗБН) является одновременно и объективом приемной части (ПЧ). 2. Двухобъективные коаксиальные, в которых оптическая ось объектива ЗБН совпадает с оптической осью объектива ПЧ, а приём отраженного оптического сигнала осуществляется в периферийной части пучка лучей. 3. Двухобъективные биаксиальные, в которых оптическая ось объектива ЗБН не совпадает с оптической осью объектива ПЧ, а приём отраженного оптического излучения осуществляется как в центральной, так и в периферийной части пучка лучей. Основным техническим критерием качества АОЭСКС с ОРСЗ является погрешность измерений σs. Среднее квадратическое значение погрешности измерений на максимальной дистанции не должно превышать значения σs. Оптическая система АОЭСКС с ОРСЗ не строит изображения, поэтому определяющим фактором для энергетического расчета является поток оптического излучения, приходящий на вход ПЧ. Исходной величиной для энергетического расчета АОЭСКС является дисперсия шумовой погрешности измерений, которая определяется как доля от σs. Можно рекомендовать следующую простую, но в то же время достаточно обобщенную последовательность энергетического расчета АОЭСКС: 1. Составляются выражения для потока оптического излучения Ф или облученности Е, создаваемых потоком излучения Ф на входе прибора (на входном зрачке оптической системы), в виде функций параметров излучения, среды распространения сигнала и параметров приемной оптической системы. 2. Рассчитывается порог чувствительности прибора ФпАОЭСКС или пороговая облученность ЕпАОЭСКС, приведенные ко входу прибора. 3. В соответствии с опытом аналогичных разработок или результатами

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

151

специальных расчетов выбирается требуемое соотношение между Ф и ФпАОЭСКС (или Е и ЕпАОЭСКС), т. е. отношение сигнал / шум µ = Ф / ФпАОЭСКС или µ = Е / ЕпАОЭСКС. 4. Полученное основное энергетическое уравнение АОЭСКС Ф ≥ µФпАОЭСКС решается относительно одного из входящих в него параметров прибора. После этого выбираются или рассчитываются остальные конструктивные параметры. По уравнениям энергетического расчета АОЭСКС с ОРСЗ, приведенным в работе1, получено, что на дистанциях работы до 5 м., целесообразно применять биаксиальную схему построения, что обеспечивает меньшие габариты объектива приемной части, по сравнению с коаксиальной схемой при одинаковой точности измерений линейных смещений. Однако на больших рабочих дистанциях преимущества в габаритных размерах у коаксиальной схемы. В дальнейшем предполагается исследовать влияние погрешностей изготовления контрольного элемента на расчет габаритных размеров зрачков оптической системы АОЭСКС. 1. Панков Э. Д., Прокофьев А. В., Тимофеев А. Н. Особенности построения автоколимационной оптико-электронной системы контроля положения элементов турбоагрегатов // Научно-технический вестник СПб ГИТМО(ТУ). Выпуск 5. Оптические приборы, системы и технологии / Главный редактор В. Н. Васильев. СПб: СПб ГИТМО(ТУ), 199 с, 2002.

152

ОПТИКА – 2005

АНАЛИЗ СИГНАЛОВ, ОТРАЖЕННЫХ ОТ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЛАМБЕРТОВЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ ПРИ МОНОИМПУЛЬСНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ЛОКАЦИИ Нгуен Ву Тун Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики. Санкт-Петербург, Россия. Анализируются информационные параметры сигналов, отраженных от элементарных ламбертовых поверхностей для их идентификации при моноимпульсной лазерной локации. В лазерной моноимпульсной локации при нестационарном облучении поверхности возникает эффект трансформации пространственных признаков во временные. Это дает возможность осуществлять идентификацию облучаемых поверхностей. При этом первичными информационными параметрами для идентификации является форма и длительность импульсной характеристики поверхности, которая представляет собой обратное преобразование Фурье от обобщенной отражательной характеристики – передаточной функции облученной поверхности. В случае оптически изотропной поверхности аналитическое выражение для импульсной характеристики определяется соотношением:

g (t ) = ∫∫ r (γ ) ⋅ cos 2 (γ ) ⋅ δ (t − s

2. z )ds , c

где: r(γ) - коэффициент яркости элемента поверхности, s - облученная поверхность, γ - угол между направлением облучения и нормалью к элементу поверхности ds, δ(x) - дельта функция, c - скорость света. Получены выражения для импульсных характеристик элементарных ламбертовых поверхностей: наклонная плоскость, ломаная плоскость, усеченный конус, усеченная полусфера, конус и полусфера на плоскости. Например, импульсная характеристика наклонной плоскости имеет вид:

cos 2 (γ ) 3 g (t ) = ρ ⋅ c ⋅ t ⋅τ − t 4 . sin(γ ) Проведен анализ зависимости информационных параметров отраженных сигналов от указанных поверхностей при облучении их импульсами различной длительности равной энергии.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

153

АВИАЦИОННЫЕ ЗАГРАДИТЕЛЬНЫЕ ОГНИ НА ОСНОВЕ СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИХ ДИОДОВ Калинин А.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В докладе рассматривается пример использования светоизлучающих диодов в светосигнальных приборах – авиационных заградительных огнях, удовлетворяющих требованиям Международного (стран СНГ) авиационного комитета. Особое внимание уделяется оптическим схемам данных устройств и измерениям их светотехнических характеристик. Прогресс в области исследований, разработок и промышленного выпуска полупроводниковых излучающих диодов с относительно большим световым потоком позволил применять их при создании различных светосигнальных приборов (ССП). Развитие применений мощных светоизлучающих диодов (СИД) в данное время идет по двум направлениям. Первое – это создание светодиодных ламп, размещенных в отражателях, второе – непосредственное создание ССП только на основе СИД. Мощности полупроводниковых излучающих диодов, по сравнению с лампами накаливания сравнительно низки и для создания ССП требуется их определенное количество с заданной ориентацией излучения в пространстве. Примером такого расположения являются знаки, указатели, светофоры и т.п., у которых оптические оси СИД параллельны друг другу. В то же время ССП на светодиодах с более сложной формой можно создавать с помощью корректирующей оптики или обойтись без нее, расположив СИД определенным образом. Настоящий доклад рассматривает оптические решения и способы измерения светотехнических характеристик для светодиодных ССП - авиационные заградительные огни (АЗО). Анализируются устройства как созданные только на основе СИД, так и с использованием отражателей. АЗО предназначены для световой маркировки или светоограждения высотных объектов, указывая их местоположение в целях обеспечения безопасности полётов ночью, в сумерках, а также днём в условиях плохой видимости. Типовой АЗО представляет собой компактную, обтекаемую и исключающую задержание осадков, защищенную от воздействия внешних условий конструкцию, состоящую из защитного стекла, собранного в пластмассовой оправе, закрепленной через уплотнения в поликарбонатном корпусе. Внутри стеклянной оболочки находится съемный оптический блок с радиатором охлаждения, роль которого выполняет массивный металлический цилиндр, а в поликарбонатном корпусе расположен съемный электронный преобразователь питающей электрической сети. В докладе рассматриваются оптические схемы, позволяющие получить АЗО на основе светодиодов, удовлетворяющие требованиям Международного (стран СНГ) авиационного комитета, а также исследуются проблемы связанные с проектированием устройств и с измерением их светотехнических характеристик – сил света и диаграмм направленности. Анализируются недостатки и преимущества данных ССП по сравнению с АЗО, где источниками света являются лампы накаливания.

154

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ЭЛЕМЕНТОВ КОНСТРУКЦИИ РАДИОТЕЛЕСКОПА РТ-70 НА ФИЗИЧЕСКОЙ МОДЕЛИ Бузян А.Т. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия Рассматривается макет канала измерения оптико-электронной системы контроля положения элементов конструкции радиотелескопа РТ-70 на основе метода триангуляции. Типовой канал измерения пространственных координат предназначен для контроля деформаций элементов радиотелескопа для миллиметрового диапазона длин волн. Радиотелескопы данного класса являются новейшими научными инструментами и требуют высокоточного контроля формы поверхности зеркала. Основное зеркало создаваемого Российской АН радиотелескопа РТ-70 (Суффа) имеет диаметр 70 метров, форма зеркала – трехмерная парабола. Поверхность зеркала состоит из 1000 …2000 плоских металлических секций. Работа в миллиметровом диапазоне длин волн требует минимального (не больше чем 0,1mm) отклонения поверхности от теоретической трехмерной параболы. Такие воздействия на элементы конструкции как вес и температура вызывают деформацию основного зеркала, изменению позиции и линейному сдвигу каждой плоской секции отражающей поверхности относительно теоретической параболы. Следовательно необходимо реализовать специальную систему для измерения отклонения отражающей поверхности относительно теоретической трехмерной параболы. Для решения поставленной задачи выбран метод “прямой угловой засечки”. Метод предусматривает две ПЗС камеры расположенные на фиксированном расстоянии друг от друга на базовом объекте. На объекте контроля расположены элементы, определяющие его пространственное положение. С целью проверки реализуемой физической модели типовой измерительной системы, а также предварительной оценки составляющих результирующей погрешности измерения была разработана экспериментальная установка, физически моделирующая один из двух измерительных оптико-электронных преобразователей (ИОЭП) системы. Конкретной задачей экспериментов на установке (см. Рис. 1) была предварительная оценка метрологических параметров ИОЭП типовой измерительной системы, в частности, крутизны статической характеристики, дисперсии крутизны статической характеристики и среднего квадратического значения погрешности измерения. Визирная цель I включает ИК ПИД 1 и формирующий объектив 2. Использовалась непосредственно визирная цель, спроектированная и реализованная для физической модели типового измерительного канала. Для имитации различных размеров ИОИ визирной цели использовалась дополнительная диафрагма 2. ИОЭП экспериментальной установки реализован в виде видеосистемы 5, функционально подобной видеосистеме физической модели. Видеосистема состоит из приемного объектива, формирующего изображение диафрагмы визирной цели на ФПЗС- матрице.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

155

y

11 10 x

y

z

x

Рис.1 Схема экспериментальной установки

С помощью платы видеозахвата кадры с ФПЗС-матрицы вводятся в обрабатывающий ПК 7, вычисляющий координаты изображения визирной цели в приборной системе координат с последующим пересчетом в величины истинных смещений визирной цели Экспериментальные данные подтвердили, что основной составляющей приборной погрешности измерения является погрешность измерения координат изображения визирной цели на площадке ФПЗС-матрицы. Эта погрешность составила величину порядка 0,04 мм на дистанции до визирной цели в 5 метров. Пересчет к требуемой по Техническому заданию рабочей дистанции 30 метров дает величину 0,24 мм, что больше допустимой величины 0,05 мм. Принимая во внимание, что в разработанном макете фокусное расстояние (f = = 400 мм) более, чем в 1,5 раза, превышает фокусное расстояние в видеосистеме экспериментальной установки (f = 256 мм), а размер элемента ФПЗС-матрицы в 2 раза меньше, можно ожидать реализации в разработанном макете типового измерительного канала требуемой по Технического Заданию точности на необходимой дистанции. Эксперименты с моделью типового канала, а также теоретический анализ показали, что для рассматриваемой схемы средние значения погрешности находятся в допустимых пределах, но при отдельных экспериментах погрешность измерения превышает допустимую. Для более достоверной оценки необходимо как совершенствование модели в плане расширения круга учитываемых погрешностей, так и более обширные экспериментальные исследования физической модели типового канала.

156

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ОБЪЕКТОВ В ПРОСТРАНСТВЕ НА ФИЗИЧЕСКОЙ МОДЕЛИ Михеев С.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассматривается макет измерительной оптико-электронной системы контроля положения объекта относительно базовой точки на основе метода обратной линейной засечки. Рассмотрим систему измерения пространственных координат на примере системы измерения пространственных координат объекта (например буксируемая за самолётом гондола с оборудованием, системы стыковки космических кораблей) в этом случае требуется измерять одновременно шесть координат (три угла поворота и три линейных координаты). Такие объекты постоянно изменяют свое положение в пространстве под внешним воздействием, и необходимо измерять в режиме реального времени их координаты, следовательно необходимо реализовать специальную систему для измерения отклонения объекта от первоначального положения. Для решения поставленной задачи выбран метод “ обратной линейной засечки ”. Метод предусматривает одну ПЗС камеру расположенную в базовой точке. На объекте контроля расположены визирные цели, определяющие его пространственное положение. С целью проверки реализуемой физической модели типовой измерительной системы, а также предварительной оценки составляющих результирующей погрешности измерения была разработана экспериментальная установка, физически моделирующая измерительный оптико-электронный преобразователь (ИОЭП) системы.

Д

Рис.1. Схема экспериментальной установки

Визирная цель I включает ИК ПИД 1 и формирующий объектив 2. Использовалась непосредственно визирная цель, спроектированная и реализованная для физической модели типового измерительного. Для имитации различных размеров ИОИ визирной цели использовалась дополнительная диафрагма Д. ИОЭП экспериментальной установки реализован в виде видеосистемы II. Видеосистема состоит из приемного объектива 3, формирующего изображение

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

157

диафрагмы визирной цели на ФПЗС-матрице 4. С помощью платы видеозахвата кадры с ФПЗС-матрицы вводятся в обрабатывающий ПК 5, вычисляющий координаты изображения визирной цели в приборной системе координат с последующим пересчетом в величины истинных смещений визирной цели. Задачей экспериментов на установке была предварительная оценка метрологических параметров ИОЭП типовой измерительной системы, в частности, крутизны статической характеристики, дисперсии крутизны статической характеристики, а также среднего квадратического значения погрешности измерения. С помощью реализованной физической выявлено, что наиболее влияющими являются следующие первичные погрешности, определяющие точность измерения линейных и угловых координат контролируемого объекта. Эксперименты с компьютерной моделью типового канала, а также теоретический анализ показали, что для рассматриваемой схемы средние значения погрешности находятся в допустимых пределах, но при отдельных экспериментах погрешность измерения превышает допустимую. В большинстве случае погрешности имеют линейный характер, кроме погрешности определения координат в зависимости от зашумлённости изображения, эту зависимость можно описать полином второй степени. Для более достоверной оценки необходимо как совершенствование модели в плане расширения круга учитываемых погрешностей, так и более обширные экспериментальные исследования физической модели типового канала.

158

ОПТИКА – 2005

АНАЛИЗ СПЕЦИАЛЬНОГО АВТОКОЛЛИМАЦИОННОГО АЛГОРИТМА УГЛОВЫХ ИЗМЕРЕНИЙ ДЛЯ ОПТИКОЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ ПАССИВНОГО ТИПА Лю Лэй Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассматривается новый алгоритм измерения для автоколлимационных приборов, позволяющий скомпенсировать типичную составляющую погрешности измерения вследствие виньетирования отраженного пучка. Оптико-электронные системы пассивного типа широко используются для измерения угловых и линейных величин в производственной и научной деятельности. Несомненным преимуществом систем пассивного типа является отсутствие проводной и механической связи с контролируемым объектом, на котором располагается малогабаритный стеклянный или зеркальный контрольный элемент. Контрольный элемент отражает пучок приемно-излучающего канала оптико-электронного прибора (автоколлиматора), при этом ориентация этого пучка определяет измеряемую угловую или линейную координату контролируемого объекта – см. рис. 1. Диапазон измерения автоколлимационных систем ограничивается характерной погрешностью вследствие виньетирования принимаемого пучка.

Оптико-электронный прибор

d

L

α

Контрольный элемент

Рис.1. Схема автоколлимационных измерений

Рассматриваемая составляющая погрешности σE возникает вследствие неодинакового виньетирования элементарных пучков лучей, формирующих изображение марки излучающего канала автоколлиматора в плоскости анализа приемного канала автоколлиматора и расположенных симметрично относительно оптической оси. Виньетирующими элементами являются расположенные последовательно по ходу пучка оправы оптических элементов: контрольного элемента, объектива излучающей системы и объектива приемной автоколлиматора. При повороте отражателя на угол θ вследствие виньетирования происходит несимметричное перераспределение потока излучения в изображении марки. В итоге энергетическая ось изображения марки смещается относительно геометрической оси симметрии. Поскольку анализатор автоколлиматора фиксирует смещения именно энергетического центра изображения, а измеряемый угол поворота контрольного элемента пропорционален смещению геометрического центра, явление виньетирования приводит к погрешности измерения σE . Анализ показывает, что даже при относительно малом диапазоне измерения – до 30 угловых минут но дистанции от 1 метра относительная погрешность

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

159

измерения составляет величину не менее 10 процентов, что недопустимо при высокоточных измерениях . Решение проблемы заключается в точном теоретическом расчёте погрешности вследствие виньетирования с последующим её учетом при обработке результатов измерений. Получено теоретическое выражение, связывающее погрешность измерения вследствие виньетивания с параметрами оптической системы прибора. Если принять за единицу радиус rlim, не виньетированного изображения, то можно ввести величины относительного значения измеряемого угла как доли d от углового размера радиуса rlim, и относительного размера источника излучения автоколлиматора как доли k от rlim,. По полученному выражению были рассчитана зависимость относительной погрешности c измерения угла поворота d для величин источника излучения k, равных 0,1;0,2; 0,3; 0,4; 0,5. Графики зависимости приведены на рисунке 2. Автоколлимация ; k = < 0.5

1

c ak 0.1, d

i 0.8

c ak 0.2, d

i

c ak 0.3, d

i

c ak 0.4, d

i 0.4

c ak 0.5, d

i

0.6

0.2

0

0

0.25

0.5 d

0.75

1

i

Рис.2. Зависимость относительной погрешности измерения от параметров системы

Выявленные зависимости носят детерминированный характер и являются алгоритмом компенсации составляющей погрешности вследствие виньетирования. Реализация алгоритма позволит более чем на порядок повысить точность автоколлимационых измерений угловых величин.

160

ОПТИКА – 2005

УСТАНОВКА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ЭНЕРГИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ПОВЕРИКИ СРЕДСТВ ИЗМЕРЕНИЯ ЭНЕРГИИ ИМПУЛЬСНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Насенник Л. Н. Институт физики им. Б.И. Степанова Национальной академии наук Беларуси, Минск, Беларусь. Создана установка для измерения энергии лазерного излучения и поверки средств измерений энергии импульсного лазерного излучения. В Институте физики НАН Беларуси создана установка для измерения энергии лазерного излучения и поверки средств измерений энергии импульсного лазерного излучения (УЭИЛИ). Установка предназначена для обеспечения единства измерений энергии импульсного лазерного излучения, метрологической аттестации различных типов лазеров по уровню энергии излучения, поверки и калибровки средств измерений энергии импульсного лазерного излучения. Установка состоит из источника импульсного лазерного излучения, оптической и регистрирующей частей. Для передачи единицы энергии лазерного излучения калибруемым средствам измерения УЭИЛИ содержит моноимпульсный твердотельный лазер LS-2134 (длина волны излучения 1,064 мкм) с преобразователем частоты излучения во вторую гармонику (длина волны излучения 0,532 мкм). Для учета возможной нестабильности энергии во время передачи размера единицы энергии в состав установки входит средство контроля относительного изменения энергии лазерного излучения (приемник-«свидетель»). В качестве рабочих эталонов использованы образцовое средство измерений энергии и средней мощности ОСИЭМ-1 и лазерный джоульметр ЛД300-О. Установки может работать в двух режимах: измерения энергии одиночного импульса лазерного излучения и калибровки (поверки) средств измерения энергии лазерного излучения. Определение энергии импульса лазерного излучения выполняют методом прямых измерений с многократными независимыми наблюдениями в соответствии с требованиями СТБ ИСО 11554-2004. Относительная стандартная неопределенность измерения энергии составляет (1,6 – 4,3) %. Динамический диапазон в режиме измерения энергии – (5*10-3 – 100) Дж. В основе передачи размера единицы энергии калибруемым средствам измерениям лежит принцип последовательного измерения энергии образцовым средством измерения, входящими в состав установки, и калибруемым (поверяемым) средством измерения. В результате измерений определяется калибровочный коэффициент

K=

Qси

Q рэ

.

(1)

Относительная стандартная неопределенность воспроизведения размера единицы энергии (1,7 – 2,5) %. Динамический диапазон в режиме воспроизведения единицы энергии лазерного излучения – (5*10-3 – 1) Дж. Спектральный диапазон установки (0,4 – 10,6) мкм.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

161

ОПРЕДЕЛЕНИЕ КООРДИНАТ ЦВЕТНОСТИ СВЕТОВОЗВРАЩАЮЩИХ МАТЕРИАЛОВ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ ГЕОМЕТРИЯХ ИЗМЕРЕНИЙ Стороженко А.И. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Определить координаты цветности можно по измеренным спектрам отражений, которые можно получить на стандартном спектрофотометре. Если геометрия измерений спектрофотометра не соответствует требованиям, то возникает дополнительная погрешность измерений вследствие иной геометрии измерении. В работе приводятся результаты исследования влияния геометрии измерения на координаты цветности. В настоящее время, широкое распространение световозвращающих материалов требует все более и более часто контролировать их качество по ряду параметров, в числе которых есть и контроль координат цветности [3]. Применение световозвращающих материалов в области дорожных знаков обязало производителей определять координаты цветности при геометрии измерения 45º/0º в колориметрической системе МКО 1931г. при источниках света С и Д65 [1,2]. При попытке расчета координат цветности образцов световозвращающей пленки по спектру отражения, измеренному на спектрофотометре, было получено очень сильное отклонение результатов от предельно допустимых значений [1]. Еще в работе 1980 года [5] отмечалось небольшое некоторое изменение координат цветности образцов разных цветов при изменения угла наблюдения от 12′ до 5º. Возникло предположение, что полученное различие есть следствие различной геометрии измерения – возникает дополнительная погрешность измерения. Так большинство спектрофотометров являются двухлучевыми, т.е. работают по принципу сравнения двух каналов – образцового и рабочего. Спектр отражения (пропускания), в таком приборе, получается для равноэнергетического источника излучения (E), а геометрия измерения большинства спектрофотометров – 8º/Д, где 8º - угол освещения, а Д – измерение коэффициента диффузного отражения. Для оценки погрешности потребовалось снять спектры отражения испытуемых образцов на спектрофотометре и на специально собранной установке (рис.1), соответствующей геометрии измерения 45º/0º.

Рис.1. Схема установки

162

ОПТИКА – 2005

1. выходная щель монохроматора, 2. линза, 3. а – испытуемый образец, б – стекло МС-20, 4. приемник излучения, 5. отсчетное устройство (милливольтметр). Для измерения был использован метод сравнения с неселективным по коэффициенту отражения образцом стекла МС-20 [4]. По нему можно рассчитать спектральный коэффициент отражения световозвращающей пленки: R ′ = ПЛ ⋅ RМС ′ 20 RПЛ RМС 20 , [%], где: RПЛ - спектральный коэффициент отражения световозвращающей пленки, В; RМС 20 - спектральный коэффициент отражения стекла МС-20, В; ′ 20 RМС - спектральный коэффициент диффузного отражения стекла МС-20, %.

1. ГОСТ 10807-78 (с изм.№3) “Дорожные знаки.” 2. ГОСТ 7721-89 “Источники света для измерений цвета. Типы. Технические требования. Маркировка” 3. ГОСТ 8.205-76 “Государственный специальный эталон и общесоюзная поверочная схема для средств измерения цвета” 4. Юстова Е.Н. “Цветовые измерения (Колориметрия)” СПб, Издательство СПбГУ, 2000 5. Rennilson J.J. “Chromaticity measurements of retroreflective material under nighttime geometry”, Applied Optics, vol.19, №8, 1980

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

163

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОЧНОСТНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК МАКЕТА ПРОГИБОМЕРА Горбачев А.А., Коротаев В.В., Краснящих А.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В работе рассматриваются устройство и принцип действия макета прогибомера, приводятся результаты экспериментальных исследований точностных характеристик. При эксплуатации крупногабаритных объектов промышленности и транспорта, таких, как плавающие доки, суда, летательные аппараты, мосты, плотины и другие сооружения, особое место занимают оптико-электронные устройства, регистрирующие величину прогиба конструкции, которые в литературе 1,2 называются прогибомерами. В таких устройствах наиболее часто необходимо контролировать деформации конструкций длиной до 300 метров. В работе 3 установлено, что диапазон измеряемых линейных деформаций в общем случае лежит в пределах 100 мм, а погрешность измерений не должна превышать 1 мм. Как правило, прогибомеры эксплуатируются в достаточно жестких условиях: значительные перепады температуры окружающей среды (зимой и летом); осадки; электромагнитные помехи промышленного происхождения; оптические помехи (солнечное излучение, искусственное освещение, вспышки электросварки и т.п.). Обобщенная структурная схема такого типа устройств (рис. 1) обычно содержит следующие основные блоки: базовый блок (ББ); визирные цели (ЦВ1) и (ЦВ2); блок обработки информации (БОИ). ЦВ1

ББ

ЦВ2

БОИ О Б Ъ Е К Т К О Н Т Р О ЛЯ

Рис. 1. Структурная схема прогибомера

Базовый блок устанавливается в центральной части контролируемого объекта, визирные цели – на краях. Между визирными целями и базовым блоком необходим прямой оптический канал. Блок обработки информации БОИ осуществляет прием поступающей информации, ее обработку и индикацию, а в некоторых случаях – выдачу команд управления исполнительными устройствами, влияющими на состояние контролируемой конструкции. Оптические схемы соединения лучей могут реализовываться, как по нулевым схемам измерений – с оптической равносигнальной зоной (описано в работе 1), так и методом непосредственной оценки – с применением позиционно-чувствительных датчиков на основе фоточувствительных приборов с зарядовой связью (ФПЗС) и цифровой обработкой изображения (описано в работе 3). Для экспериментальных исследований использовалась коллимационная схема устройства, состоящего из задатчика базового направления (рис. 2) (выделен

164

ОПТИКА – 2005

пунктиром), активных контрольных элементов 1' и 1" (АКЭ), устройств сопряжения и компьютера, позволяющего измерять деформаций объектов в вертикальной плоскости в процессе их эксплуатации и постройки.

1' 2

1" 3 4 5

Рис. 2. Оптическая схема системы коллимационного типа

Задатчик базового направления включает в себя последовательно расположенные призменный блок 2 и 3, создающий два оптических канала, объектив 4 и ФПЗС 5. Контрольные элементы 1' и 1" устанавливаются в точках контроля, а задатчик базового направления между контролируемыми точками. Компьютер управляет режимом работы АКЭ 1' и 1". Призменный блок 2 и 3, состоящий из прямоугольной призмы 3 типа АР-90 и пентапризмы с крышей 2 типа БкП-90 осуществляет совмещение потоков излучения от КЭ и направляет его в объектив 4, который строит изображения контрольных элементов на ФПЗС. Проведены экспериментальные измерения в лабораторных условиях одного канала прогибомера. Среднеквадратическое отклонение (СКО) составляет 0,07 размера элемента ФПЗС. По оценочным данным СКО двухканальной системы составит 0,1 от размера фоточувствительного элемента ФПЗС. 1. Джабиев А.Н., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н. Оптикоэлектронные приборы и системы с оптической равносигнальной зоной. 238, (1998). 2. Джабиев А.Н., Коротаев В.В., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н. Изв. вузов, 41, № 3, 18-21, (1998). 3. Иванов А.Г., Коротаев В.В., Краснящих А.В. Научно-технический вестник СПб ГИТМО(ТУ), 5, 100-104, (2002).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

165

ИССЛЕДОВАНИЕ КОНСТРУКЦИИ УГОЛКОВОГО КОСОУГОЛЬНОГО ОТРАЖАТЕЛЯ И ЕГО ПРИМИНЕНИЕ В КАЧЕСТВЕ КОНТРОЛЬНОГО ЭЛЕМЕНТА ДЛЯ АВТОКОЛЛИМАЦИОННЫХИЗМЕРЕНИЙ Чугунова М.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Целью данной работы является исследование конструкции уголкового косоугольного отражателя, имеющего отклонение двугранных углов от прямого по абсолютной величине на 30 градусов, и разработка на его основе автоколлимационной системы контроля деформаций. Отличительной чертой системы является применение нового контрольного элемента в виде зеркального триэдра, имеющего коэффициент передачи , что позволяет значительно увеличить дистанцию наблюдения. Исследуемая конструкция уголкового косоугольного отражателя имеет отклонение двугранных углов от прямого по абсолютной величине на 30◦ (рис.1). Двугранные углы между отражающими гранями с номерами 1, 3 и 3, 2 равны 60◦, между гранями 1, 2-120◦.Отражатель ориентируется относительно системы координат OXYZ так, что фронтальная грань PQR лежит в плоскости XOY, а ребро двугранного угла, имеющего величину 120◦,-в плоскости YOZ. Рассмотрим отражающие свойства косоугольного отражателя при его произвольной ориентации относительно направления падающих лучей. В таком отражателе существуют лишь две последовательности отражения световых лучей от боковых граней: 132 и 231, которым соответствуют два отраженных луча. Выполнив, необходимые вычисления для нахождения направления отраженных лучей, в плоскости анализа получим следующие выражения: X1,2 =±(Θ1-Θ2), Y1,2=±(Θ1+Θ2), из которых следует, что координаты отраженных лучей не зависят от угла скручивания Θ3 и определяются только углами коллимации Θ1 и Θ2. Недостатком такого отражателя как датчика углов коллимации является зависимость каждой из координат одновременно от обоих углов Θ1 и Θ2. Ее можно устранить, если координаты отраженных пучков регистрировать не в системе координат XOY, а в системе X′OY′ , развернутой относительно системы координат XOY на угол 45◦. Конструктивно это осуществляется соответствующей ориентировкой нулевых осей чувствительности фотоприемного регистрирующего устройства. В новой системе координат X′ и Y′ ,будут иметь вид ,

166

ОПТИКА – 2005

Рис.1. Конструкция уголкового косоугольного отражктеля

Таким образом, косоугольный отражатель обеспечивает передачу углов коллимации с коэффициентом преобразования , что составляет примерно 70% от коэффициента преобразования плоского зеркала.. 1. А. Н. Джабиев, И. А. Коняхин, Э. Д. Панков, Средства мониторинга деформаций, С-Пб, 2000 2. A. G. Klein, Applied optics, Vol. 12, No. 3, March 1973

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

167

ФЛУОРЕСЦЕНТНАЯ ДИАГНОСТИКА ЛОКАЛИЗАЦИИ РАКОВЫХ ОПУХОЛЕЙ Каплевский К.Н., Радько А.Е., Луговский А.А. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Разработан лазерный спектрометрический комплекс для диагностики области локализации опухолей по флуоресценции фотосенсибилизатора в ближнем ИК-диапазоне. Приведены параметры комплекса и результаты анализа спектров флуоресценции и концентрации фотосенсибилизаторов в опухолевых узлах в зависимости от времени после введения препарата подопытным животным. Развитие фототерапии и диагностики злокачественных новообразований связывается с созданием фотосенсибилизаторов нового поколения, имеющих полосу поглощения и испускания в спектральной области прозрачности биологических тканей (ближний ИК-диапазон). Проведение сеансов фототерапии, а также диагностика новообразований невозможно без соответствующего спектрометрического оборудования. В этой связи была осуществлена разработка комплекса диагностической аппаратуры1,2, параметры которой соответствуют характеристикам нового препарата3 на основе индотрикарбоцианиновых красителей синтезированных в лаборатории спектроскопии НИИ ПФП им. А.Н. Севченко Белорусского государственного университета. Принцип действия комплекса основывается на регистрации спектров флуоресценции красителей, способных накапливаться преимущественно в опухолях. В качестве источника возбуждающего излучения используется полупроводниковый лазер с рабочей длиной волны 682 нм. Регистрация спектров флуоресценции осуществляется с помощью малогабаритного полихроматора и многоканального фотодетектора. Для подвода возбуждающего излучения к образцу и сбору флуоресценции в световод и далее в полихроматор используется светоколлектор. Конструктивно лазерный источник размещен непосредственно в светоколлекторе, что с одной стороны упрощает его конструкцию, позволяет получать на образце более высокую мощность светового излучения и оптимизировать стоимость комплекса. Биологические ткани обладают большой неравномерностью оптических свойств, связанной, в первую очередь с наличием кровеносной системы. Для обеспечения нечувствительности комплекса к такого рода неравномерности площадь сбора излучения светоколлектором составляет в диаметре 8 мм. Кроме этого, оптические свойства ткани сильно зависят от механического давления конца световода на ткань. Относительно большая площадь контакта светоколлектора с тканью позволяет уменьшить влияние этого фактора. В то же время за счет сменных насадок остается возможность варьировать анализируемую площадь в широких пределах. Электрическая схема комплекса состоит из блоков управления лазера, фотоприемника и встроенного микроконтроллера. Блок управления лазера обеспечивает формирование питания со стабилизацией по току или по выходной мощности излучения. Предусмотрена возможность задания мощности в широких пределах для обеспечения минимального воздействия на образец при достаточном уровне анализируемого сигнала. Блок управления фотоприемника формирует электрические сигналы, запускающие измерения и преобразует выходной

168

ОПТИКА – 2005

аналоговый сигнал в массив данных. Микроконтроллер обеспечивает взаимосвязь всех частей прибора между собой и с ПЭВМ. Связь с ПЭВМ организована через последовательный асинхронный интерфейс RS-232C или USB. Все управление комплексом со стороны пользователя, а также накопление и обработка результатов осуществляется с помощью разработанного программного обеспечения. В процессе испытаний проанализированы спектры флуоресценции индотрикарбоцианиновых красителей в тканях подопытных животных при разной концентрации и мощности излучения, которые демонстрируют линейную взаимосвязь величины регистрируемого сигнала и концентрации фотосенсибилизатора. Исследована зависимость изменения концентрации красителя в тканях от времени после введения красителя в организм. Обнаружено, что в течение первых 1,5 часов сигнал растет и в пораженных тканях, и в здоровых за счет попадания красителя в кровь. Затем сигнал падает по мере оседания красителя в тканях (следующие 1,5 часа). Дальше начинается перераспределение красителя в организме с накоплением в пораженных тканях, что сопровождается ростом сигнала в пораженных тканях и продолжающимся снижением в здоровых (еще 2 часа). Спустя 5 часов, наступает достаточно длительный период, когда сигналы меняются очень слабо (до 24 часа), после чего сигнал плавно снижается в связи с выведением красителя из организма. Исходя из этого, можно сделать вывод, что сеансы терапии не имеет смысла делать раньше чем через 5 часов после введения препарата, и эффективность воздействия начинает снижаться после 24 часов после введения. 1. Е.С. Воропай, М. П. Самцов, А.Е. Радько, К.Н. Каплевский, К.А. Шевченко, Лазерные материалы, системы и технологии нового поколения: физические основы создания и применения: Материалы Республиканской межвузовской научной конференции // Под ред. Кулешова Н.В., Минск. УП «Технопринт». 2004. С. 36-46. 2. Е.С. Воропай, М.П. Самцов, А.Е. Радько, К.Н. Каплевский, И.С. Михаловский, Е.Н. Александрова, Ю.П. Истомин, Молекулярные, мембранные и клеточные основы функционирования биосистем: Сб. ст. VI Съезда Бел. общества фотобиологов и биофизиков // Минск. БГУ. 2004. Ч. 2. С. 311-313. 3. Е.С. Воропай, М.П. Самцов, А.Е. Радько, К.Н. Каплевский, Е.Н., К.А. Шевченко, А.А. Луговский, Э.А. Жаврид, Ю.П. Истомин, Е.Н. Александрова, Медэлектроника-2004. Средства медицинской электроники и новые медицинские технологии: Мат. III Междунар. научно-технической конференции // Минск. БГУИР. 2004. С. 226-228.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

169

ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ЭЛЕМЕНТОВ ТУРБОАГРЕГАТОВ Шомрина М.А., Пантюшин А.В., Прокофьев А.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Приведены результаты исследований экспериментального образца системы контроля положения ротора турбины относительно базовых отверстий. В турбостроении под центрированием корпусных деталей турбоагрегатов большой единичной мощности понимается их установка по проектной оси ротора турбины относительно базовых расточек1. После исправления положения оси роторов по полумуфтам необходимо определить её фактическое положение относительно оси базовых расточек, что при современном уровне развития науки и техники осуществляется при помощи автоматических оптико-электронных систем контроля положения элементов турбоагрегатов2. В разработанную на кафедре ОЭПиС СПбГУ ИТМО систему определения фактического положения оси ротора относительно оси базовых расточек, входят: индикатор, устройство его крепления на валу ротора, преобразователь интерфейса, блок питания и персональный компьютер. Система в качестве одной координаты может измерять относительное радиальное линейное расстояние от первой точки касания с телом расточки до выхода из расточки, при совершении оборота ротора на более чем 180о. Диапазон измеряемых величин ±5,00 мм, цена деления - 1 мкм. Величина измеряемой полудуги должна соответствовать максимальному диаметру - 1200 мм. На основании полученных данных программа рассчитывает фактическое смещение оси ротора относительно геометрической оси корпусной расточки. Целью экспериментов являлось исследование погрешности измерений при определения фактического смещения оси ротора относительно геометрической оси корпусной расточки. Индикатор представляет собой устройство, преобразующее смещение щупа с помощью фотоэлектронного преобразователя в электрические сигналы, которые просчитываются его электронной частью и фиксируются в его памяти при развороте корпуса индикатора на величину кратную 30 по сигналу оптико-электронного датчика угла. Микроконтроллер через интерфейсный блок по запросу персонального компьютера (ПК) передает измеренное значение, которое фиксируется в памяти ПК. После заданного программой ПК количества отсчетов на полуокружности ПК рассчитывает искомые значения по определённому алгоритму. Фотоэлектронный преобразователь основан на фотоэлектронном сканировании штриховых растров. В качестве осветителей используются инфракрасные полупроводниковые излучающие диоды, а приемниками излучения служат кремниевые фотодиоды3. Принцип действия индикатора состоит в том, что перемещение измерительного стержня 2 (рис. 1) в точных направляющих втулках преобразуется в поворот преобразователя перемещений 7. На стержне 2 нарезана зубчатая рейка, которая поворачивает триб 12. Зубчатое колесо 5, установленное на одной оси 4 с трибом 12, передает вращение трибу 8. На оси 4 триба 12 закреплена муфта 6, через которую вращение триба передается преобразователю перемещений 7. В зацеплении с трибом

170

ОПТИКА – 2005

8 находится также зубчатое колесо 9, на оси которого закреплен пружинный волосок 10, другой конец которого прикреплен к корпусу. Колесо 9, находясь под действием волоска, обеспечивает работу всей передачи прибора на одной стороне профиля зуба и тем самым устраняет мертвый ход передачи. Пружина 3 через рычаг 1 создает измерительное усилие в точке контакта наконечника 13 закрепленного на конце стержня 2. 1

2

4

5

6

7

8

9 3

X

12 13

10 11

Рис. 1. Кинематическая схема индикатора

Для испытаний исследуемой системы, разработан специальный стенд, на котором были проведены исследования погрешности измерения разработанной системы. Статистическая обработка результатов показывает, что при диапазоне измерения зазоров ±5 мм среднеквадратическое значение максимальной погрешности не превышает 0,028 мм. В дальнейшем планируется произвести исследования влияния изменения температуры на погрешность измерения разработанной системы. 1. Карасев В.И., Монэс Д.С. Методы оптических измерений при монтаже турбоагрегатов. - М.: Энергия. 168 с, 1973. 2. Крайлюк А.Д., Краснящих А.В., Мусяков В.Л., Тимофеев А.Н., Ярышев С.Н. Оптико-электронная система контроля положения центра корпусных деталей турбоагрегатов относительно оптической оси // Изв. вузов. Приборостроение. Т. 46, №8. С. 61 — 63. 2003. 3. http://www.skbis.ru/rotary.php?id=25

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

171

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ФОРМЫ НЕСФЕРИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ ПРИ ОСЕВОМ СТИГМАТИЗМЕ ИЗОБРАЖЕНИЯ ТОЧКИ И ПРИ АПЛАНАТИЧЕСКОЙ КОРРЕКЦИИ АБЕРРАЦИЙ Григорьев Д.С., Зверев В.А., Романова Г.Э. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Используя точное параметрическое уравнение, получены координаты второй поверхности в оптической системе из двух отражающих поверхностей. В результате численного решения двух дифференциальных уравнений получены точные координаты обеих поверхностей такой системы. Выполнено сравнение точной формы поверхностей с полученной при традиционном методе расчёта Величина сферической аберрации и комы третьего порядка определяется коэффициентами S I и S II соответственно, при этом 1: i =n

i=n

i =n

i =1

i =1

i =1

S I = ∑ hi Qi , S II = ∑ H i Qi − J ∑ Wi , где Qi = Ti σ i + Pi , σ i – коническая константа (коэффициент деформации) в 2

2

2

2

уравнении поверхности вращения вида: xi + yi = 2ri z i − (1 + σ i ) z i ; σ i = −ε i .

Вполне очевидно, что условие S I = 0 не гарантирует строго осевого стигматизма. В том случае, когда несферическая поверхность является последней поверхностью оптической системы, меридиональное сечение её при условии осевого стигматизма в изображении точки определяется точным уравнением вида 1, 2:

− b + b 2 − ac −iω′ z + iy = e + iY ′ , a

(1)

dY ′ dv ′ − n′ 2 (Y ′ sin ω′ + s ′ cos ω′) + nn′s ′ ; dv ′ 0 ⎛ v′ ⎞ dY ′ dY ′ ⎞⎛ v′ 2 2 ′ ′ ′ dv′ + 2n′s ′ ⎟ . dv′ ⎟⎜ n ∫ sin ω′ c = n Y − ⎜ n ∫ sin ω dv′ dv′ ⎠⎝ 0 ⎝ 0 ⎠ При s ′ → ∞ выражение (1) принимает вид: ne −iω′ v′ dY ′ ′ z + iy = sin d v ′ + iY ′ . (2) ω ∫ n − n′ cos ω′ 0 dv′

где

a = n′ 2 − n 2 ;

v′

b = n ∫ sin ω′ 2

Используя принцип таутохронизма, можно получить точные выражения для описания формы второй поверхности в такой системе при строго стигматической коррекции аберраций в изображении осевой точки 3. При σ′ = 0 эти выражения принимают вид:

1 − cos σ d , y 2 = y1 − ( z 2 − z1 + d )tgσ . 1 + cos σ Но в этом случае σ = −2ε . При этом z = r1 − r1 cos ε − dtg 2ε , y = −r1 sin ε − 2dtgε .

z 2 = z1 −

172

ОПТИКА – 2005

Эти уравнения определяют кривую сечения поверхности вторичного зеркала,

эквидистантную параболе ~ y = −2r1~ z и удалённую от последней на расстояние r1 4. В декартовой системе координат эквидистантная параболоиду поверхность определяется уравнением вида 5: 2

z=− 2

a11ρ 2 + a12 ρ 4 + a13ρ 6 , b11 + a 21ρ 2 + a 22 ρ 4 + z (b12 + a31ρ 2 + a32 ρ 4 ) + z 2 (b13 + a 41ρ 2 ) + b14 z 3

2

2

где ρ = x + y . В общем случае замена двух сферических поверхностей несферическими позволяет получить не только строгий осевой стигматизм в изображении точки, но и обеспечить соблюдение условия синусов. В том случае, когда несферические поверхности следуют одна за другой, координаты образующих их кривых определяются выражениями вида 1, 2: yi = Yi − zi tgωi , yi +1 = Yi +1 − zi +1tgω′i +1 , при этом координаты zi и z i +1 определяются в результате решения системы из двух дифференциальных уравнений первого порядка относительно этих координат вида:

dz i dz = f i ( z i , z i +1 , vi ) ; i +1 = f i +1 ( z i , z i +1 , vi ) . dvi dvi 1. 2. 3.

4. 5.

В.А. Зверев, Основы геометрической оптики. Учебное пособие. СПбГУ ИТМО, 2002, 218с. М. Борн, Э. Вольф, Основы оптики, М.: Наука, 1970. – 856с. Г.Э. Романова, Композиция зеркально-линзового объектива, основанная на применении коррекционных свойств плоскопараллельной пластинки. Вестник конференции молодых учёных СПбГУ ИТМО, Сборник научных трудов, Санкт-Петербург, 2004, Т.1, С.80–90. D.T. Puryayev, Alocal two-mirror system. Optical Engineering, Vol.32, No.6, July 1993, pp.1325-1327. В.А. Зверев, Г.Э. Романова, Несферические поверхности в оптике и проблемы их аппроксимации. Оптический журнал, Т.71, №11, ноябрь 2004, С.29–40.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

173

ПАРАМЕТРЫ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ, ОПРЕДЕЛЯЮЩИЕ РАЗРЕШАЮЩУЮ СПОСОБНОСТЬ И ЭФФЕКТИВНОСТЬ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ СВЕТОВОГО ПОТОКА В МИКРОСКОПЕ Точилина Т.В., Хои Рамин, Виноградова О.А.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *ОАО «ЛОМО», Россия. В осветительной системе микроскопа инвариант J = ny sin σ определяется максимальными величинами числовой апертуры объектива микроскопа и наблюдаемого предмета, что приводит к малой эффективности использования светового потока. Это определяет необходимость применения систем переменного увеличения в осветительной системе микроскопа Если две точки (два малых отверстия) освещаются через конденсор, то интенсивность I ( P′) в плоскости изображения, образованного объективом микроскопа, обусловливается суперпозицией двух частично когерентных пучков лучей. Если предположить, что точка P′ достаточно близка к геометрическим изображениям точек P1 и P2 , то интенсивность I ( P′) определится формулой вида: 2

2

⎛ 2 J (v ) ⎞ ⎛ 2 J (v ) ⎞ I ( P′) = ⎜⎜ 1 1 ⎟⎟ + ⎜⎜ 1 2 ⎟⎟ + ⎝ v1 ⎠ ⎝ v2 ⎠ 2

⎛ 2 J (µv ) ⎞ ⎛ 2 J (v ) ⎞⎛ 2 J (v ) ⎞ + 2⎜⎜ 1 12 ⎟⎟ ⎜⎜ 1 1 ⎟⎟⎜⎜ 1 2 ⎟⎟ , ⎝ µv12 ⎠ ⎝ v1 ⎠⎝ v2 ⎠ 2π ( X − X 1 ) 2 + (Y − Y1 ) 2 nP sin σ P ; где v1 = λ 2π v2 = ( X − X 2 ) 2 + (Y − Y2 ) 2 nP sin σ P ; λ 2π v12 = ( X 1 − X 2 ) 2 + (Y1 − Y2 ) 2 nP sin σ P . λ Эта формула позволяет изучить зависимость распределения интенсивности в плоскости изображения, образованного объективом микроскопа от отношения числовых апертур µ . Можно показать, что наилучшее разрешение получается при µ ≈ 1.5 . Однако, лишний свет в оптической системе приводит к появлению фоновой засветки изображения, а поэтому без заметного ухудшения разрешения принимаем µ = 1 . При этом световой поток, прошедший через микрообъектив и формирующий образованное им изображение в плоскости предмета окуляра, равен

dΦ ′P = τ 0C τ P π 2 L0 n′P2 sin 2 σ′P y ′ 2 , где τ P – коэффициент пропускания оптической

системы

микрообъектива;

n′P sin σ′P – задняя числовая апертура микрообъектива; y′ – радиус изображения

174

ОПТИКА – 2005

наблюдаемой поверхности предмета. При τ0C = τ P = 1 и при µ = 1 приходим к

инварианту Лагранжа-Гельмгольца в виде J = nP y sin σ P = n′P y′ sin σ′P = ny sin σ , который справедлив для всех оптически сопряжённых плоскостей оптической системы. Разрешающую способность микрообъектива можно определить соотношением:

ρ=

ψλ . 2nP sin σ P

Анализ

результатов

исследований,

выполненных

А.Арнюльфом, позволил оценить зависимость величины ψ , а, следовательно, и разрешающей способности, от диаметра выходного зрачка микроскопа эмпирическим выражением вида:

(d ′ − 0.7) 2 ψ = 1.03 + 1.4 . Из габаритных соотношений в оптической схеме d′ микроскопа следует, что диаметр выходного зрачка микроскопа равен ′ n′ sin σ′ . d ′ = 2 f M′ n P sin σ P = 2 f M′ VОБ n′P sin σ′P = 2 f OK При этом J = n′y ′ sin σ′ =

n sin σ P y′ d′ = P VОБ y = n P y sin σ P . ′ 2 f OK VОБ

Вполне очевидно, что при неизменных размерах источника излучения и входной апертуры коллектора световой поток должен быть достаточным для заполнения наибольшей апертуры объектива микроскопа и наибольшей наблюдаемой площади предмета. Поскольку эффективность использования потока 2

определяется

отношением

⎛ J ОБ ⎞ ⎜⎜ ⎟⎟ , то вполне очевидна необходимость J ⎝ ОСВ ⎠

применения систем переменного увеличения в осветительной системе микроскопа и выравнивания величины инварианта для объективов каждого комплекта.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

175

КОНЦЕПТУАЛЬНАЯ МОДЕЛЬ СБОРКИ ОСОБО СВЕТОСИЛЬНЫХ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Жуков В.А., Зверев В.А., Кривопустова Е.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Измерения деформаций волнового фронта в изображении точки, образованном предыдущим и последующим модулями оптической системы объектива микроскопа, позволяют уменьшить трудоёмкость операции сборки методом неполной взаимозаменяемости узлов и деталей Функциональную зависимость параметров оптической системы конструктивных r параметров можно определить нелинейным уравнением вида ϕi = ϕi ( P ) , (1)

от

r

где P – вектор совокупности параметров p j . Задача аберрационного расчёта оптических систем r формально сводится к решению системы нелинейных уравнений ϕTi = ϕ i (P) , (2)

где ϕTi – требуемое значение функции. Для некоторой начальной совокупности

r (0)

параметров P функции (1) раскладываются в ряд Тейлора по степеням приращений параметров ∆p j , при этом ограничиваются линейными (реже квадратичными) членами 1:

∂ϕ i ∆p j j =1 ∂p j m

ϕi = ϕi( 0) + ∑

(3)

В результате решения последовательности систем уравнений (3) определяется такая

r ( 0) r (1) r ( 2) r , P , P , K , P ( n ) , при которой

последовательность векторов P

r ϕ i ( P ( n ) ) − ϕTi ≤ δϕi ,

(4)

где δϕTi – допустимая величина отклонения i -ой функции от требуемого значения

ϕTi . Влияние коррелированности функций ϕi можно существенно ослабить,

применяя при проектировании оптических систем методы факторного анализа 2,3. В процессе изготовления оптической системы неизбежные изменения функций

ϕi(n ) не должны превышать допустимых величин, то есть n) ∆ϕi( n ) = ϕiизг − ϕ i(расч ≤ δϕ(дni ) .

(5)

При этом совокупность отклонений конструкторских параметров оптической (n)

r (n )

системы, то есть величин ∆p дi , образует вектор ∆P

∂ϕ i( n ) ( n ) ∆p дj − ϕTi ≤ δϕ (дni ) . (n) j =1 ∂p j m

ϕ i( n ) + ∑

, при котором (6)

Соотношение (6) позволяет увязать конкретные значения параметров при отклонениях в пределах допустимых величин с величиной компенсирующего звена при сборке методом неполной взаимозаменяемости. Однако, трудоёмкость

176

ОПТИКА – 2005

измерения параметров деталей и узлов может оказаться весьма высокой. В этой ситуации можно измерять деформации волнового фронта в изображении точки, образованном предыдущим и последующим модулями собираемой оптической системы. Оптическую систему объектива микроскопа условно можно разделить на две части 4: фронтальную и последующую. При измерении интерференционным методом деформаций волнового фронта в изображении точки, образованной деталями с апланатическими поверхностями фронтальной части микрообъектива. Для расчёта последующей части микрообъектива вполне применима теория аберраций третьего порядка. Параметр P связан с основными параметрами тонкого компонента P, W и π соотношением вида 5: (7) P = (α′ − α) 3 P + 4α(α ′ − α) 2 W + α(α′ − α)[2α(2 + π) − α′] . Положив α ′ = 1 , получаем α = V . Рассматривая V в качестве неизвестного параметра и принимая π = 0.65 , при P = 0 получаем уравнение вида 6: 2P − 4 W + 1 P = 0. (8) V2 − V+ P − 4 W + 5.3 P − 4 W + 5.3

Полученные соотношения позволяют найти положение плоскостей предмета и его изображения, в котором отсутствует сферическая аберрация третьего порядка. Таким образом, организация технологичного процесса сборки микрообъективов определяется успешным решением задачи создания соответствующих измерительных средств. 1. М.М. Русинов, Юстировка оптических приборов. Изд. «Недра», 1969 г., 328 с. 2. В.М. Чирков, Л.С. Цеснек, Применение методов факторного анализа для проектирования сложных оптических систем. – ОМП, 1978, № 11, с. 19-22. 3. В.М. Чирков, Л.С. Цеснек, Проектирование сложных оптических систем методами факторного анализа. – ОМП, 1979, № 4, с. 16-19. 4. В.А. Панов, Л.Н. Андреев, Оптика микроскопов. Расчёт и проектирование. Л., Машиностроение, Ленингр. отделение, 1976. 432 с. 5. Г.Г. Слюсарев, Методы расчёта оптических систем. Л.: Машиностроение, 1969. 670 с. 6. Т.А. Иванова, В.К. Кирилловский, Проектирование и контроль оптики микроскопов. – Л.: Машиностроение, Ленингр. отделение, 1984. 231 с., ил.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

177

АНАЛИЗ АБЕРРАЦИОННОЙ СТРУКТУРЫ ПЯТНА РАССЕЯНИЯ В ИЗОБРАЖЕНИИ ТОЧКИ ПРИ ДЕЦЕНТРИРОВКЕ ЭЛЕМЕНТОВ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ Жуков В.А., Зверев В.А., Кривопустова Е.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Децентрировка элементов оптической системы приводит к появлению комы одинаковой величины по всей поверхности изображения, к наклону поверхностей изображения, образованных меридиональными и сагиттальными узкими пучками лучей, к дисторсии, симметричной относительно меридиональной плоскости, и к аберрации, подобной сферической, величина которой определяется координатой точки изображения в сагиттальной плоскости. В общем случае меридиональная и сагиттальная составляющие поперечной аберрации могут быть представлены разложением в степенной ряд по переменным l , L, m и M , где l и L – координаты точки предмета в меридиональной и сагиттальной плоскостях, а m и M – координаты точки в плоскости входного зрачка, в виде:

δg ′ = Am(m 2 + M 2 ) + B[(3m 2 + M 2 ) + 2mML] + + CL(ml + ML) + DL(mL − Ml ) + El (l 2 + L2 ) ,

(1)

δG′ = AM (m 2 + M 2 ) + B[(m 2 + 3M 2 ) L + 2mML] + + CL(ml + ML) + Dl ( Ml − mL) + EL(l 2 + L2 ) . (2) Пусть δ – смещение главной точки оптического элемента (центра кривизны сферической поверхности) в направлении, перпендикулярном к оптической оси системы. При этом

∆ δg ′ = − a 2ρ 2 δ ( A + B )[ 2 cos γ + cos( 2 α − γ )] − − a ρ r δ[( 4 B + C + D ) cos( β − γ ) cos α + ( 2 B + C − D ) × × cos( α − β − γ )] − r 2 δ[C cos β cos( β − γ ) + D sin β sin( β − γ ) + + 2 E cos γ + E cos(2β − γ )] , ∆δG′ = − a 2ρ2δ( A + B)[2 sin γ + sin( 2α − γ )] − − aρrδ[(4 B + C + D) cos(β − γ ) sin α − (2 B + C − D) × × sin(α − β − γ )] − r 2δ[C sin β cos(β − γ ) − D cos β sin(β − γ ) + + 2 E sin γ + E sin( 2β − γ )] . Отсюда следует, что при поперечном смещении любого элемента оптической системы в изображение каждой точки предмета вносится равная и одинаково направленная кома:

[∆δg ′ + 2( A + B )a 2ρ2δ] 2 + (∆δG′) 2= ( A + B ) 2 a 4ρ4δ 2 .

178

ОПТИКА – 2005

Поперечное смещение элемента оптической системы приводит к наклону меридиональной и сагиттальной поверхностей изображения на углы, соответственно равные:

ε′t =

zt′ n′ z′ n′ = −2 R (3B + C )δ , ε′s = s = −2 R( B + D)δ . l′ n l′ n

Децентрировка поперечной

элементов системы приводит к появлению составляющих аберрации, определяемых соотношениями вида: ∆δg ′ = −(2 B + C − D) LMδ , ∆δG′ = −(2 B + C − D) Lmδ . Эти соотношения определяют аберрацию, подобную сферической, при этом

(∆δg ′) 2 + (∆δG′) 2 = (2 B + C − D) 2 L2 a 2ρ2δ2 . Кроме того, получаем составляющие поперечной аберрации

∆δg ′ = −[(C + 3E ) cos 2 β + ( D + E ) sin 2 β]r 2δ = = −[(C + 3E )l 2 + ( D + E ) L2 ]δ , ∆δG′ = −(C − D + E ) sin β cos β r 2δ = −(C − D + E )lLδ , определяющие дисторсию изображения. Легко видеть, что первое из этих уравнений для любого выбранного ряда значений отрезка l описывает семейство парабол, ориентация которых не зависит от знака l , а второе уравнение для любого выбранного ряда значений L описывает семейство прямых, знак и величина угла наклона которых определяется знаком и величиной отрезка L . 1. А.И. Тудоровский, Теория оптических приборов. Т.1., 1949, стр.418.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

179

АБЕРРАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ КОМПОЗИЦИИ ТОНКОГО ОПТИЧЕСКОГО КОМПОНЕНТА С КОНЦЕНТРИЧЕСКИМ МЕНИСКОМ Белокурова И.А., Багдасарова О.В., Карпова Г.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Дополнив тонкий компонент мениском, поверхности которого концентричны центру входного зрачка, расположенному в переднем фокусе тонкого компонента, можно получить оптическую систему с апланатической коррекцией аберраций при исправленном астигматизме и малой кривизне поверхности изображения Дополним тонкий компонент мениском, поверхности которого концентричны центру входного зрачка, расположенному в переднем фокусе тонкого компонента, как показано на рис.1. Главные плоскости концентрического мениска совмещены и проходят через центр кривизны его поверхностей. При этом:

ϕ = ϕ М + ϕ К − ϕ М ϕ К d ; s′F ′ =

1 − ϕМ d , ϕ

где d – расстояние от главных точек мениска до осевой точки тонкого компонента. При d = f K′ оптическая сила системы ϕ = ϕ М + ϕ К − ϕ М = ϕ К , а задний фокальный отрезок s′F ′ =

ϕ − ϕМ ′ M ). = f ′(1 − f ϕ ϕ2

Вх.Зр.

ϕk

C

F’

Рис. 1

При n′ = 1 , α′ = 1 , β1 = 1 и z p = − f K′ = − f ′ имеем J = − f ′ . При входном зрачке, расположенном в центре кривизны поверхностей концентрического мениска, имеем: β1 = β 2 = β3 . Вполне очевидно, что при этом

S II M = S III M = 0 . S III

Тогда:

S I = S I M + hK PK ;

S II = − f ′( PK − WK ) ;

f ′2 ( PK − 2WК ) + f ′ . Положив S II = 0 , получаем: PK = WK . При этом: = hK

180

ОПТИКА – 2005

S III = f ′(1 −

SI f′ f′ PК ) . При S I = 0 параметр PK = − M . Тогда WК ) = f ′(1 − hK hK hK

S III = f ′(1 +

f′ (nM − 1) ⎛ 1 1 ⎞ ⎜ − ⎟. ϕ = S ) . Оптическая сила мениска M I nM ⎜⎝ r1 r2 ⎟⎠ hK2 M

Коэффициент, определяющий кривизну поверхности изображения, При этом образованного концентрическим мениском, равен S IVM = ϕ M . коэффициент, определяющий кривизну поверхности изображения, образованного системой тонкого компонента с концентрическим мениском, равен

S IV = ϕ M +

1 1 ′ M +1 = 0 . В ϕK = ϕM + ϕ . При S IV = 0 имеем: nМ f ϕ nМ nМ

результате получаем, что

S I*M

2

3

nМ (nМ − 1) 2 − nМ * ; S III = . =− 2 (nМ − 1) 2 (nМ − 1) 2

Легко

*

убедится, что при nМ ≈ 1.905 S III M = 0 и S IV ≅ 0 .

В реальной системе обычно показатель преломления n ≈ 1.7 . Пусть S IV ≠ 0 . В табл. 1 приведены численные значения показателя преломления материала мениска и тонкого компонента при заданном значении четвертой суммы Зейделя и равенстве нулю третьей суммы Зейделя. Если считать, что показатели преломления тонкого компонента и мениска не равными друг другу, то получим численные значения показателя преломления материала тонкого компонента, приведенные в табл. 2.

Таблица 1

Таблица 2

SIV

nM = nK

SIV

0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25

1.9052 1.8313 1.7606 1.6932 1.629 1.5678

0 0.05 0.1 0.15 0.2

nК nМ = 1.7 2.255 2.02 1.8404 1.6853 1.5543

nМ = 1.9 1.91244 1.7455 1.6054 1.4861 1.3833

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

181

АНАЛИЗ СВОЙСТВ ТОНКОЙ ЛИНЗЫ Белокурова И.А., Горбачёв П.К., Исаев Д.А., Репин А.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Показано, что при несоблюдении условия синусов в изображении, образованном тонкой линзой, сферическая аберрация отсутствует при двух положениях предмета. Сферическая аберрация и кома третьего порядка тонкой линзы определяются коэффициентами S I и S II соответственно равными

S I = h( P1 + P2 ) = hP ; S II = H ( P1 + P2 ) − J (W1 + W2 ) = HP − JW . Положив α1 = V , α 2 = α , α 3 = α′ = 1 , получаем n P= [(α − V ) 2 (α − nV ) + (1 − α) 2 (n − α)] , (1) 2 (n − 1) 1 W= [(α − V )(α − nV ) + (1 − α)(n − α)] . (2) 1− n 2 Пусть α = 1 . При этом параметр P = 0 при (α − V ) (1 − nV ) = 0 , т.е. при 1 V = 1X или при V = . Легко убедиться, что в этом случае и параметр W = 0 . n 1 определяет линзы в виде отрицательного Таким образом, решение V = n апланатического мениска. Тот же результат получаем при α = nV . 2 Пусть α = n . При этом параметр P = 0 при n(1 − V )(n − V ) , т.е. при

V = 1X или при V = n . И в этом случае W = 0 , а решение V = n определяет форму линзы в виде положительного апланатического мениска. Тот же результат получаем, положив α = V . Взяв производную по α от функции P и приравняв её нулю, получаем

α=

1 + V 1 + 2n . 2 2+n

(3)

При этом

P0 = n

⎤ 1 − V ⎡ (4n − 1)(1 + V ) 2 − nV ⎢ ⎥. 4( 2 + n ) (n − 1) 2 ⎣ ⎦

(4)

Из выражения (2) находим, что

α=n

V +1 n −1 W . + n +1 n +1V −1

Подставив это значение угла α в выражение (1) и преобразовав, получаем

P = a(W − W0 ) 2 + P0 ,

(5)

182

ОПТИКА – 2005

где a = n

1−V 2 2+n , . W = 0 2( 2 + n ) (n + 1) 2 (1 − V )

При принятых условиях нормировки углов высота h = s ′α ′ = s ′ = (1 − V ) f ′ или в масштабе фокусного расстояния h = 1 − V . Тогда S I = (1 − V ) P , где

величина параметра P определяется соотношением (5). Пусть W = W0 . Тогда

⎤ n(1 − V ) 2 ⎡ (4n − 1)(1 + V ) 2 (6) − nV ⎥ . SI = 2 ⎢ (n − 1) ⎣ 4(2 + n) ⎦ X Отсюда следует, что при V = 1 коэффициент S I = 0 . Кроме того, S I = 0 при равном нулю выражении в квадратных скобках, откуда следует уравнение:

V 2 − 2 pV + 1 = 0 ,

(7)

2

2n + 1 X 2 . Таким образом, при V1 = p − p − 1 , при V2 = 1 и при 4n − 1 V3 = p + p 2 − 1 сферическая аберрация третьего порядка в изображении осевой

где p =

точки, образованном тонкой линзой в воздухе, отсутствует. Подставив полученные значения V в формулу (3), найдём значения углов α , определяющих кривизну поверхностей соответствующей линзы. Первая производная по V от функции S I = S I (V ) , определяемой выражением (6), равна

dS I = a (1 − V )(V 2 − bV + c) , (8) dV 1 − 4n n (1 + n) 2 + 2n 2 2+n ;b= ; c=n . где a = 2 4n − 1 4n − 1 (n − 1) 2 + n dS I Отсюда следует, что = 0 при V = 1X . Кроме того, решив уравнение dV 2 V − bV + c = 0 , найдём ещё два значения V , при которых функция S I = S I (V ) принимает экстремальные значения.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

183

АБЕРРАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ ДВУХКОМПОНЕНТНОЙ СХЕМЫ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ ОБЪЕКТИВА Белокурова И.А., Карпова Г.В., Тимощук И.Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В оптической системе при различном сочетании знаков и величин оптических сил компонентов возможна удовлетворительная коррекция сферической аберрации, комы, астигматизма и в частном случае кривизны поверхности изображения Выражения, определяющие коэффициенты аберраций третьего порядка, оптической системы, состоящей из двух тонких компонентов, разделенных конечным воздушным промежутком d , можно представить в виде 1,2:

1 − ϕ1 P2 , ϕ2 S II = − dP2 + W1 + W2 + a p1 B0 ,

S I = P1 +

ϕ2 ϕ d 2 P2 − 2 2 dW2 + ϕ1 + ϕ 2 − 2a p1 K 0 + a 2p1 B0 , 1 − ϕ1 1 − ϕ1 = π1ϕ1 + π 2 ϕ 2 ,

(1) (2)

S III =

(3)

S IV

(4)

dP − 3W2 ⎞ ϕ 22 d ⎛ ⎜⎜ 3 + π 2 + 2 SV = − d ⎟⎟ + a p1 (3C0 + D0 ) − 1 − ϕ1 ⎝ 1 − ϕ1 ⎠ 2 3 − 3a p1K 0 + a p1B0 , где a p1 – расстояние от первого компонента до входного зрачка.

(5)

Из анализа этих выражений следует, что коэффициент S IV определяется

величинами оптических сил тонких компонентов ϕ1 и ϕ2 . В случае тонких

компонентов величина πi изменяется незначительно и принято считать 3, что π = 0.7 . Поэтому рассмотрим условия компенсации следующих монохроматических аберраций: сферической аберрации, комы и астигматизма. Для решения этой задачи удобно выразить параметры P1 , P2 ,W1 ,W2 через основные параметры P 1 , P 2 ,W 1 ,W 2 , используя формулы 3:

Pi = (α′ − α)3 P i +4α(α′ − α)2 W i +α(α′ − α)[2α(2 + π) − α′]

(6)

Wi = (α′ − α) 2 W i +α(α′ − α)(2 + π) .

(7)

При одинаковой конструкции оптических систем компонентов имеем: P 1 = P 2 = P, W 1 = W 2 = W. При этом

17 4 P+ W + 0.29 , 54 27 1 1 S II = − P + W + 0.17 + a p1 B0 , 36 3

SI =

(8) (9)

184

ОПТИКА – 2005

S III =

1 2 P + 0.18 − 2a p1 K 0 + a p1 B0 . 24

(10)

Положив в выражениях (8) и (9) W=0, P=0, при a p1 = 0 получаем:

S I = 0.29, S II = 0.17, S III = 0.18 . Поскольку значения коэффициентов S I , S II , S III достаточно малы, полученное решение можно считать вполне удовлетворительным. Рассмотрим тот же вариант оптической системы, но с телецентрическим ходом главных лучей в пространстве изображения. При этом выражения (8), (9) и (10) принимают вид:

17 4 5 7 P+ W + 0.29 , S II = − P+ W+0.025, 54 27 27 27 8 4 = P− W+0.09. 24 27

SI =

S III

Из этих соотношений следует, что при смещении входного зрачка из положения первого компонента в переднюю фокальную плоскость оптической системы при P=0 и W=0 величина коэффициента S II уменьшилась в 6,8 раза, а

S III уменьшилась в 2 раза. В общем случае в двухкомпонентной схеме ϕ1 ≠ 0 и ϕ2 ≠ 0. Положив при этом P1 = P2 = 0 и W1 = W2 = 0 , в соответствии с формулами (1), (2) и (3) получаем: S I = 0 ; S II = 0 ; S III = ϕ1 + ϕ 2 . Отсюда следует, что S III = 0 при ϕ1 = −ϕ 2 . Двухкомпонентную оптическую систему при ϕ1 > 0 , ϕ 2 < 0 и V2 > 1 , где V2 – поперечное увеличение величина коэффициента

изображения, образованного телеобъективом.

вторым

компонентом,

принято

называть

1. В.Н. Чуриловский, Теория хроматизма и аберраций третьего порядка. Л.: Машиностроение, 1968г., 312 стр. 2. В.А. Зверев, Основы геометрической оптики. Санкт-Петербург, СПбГУ ИТМО, 2002г., 218 стр. 3. Г.Г. Слюсарев, Методы расчета оптических систем. Л.: Машиностроение, 1969г., 672 стр.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

185

ПОЛОЖЕНИЕ ОПТИЧЕСКИ СОПРЯЖЁННЫХ ТОЧЕК В ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМАХ ПЕРЕМЕННОГО УВЕЛИЧЕНИЯ Точилина Т.В., Карпова Г.В., Хои Рамин Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Получены соотношения, определяющие положение оптически сопряжённых точек в однокомпонентной, двухкомпонентной и в трёхкомпонентной оптических системах переменного увеличения. Показано, что в двухкомпонентной системе при изменении увеличения изображения расстояние между парами оптически сопряжённых точек изменяется При дискретном смещении компонента вдоль оптической оси на расстояние b

a2 . имеем: a = a0 − b . При этом расстояние L = d HH ′ − a+ f′ При b = 0 расстояние L = L0

(1)

(2) Из равенства правых частей соотношений (1) и (2) получаем уравнение вида:

a02 − (b − 2)a0 − b = 0 .

(3) Здесь линейные величины приведены в масштабе фокусного расстояния компонента. Решение этого уравнения можно записать в виде 1:

1 a0 k = − [2 − b − (−1) k b 2 + 4 ] 2

(4)

и, соответственно,

1 ak = a0 k − b = − [2 + b − (−1) k b 2 + 4 ], (k = 1, 2) . (5) 2 a1 1 = (b + b 2 + 4) > 0, а отношение Заметим, что отношение a01 2 a2 1 = (b − b 2 + 4) < 0, т.е. в этом случае при продольном смещении компонент a02 2 проходит плоскость предмета, а, следовательно, во втором положении образует мнимое изображение предмета. Предположим, что рассматриваемая оптическая система состоит из двух компонентов, разделённых конечным воздушным промежутком. В этом случае оптическая сила системы ϕ = ϕ1 + ϕ2 − ϕ1ϕ2 d , а фокальные отрезки

1 − ϕ2 d 1 − ϕ1d , s′F ′ = . Расстояние между главными плоскостями ϕ ϕ ϕϕ (6) = − 1 2 d2. ϕ

sF = −

d HH ′

Преобразуем

выражение

(1)

в

уравнение

a02 − (d HH ′ − L0 ) ×

× a0 − (d HH ′ − L0 ) = 0 , решение которого можно записать в виде:

186

1 a0 = [d HH ′ − L0 ± (d HH ′ − L0 )(d HH ′ − L0 + 4) ] . 2

ОПТИКА – 2005

(7)

Из выражения (6) следует, что при изменении расстояния d между компонентами будет изменяться расстояние d HH ′ , при этом в соответствии с выражением (7) будет изменяться отрезок a0 , а, следовательно, и поперечное увеличение изображения, образованного двухкомпонентной системой. Однако, при этом разность отрезков, определяемых выражением (7), равна

a01 − a02 = (d HH ′ − L0 )(d HH ′ − L0 + 4). Отсюда следует, что при изменении расстояния d HH ′ при L0 = const расстояние между парами оптически сопряжённых точек будет изменяться. Из выражения (7) следует, что при

d HH ′ = L0 отрезок a0 = 0 , а, соответственно, и отрезок a0′ = 0 . Пусть ϕ1 = −ϕ2 = ϕ0 . При этом введение в рассматриваемую оптическую систему третьего компонента, расположенного между двумя на равном расстоянии от каждого из них, не нарушает хода осевого пучка лучей. При смещении крайних компонентов вдоль оптической оси на расстояние ∆ 0 фокусировка изображения не нарушится, если оптическая сила крайних ϕ0 = 1 − V0 , а оптическая сила среднего компонента компонентов

V03 2 ϕk = − . Здесь все линейные величины даны в масштабе 1 − V0 (1 + V0 ) 2 − V02 ∆20 1 расстояния d 0 = d , а V0 – поперечное увеличение изображения, образованного 2

первым компонентом в исходном положении 2. При этом положение оптически сопряжённых пар точек остаётся неизменным. Знание положения оптически сопряжённых точек определяет возможность грамотного выбора и применения оптических систем переменного увеличения. 1. С.А. Журова, В.А. Зверев, Основы композиции принципиальных схем оптических систем переменного увеличения // Оптический журнал, 66, №10, 1999. – С. 68-86. 2. Т.А. Иванова, В.К. Кирилловский, Проектирование и контроль оптики микроскопов. – Л.: Машиностроение, 1984. – 231 с.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

187

РАЗРАБОТКА ЛАБОРАТОРНОГО МАКЕТА ЗВЕЗДНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА ОЗИРИС Улитин К.В., Начаров А.П., Серегин А.Г.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *ГУП ВНЦ ГОИ им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, Россия. Рассматривается схема лабораторного макета для отработки элементной базы звездного интерферометра ОЗИРИС. Разработана методика измерений на лабораторном макете. Интерес к звездному интерферометру Майкельсона обусловлен тем, что с его помощью можно определять относительные угловые координаты звездных источников1. Звездный интерферометр ОЗИРИС2 (Оптический Звездный Интерферометр для Российского Исследовательского Спутника) содержит два звездных интерферометра Майкельсона с общей базой, которая составляет 2 метра. Каждый из этих интерферометров содержит два идентичных телескопа. Одна пара телескопов наводится на известную звезду, а другая на исследуемый участок неба. Сравнивая получаемые картины звездной интерференции можно получить информации об исследуемой звезде. Определяющее значение при расчетах имеет расстояние между парами телескопов (база). Для контроля базы с большой точностью используют пять интерферометров метрологической системы. Для наведения в ОЗИРИС используется двухступенчатая система. Канал предварительного наведения служит для наведения на участок неба. А канал точного наведения используется для точного наведения на звезду.

Рис. 1. Схема лабораторного макета

Для отработки элементной базы звездного интерферометра ОЗИРИС разработан лабораторный макет с автоколлимационным плоским зеркалом (FM), парой телескопов (Т1 и Т2) и внутренним источником (D). Исследована методика юстировки макета, работа линии задержки (DL) при получении полос равного хроматического порядка с помощью спектральной призмы (Р), Полученные результаты позволили уточнить требования к системе метрологии ОЗИРИС. 1. R. A. Laskin, Proc. SPIE, Vol. 5491, 334-352,(2004). 2. А.Г. Серегин, А.В. Багров, Д.А. Серегин, Г.И. Лебедева, Оптический журнал, 69, №11, 51-56, (2002).

188

ОПТИКА – 2005

АНАЛИЗ ПРИНЦИПИАЛЬНЫХ СХЕМ КРУПНОГАБАРИТНЫХ ТЕЛЕСКОПОВ С СИНТЕЗИРОВАННОЙ АПЕРТУРОЙ: ПРОБЛЕМЫ ФАЗИРОВАНИЯ МОДУЛЕЙ И КАЧЕСТВО ИЗОБРАЖЕНИЯ Филатов А.А., Зверев В.А., Федотова О.* СПб ГУ ИТМО, кафедра прикладной и компьютерной оптики, г.СанктПетербург, Россия, *БГТУ “Военмех” Институт лазерной физики и технологий, г.СанктПетербург, Россия. Показана принципиальная возможность фазировки массива афокальных телескопов модулей в составе телескопа с синтезированной апертурой. Обоснована необходимость анализа конфигурации массива модулей на возможность фазировки. Необходимость создания телескопов диаметром порядка 25 метров сегодня признана астрономами всего мира. Невозможность создания монолитных главных зеркал такого размера заставляет искать схемотехнические решения новых крупногабаритных телескопов в области систем с синтезированной апертурой (ССА). Заманчивым представляется установить несколько независимых телескоповмодулей с последующим объединением изображений от них в общем фокусе на одной монтировке, что обеспечит компактность телескопа и башни [1]. Однако, при этом возникает проблема выбора схемы отдельного модуля. Возможны два варианта построения схемы: в первой из них отдельный телескоп- модуль обладает оптической силой (т.н. силовой модуль), и последующая система объединения пучков собирает сфокусированные пучки. Во втором варианте отдельные телескопы построены по афокальной схеме, а последующая оптическая система осуществляет как объединение пучков, так и их фокусировку. Совершенно очевидно, что ССА обеспечивает выигрыш в разрешении лишь в том случае, если приходящие от телескопов- модулей волновые фронты синфазны- в этом случае распределение интенсивности представляет собой картину интерференции света от отдельных модулей, огибающей для которого является распределение, обусловленное дифракцией на отдельном модуле. При этом ширина центрального максимума определяется общим размером массива модулей, а уровень вторичных максимумов зависит от того, насколько оптимальна конфигурация массива 1. В противном случае, если волновые фронты не синфазны, система работает только как коллектор излучения, качество изображения в этом случае ограничивается качеством изображения отдельного модуля. Отсюда следует, что проблема фазирования отдельных модулей является краеугольной при проектировании ССА. В схеме с силовыми модулями фокальные плоскости отдельных модулей наклонены друг относительно друга на некоторый угол. Этот наклон приводит к продольной расфокусировке и поперечному сдвигу изображения, а также к нарушению фазового сопряжения волновых фронтов. Важно отметить, что в фокальной плоскости телескопа на линии, совпадающей с осью наклона фокальной плоскости изображения, образованного j-ым телескопом-модулем, нет ни расфокусировки изображения, ни фазового смещения волнового фронта,

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

189

формирующего это изображение. Таким образом, структура изображения в каждой точке фокальной плоскости телескопа определяется результатом сложения световых возмущений, формируемых каждым модулем, и зависит как от расположения составляющих апертуру модулей, так и от удаления рассматриваемой точки изображения от фокуса телескопа. Можно показать, что наклонами отдельных модулей можно привести плоскости изображений всех модулей в одну, однако фазовые смещения складываемых световых колебаний остаются прежними. Выполненный анализ модульного построения оптической схемы телескопа с синтезированной апертурой позволяет сделать вывод о том, что рассмотренный вариант схемы может найти применение для решения лишь тех задач, где требуется большая светособирающая поверхность, и нет необходимости в высокой разрешающей способности оптической системы. Более естественно проблема совмещения изображений в единой плоскости и сопряжения волновых фронтов решается во втором варианте реализации ССА. Кандидатом на роль одиночного модуля в такой системе может претендовать система Мерсена. Известно, что система Мерсена является апланатическим анастигматом в изображении бесконечно удаленных предметов. Для компенсации кривизны изображения систему Мерсена можно заменить сочетанием двух афокальных систем галилеевского и кеплеровского типа в любой последовательности, при этом из конструктивно – технологических и габаритных соображений первую отражающую поверхность первой системы целесообразно использовать в качестве первой отражающей поверхности второй системы Мерсена 2 . Полученная таким образом система по коррекции аберраций представляет собой апланатический плананастигмат, вполне пригодный для практического воплощения модульной структуры построения оптических систем телескопов с синтезированной апертурой 3. Следует отметить, что проблема выбора принципиальной схемы ССА вызвала определенную полемику. Так, авторы работы 4 доказывали неприменимость схемы с афокальными модулями из-за чрезвычайной сложности системы объединения пучков. Сложность системы, в соответствии с их подходом, следует из-за необходимости обеспечения большого числа Френеля для этой системы. Однако, на наш взгляд, делать вывод о сложности той или иной системы можно на основе ее габаритного расчета и оценок технологической реализуемости. Окончательно решить вопрос о том, какая же из схем более подходит для ее практического воплощения позволит сквозной расчет системы с привлечением современных CAD/CAM/CAE систем компьютерного моделирования. 1. А.А. Филатов, Оптический журнал, №10, с.29-32, (2002) 2. М.М. Русинов, Несферические поверхности в оптике, М.: Недра, 1973 3. Г.И. Цуканова, Оптический журнал, №2, (1994)

190

ОПТИКА – 2005

ПРИМЕНЕНИЕ КОРРЕЛЯЦИОННОГО КРИТЕРИЯ ДЛЯ ОПИСАНИЯ КАЧЕСТВА ИЗОБРАЖЕНИЯ В СИСТЕМЕ С СИНТЕЗИРОВАННОЙ АПЕРТУРОЙ Филатов А.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Обосновано применение корреляционных критериев для оценки качества изображения в системах с синтезированной апертурой. Для исследования и сравнения изображений сложных объектов в системе с синтезированной апертурой необходимо выработать некоторый количественный критерий, который бы помимо чисто визуальной оценки сходства исходного объекта и его изображения позволили бы характеризовать качество изображения. В случае систем с синтезированной апертурой теоретически наилучшей системой будет дифракционно-ограниченная система с заполненной апертурой, диаметр которой равен диаметру описанной вокруг массива субапертур окружности. Попытка применить хорошо известные критерии Линфута к трем характерным линейным массивам показывает, что все эти критерии не иллюстрируют в достаточной степени наблюдаемые различия в получаемых изображениях. Из табл. 1 видно, что полученные значения всех трех коэффициентов практически не отличаются друг от друга. Действительно, если мы посмотрим на полученные изображения, то увидим, что изображение представляет собой некоторую модуляцию интенсивности на некотором постоянном уровне фона. Критерии Линфута являются интегральными критериями; это приводит к тому, что значения фона накапливаются в результате интегрирования вместе с полезным сигналом, и, следовательно, коэффициенты для разных массивов мало отличаются друг от друга. Для того, чтобы учесть этот эффект, необходимо воспользоваться таким интегральным критерием, который учитывал бы уровень фона в изображении. Например, в качестве такого критерия можно воспользоваться коэффициентом корреляции, задаваемым следующим выражением: +∞

+∞

−∞

−∞

∫ ∫

kc =

(∫

+∞

−∞

∫

+∞

−∞

( I 0 ( x, y ) − I 0 ( x, y )) * ( I ( x, y ) − I ( x, y )) dxdy

[ I 0 ( x, y ) − I 0 ( x, y )] dxdy ) * ( ∫ 2

+∞

−∞

∫

+∞

−∞

,

[ I ( x, y ) − I ( x, y )] dxdy ) 2

(1) где I 0 ( x, y ) – “идеальное” изображение, I ( x, y ) – рассматриваемое изображение, а

I 0 ( x, y ) и I ( x, y ) – их средние значения. С другой стороны, в приложениях, связанных с обработкой, восстановлением и улучшением изображений для сравнения изображений часто используют соответствующие нормы разностей между рассматриваемыми изображениями, которая в рассматриваемом случае может быть записана в виде τ

ε I = ∫∫ I 0 ( x, y ) − I ( x, y ) dxdy , Ξ

(2)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

191

где Ξ – область плоскости изображения, по которой проводится интегрирование, а показатель степени в данном случае принят равным 2. Значения kc и ε I для рассмотренных случаев также приведены в табл.1. Табл. 1 Массив/объект/изображение

апертура, эквивалентная по предельному разрешению

Φ L = 0.94781 TL = 0.904934 QL = 0.926372 kc = 0.796

ε I = 5.6404 Φ L = 0.955797 TL = 0.898032 QL = 0.926915 kc = 0.717

ε I = 6.4413 Φ L = 0.94831 TL = 0.902214 QL = 0.925262 kc = 0.831

ε I = 5.4585 Из таблицы видно, что коэффициент корреляции наиболее адекватно характеризует различие в рассматриваемых изображениях. 1. А.А. Филатов, Оптический журнал, №10, с.29-32, (2002)

192

ОПТИКА – 2005

МНОЖЕСТВЕННОЕ ОТРАЖЕНИЕ СВЕТОВЫХ ЛУЧЕЙ В СИСТЕМЕ ДВУХ ПРИЗМ Филиппова И.С., Алексеева Л.В., Повх И.В., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Показано, что в системе, состоящей из двух последовательно расположенных призм полного внутреннего отражения, образуется 8 или 16 лучей, при падении на систему одного луча. Приведен ход лучей в системе призм, изготовленных из одноосных оптических кристаллов. В работе1 показано, что при особом расположении оптической оси в призме, изготовленной из одноосного кристалла, при пропускании одного луча можно на выходе получит четыре луча. Ниже описаны особенности работы системы, состоящей из двух таких призм. На рис. 1 приведено расположение призм и ход лучей при проведении эксперимента.

Рис. 1 Расположение призм полного внутреннего отражения и ход лучей в призмах: а – обратный ход; б – прямой ход

Оптическая ось кристалла расположена в плоскостях граней 3 и 4 под углом 45° к плоскости рис. 1. Эксперимент проводился с призмами, изготовленными из кристаллов кальцита и парателлурита. Рассматривались системы призм составленные из одинаковых кристаллов. Возможно два варианта расположения призм: в одном из системы призм выходит 16 лучей, в другом – 8 лучей. В случае, когда оптические оси двух призм параллельны, четыре луча, выходящие из первой призмы, входят во вторую без удвоения, и удваиваются только при отражении от наклонной грани второй призмы. В таком случае из системы призм выходит 8 лучей. Если оптические оси призм, составляющих систему, перпендикулярны, то лучи удваиваются при входе во вторую призму и при отражении от ее наклонной грани. Таким образом, из второй призмы выходи 16 лучей. На экране лучи разбиваются на семь групп, как показано на рис. 3. В каждой группе имеются лучи двух типов, со взаимно перпендикулярными поляризациями.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

193

Рис. 2. Расположение 16 лучей на экране, расположенном за системой, состоящей из двух призм полного внутреннего отражения (на систему падает один луч. 1и 2 – типы лучей с ортогональными пляризациями)

Если менять поляризацию падающего излучения, то интенсивность одного типа лучей постепенно увеличивается, а второго – уменьшается. Если направление поляризации падающего излучения совпадает с направлением оптической оси первой призмы, то полностью гасятся лучи типа 1, а лучи типа 2 – наиболее интенсивны. Если же поляризация падающего излучения перпендикулярна оптической оси первой призмы, то максимума интенсивности достигают лучи типа 1, а лучи типа 2 – гасятся. Для систем призм из кристаллов кальцита, обладающего большим двулучепреломлением чем парателлурит, наблюдалось большее расхождение лучей на экране и более четкое их распределение по семи группам. Таким образом, в системе, состоящей из двух призм можно менять число лучей и их интенсивность за счет взаимного расположения призм и за счет изменения поляризации входного излучения. Устройства из нескольких призм полного внутреннего отражения можно использовать в квантовой электронике, системах хранения и обработки информации. 1. Л.В. Алексеева, И.В. Повх, В.И. Строганов, Письма в журнал технической физики, 25, № 1, 46 – 51, (1999).

194

ОПТИКА – 2005

Секция 3. Оптические материалы и технологии ОПТИЧЕСКАЯ И МЕХАНИЧЕСКАЯ ПРОЧНОСТЬ ПРОЗРАЧНЫХ МОНОКРИСТАЛЛОВ СОДЕРЖАЩИХ МАКРОСКОПИЧЕСКИЙ ДЕФЕКТ Ушаков И.В. Тамбовский государственный университет им. Г.Р. Державина, Тамбов, Россия. Исследовано влияние макроскопических двумерных дефектов на оптическую прочность монокристаллов кальцита и ЩГК. Определено воздействие макроскопического дефекта на величину механической прочности образца в условиях оптического пробоя. Обсуждены методы повышения оптической и механической прочности материалов. Надежность и долговечность реальных оптических систем, их предельная мощность, как правило, ограничены различными дефектами, которые неизбежно содержат оптические элементы. Важным фактором снижения оптической прочности оптических элементов изготовленных с использованием шлифования и полирования является поверхностный дефектный слой, который может содержать рельефный поликристаллический, трещиноватый и упругодеформированный слои. Поверхности после шлифовки и полировки имеют сложную структуру, загрязнены, содержат повышенную плотность дефектов. На таких материалах трудно корректно определить влияние трещин на величину лазерной прочности, отделить их вклад в снижение оптической прочности от влияния других дефектов. Для определения роли трещины, необходимо исследование воздействия излучения на образец, содержащий выбранный дефект, при возможно полном отсутствии других типов дефектов (поглощающих включений, пор, упруго – напряженных областей и т.д.). В данной работе экспериментально и теоретически изучено влияние исходной макроскопической двойниковой прослойки и трещины в исландском шпате, и макроскопической трещины в ЩГК залегающей в плоскости спайности на оптическую и механическую прочность образцов подвергаемых импульсному лазерному облучению. Исследованы механизмы взаимодействия излучения с трещиной, в зависимости от ориентации трещины относительно направления распространения излучения, от ширины раскрытия трещины, других параметров. Исследованы особенности старения и снижения оптической прочности образцов содержащих макроскопическую трещину. В работе исследовано влияние одной макроскопической трещины на физические процессы, протекающие в твердом прозрачном диэлектрике, подвергаемом воздействию мощного лазерного излучения. Полученные результаты позволяют полнее описать процессы, протекающие в поверхностных слоях оптических элементов обработанных методами шлифовки и полировки. Показано, что электромагнитное излучение низкой интенсивности может приводить к эффективному снижению механических напряжений в вершине трещин, снижению плотности дислокаций, а при определенных условиях к частичному залечиванию трещин. На основании исследований физических процессов протекающих в области вершины макроскопической трещины удалось выявить условия, при которых воздействие излучения способствует повышению оптической прочности и

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

195

долговечности оптических материалов, что позволило предложить практические методы повышения лазерной прочности оптических элементов. Работа выполнена при поддержке гранта РФФИ № 05-01-00215

196

ОПТИКА – 2005

ОСТАТОЧНЫЕ НАПРЯЖЕНИЯ И ДИСЛОКАЦИИ ВО ФЛЮОРИТЕ Каева Е.С. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Для кристаллов флюорита проведено параллельное исследование макроскопических остаточных напряжений и вызывающих их дислокаций. Полученные экспериментальные данные сопоставлялись с результатами расчёта на основе оригинальной микроскопической модели. Кристаллы флюорита являются одним из самых актуальных оптических материалов, требования к качеству которого в последнее время возросли в связи с использование в фотолитографии при производстве микрочипов Возросшие требования по оптической однородности инициируют новые исследования разнообразных дефектов, в частности, остаточных напряжений, которые неизбежно возникают из-за температурных градиентов при высокотемпературном синтезе кристаллов. Настоящая работа посвящена исследованию во флюорите как самих остаточных напряжений, так и их микроскопических источников - дислокаций. Величина и анизотропия остаточных напряжений изучались на ориентированных дисках с помощью измерения двулучепреломления1. Анализ результатов измерений показал, что картина распределения остаточных напряжений отражает симметрию кристаллографического направления, соответствующего ориентации диска. Этот результат не является тривиальным, так как теплопроводность и тепловое расширение кубического кристалла изотропны. Так как возникновение остаточных напряжений тесно связано с формированием кристаллических блоков, в работе измерялась угловая разориентация блоков. Разработанные для этого экспрессные оптические методы базировались на явлении оптического астеризма. Наблюдение картин астеризма велось как в проходящем, так и в отраженном свете2. Результаты определения угловой разориентации блоков сопоставлялись с данными, полученными при наблюдении дислокационных ямок травления на поверхности образцов. В результате было установлено, что имеется непрерывное распределение по размеру кристаллических блоков, при этом размер блока коррелирует с плотностью дислокаций в дислокационной стенке (границе блока): Чем меньше плотность дислокаций, тем меньше размеры блока. Так как микроскопическим источником остаточных напряжений являются дислокации, то в работе проводилось экспериментальное и модельное исследование дислокаций. Путём применения декорирования в ориентированных образцах флюорита наблюдались отдельные дислокации и дислокационные образования разного типа. В частности, наблюдались прямолинейные дислокации, дислокации в виде колец(рис.1) и геликоидальные дислокации (в виде спиралей)(рис.2). Посредством метода декорирования были выявлены дислокационные скопления в виде «облаков», разделенных областями с малой плотностью дислокаций.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

Рис. 1. Декорированные дислокации в образце флюорита ориентации(100). Увеличение 200X. Расстояние от поверхности образца 840 мкм

197

Рис. 2. Декорированная геликоидальная дислокация в образце ориентации(110). Увеличение 63X. 1 виток спирали =10мкм

Предложен и реализован новый метод визуализации пространственного распределения напряжений в кристаллах, основанный на двухстадийном нагревании образцов и декорировании дислокаций. Модельное исследование дислокаций базировалось на оригинальной статистической модели, позволяющей имитировать дислокационные структуры и рассчитывать создаваемые дислокациями напряжения3. Модель способна автоматически воспроизводить процесс полигонизации и образования кристаллических блоков. Расчёты для кристаллов флюорита показали, что дислокационный вклад в остаточные напряжения является одним из самых важных. Существенным результатом настоящей работы является факт, что рассчитанные в ходе моделирования значения напряжений оказались близки по величине к экспериментальным данным для флюорита как опубликованным4, так и полученным нами по результатом измерений двулучепреломления. 1. Е.С. Каева, И.И. Афанасьев, Оптический журнал, 68, №7, 55-58, (2001). 2. Б.Г. Иванов, Е.С. Каева, Д.И. Клименченко, Известия высших учебных заведений. Материалы электронной техники, №1, 62-64, (2005). 3. Е.С. Каева, А.К. Пржевуский, Оптический журнал, 70, №11, 68-72, (2003). 4. Дефекты в синтетических кристаллах флюорита // Чередов В.Н., Москва: Наука, 1993.

198

ОПТИКА – 2005

ВЛИЯНИЕ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ НА СПЕКТР ПОГЛОЩЕНИЯ КРИСТАЛЛОВ ГЕРМАНИЯ Маколкина Е.Н. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Обнаружено, что пластическая деформация кристаллов германия приводит к изменениям спектра поглощения во всей области прозрачности. Эти изменения приписаны трём механизмам поглощения света: межзонному, внутризонному и поглощению свободными носителями. Исследование влияния пластической деформации на спектр поглощения кристаллов германия в прикладном аспекте представляет интерес благодаря следующим обстоятельствам: (а) кристаллы подвергаются пластической деформации при высокотемпературном синтезе и (б) в последнее время получил развитие метод изготовления оптических деталей из германия путём горячего прессования. В настоящей работе ставилась задача получения таких данных. Образцы германия сжимались вдоль направления [111] в специальном прессе при вакууме 10-3 торр. Образцы нагревались до температуры 650 0С, что обеспечивало возможность их пластической деформации. При этом было показано, что такое нагревание само по себе не приводит к существенным изменениям в спектре поглощения. Величина деформации определялась по изменению размеров (толщины) образцов. Спектры поглощения измерялись в диапазоне 2,5 - 16,6 мкм на спектрофотометре SPECORD M82 и в диапазоне 1,6 - 2,5 мкм на спектрофотометре Cary-500. Кроме того, для всех образцов определялся тип проводимости и измерялась величина сопротивления. Было обнаружено, что пластическая деформация вызывает (зависящее от длины волны) увеличение поглощение кристаллов германия во всём исследовавшемся диапазоне. При этом изменение коэффициента поглощения ∆k существенно зависит от длины волны и может быть интерпретировано как результат влияния пластической деформации на оптические переходы трёх типов: (1) межзонные, (2) внутризонные и (3) переходы, соответствующие поглощению свободными носителями.

Рис. 1. Влияние пластической деформации на коротковолновый край поглощения германия. Величина деформации 4,5%, Т = 650 0С

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

199

В случае межзонных переходов деформация приводит к размытию коротковолнового края поглощения и смещению его в низкочастотную сторону (Рис.1). Подобные эффекты обычно наблюдаются при появлении структурного беспорядка.

Рис. 2. Влияние пластической деформации на спектр поглощения германия. Величина деформации 4,5%, Т = 650 0С

Согласно существующим представлениям 1,2 внутризонные переходы и переходы, соответствующие поглощению свободных носителей, в значительной степени определяются типом проводимости материала. Измеренные в настоящей работе спектральные зависимости k и ∆k(λ) (Рис. 2) соответствуют изменению nтипа проводимости на p-тип 3. Такого рода инверсию типа проводимости полностью подтвердили результаты измерения электрических параметров. При пластической деформации 4,5-6,5% n-тип проводимости трансформировался в p-тип. Деформация меньшей величины приводит только к некоторому уменьшению проводимости. При этом n-тип проводимости сохраняется и спектр поглощения испытывает лишь незначительное увеличение. 1. Ж.. Панков, Оптические процессы в полупроводниках, М: Мир, 1973. 2. Ю.И. Уханов, Оптические свойства полупроводников, М: Наука, 1977. 3. Е.Н. Маколкина, А.К. Пржевуский, Оптический журнал, 70, №11, 64-67, (2003)

200

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРИЧЕСКИЙ КОНТРОЛЬ ПОВЕРХНОСТИ КОМПОЗИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ НА ОСНОВЕ БОРИДА ТИТАНА Иванова О. Г., Поперенко Л.В., Казо И.Ф. Киевский национальный университет им. Т.Г. Шевченко, Киев, Украина. Этот файл содержит информацию о спектроэллипсометрическом контроле поверхности композитных материалов на основе борида титана. В современном материаловедении особенно интересными являются композитные материалы на основе боридов тугоплавких металлов. Эти материалы позволяют изготавливать изделия с высокими эксплуатационными характеристиками. Целью исследований, проведённых в роботе, было изучение оптических свойств керамических материалов на основе титана и гафния, полученных методом высокотемпературного твердофазного синтеза при горячем прессовании. Было проведено угловые, спектральные и азимутальные эллипсометрические измерения для поверхностей 3 массивных образцов: TiB2+C* (А1), 2TiB2+3SiC (А2), 2HfB2+3SiC (А3). Учитывая технологию изготовления образцов, нужно было изучить: • Однородность структуры путём сравнения оптических свойств по всей площади образцов; • Степень анизотропии эллипсометрических параметров поверхностного слоя; • Уровень стабильности эллипсометрических параметров после криогенной обработки. Решение первой из поставленных задач проведено с помощью 2 экспериментов: Методом спектральной эллипсометрии образец А2 исследовался в 2-х областях его поверхности. Полученные спектральные зависимости оптической проводимости приведены на рис. 1.

Рис.1. Оптическая проводимость образца А2

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

201

Видно, что поверхность образца неоднородная, потому, что разница значений оптической проводимости на участках образца в области энергий 1,5 еВ составляет около 10%. Степень анизотропии оптических свойств поверхностного слоя изучалась с помощью метода азимутальной эллипсометрии на примере образца А2 (после криогенной обработки на участке 1). Полученные зависимости приведены на рис. 3.

а) Рис.2. Угловые зависимости эллипсометрических параметров (а) и области 1 (до и после криогенной обработки)

б) (б) для образца А2 в

Полученные зависимости говорять о том, что и после криогенной обработки в приповерхностном слое не исчезает анизотропия, хотя перепад температур для лент фольг аморфних металлических сплавов на основе кобальта в аналогичных условиях приводит к уменшенню анизотропии. 1. Фізичні основи матеріалів оптоелектроніки, частина 1, Оптичні властивості та електронна структура кристалів: навчальний посібник. – К.: Українське відділення міжнародного товариства оптичної техніки SPIE/Ukraine, 2004. – 142 с.

202

ОПТИКА – 2005

ИЗМЕРЕНИЕ УПРУГИХ КОНСТАНТ MEMS-МАТЕРИАЛОВ МЕТОДОМ ГОЛОГРАФИЧЕСКОЙ ИНТЕРФЕРОМЕТРИИ Н.Н. Балан, А.О. Груздев Московский инженерно-физический институт (государственный университет), Москва, Россия. Разработана экспериментальная голографическая методика, позволяющая измерять смещения диффузно-отражающих микрообъектов с точностью до десятых долей микрона. Приведены экспериментальная схема установки и формула расчета модуля Юнга MEMS-материалов. Голографическая интерферометрия является универсальным способом регистрации изменений, происходящих как с прозрачными, так и с отражательными объектами 1,2. Голографические методы позволили применить интерферометрию к объектам с оптически грубой поверхностью, а также снизить требования к качеству оптики по сравнению с классической интерферометрией. В данной работе представлен голографический метод определения упругих констант материалов, используемых в MEMS-устройствах (MEMS – MicroElectroMechanical Systems), в частности, в интегральных датчиках. В литературе описан ряд методик, позволяющих решать эти задачи 3. Достоинства предлагаемого метода заключаются в его сравнительной простоте и многофункциональности. Для проведения измерений предлагается схема, приведенная на рис.1. Свет от гелий-неонового лазера ЛГ делится на предметный и опорный пучки посредством делителя КД, зеркала З1 и расширительных систем Р1 и Р2. Предметный пучок рассеивается тестовым объектом и, пройдя через микрообъектив МО, попадает на фотопластинку ПГ, на которую также посредством зеркала З2 подается опорный пучок. Изображение объекта можно наблюдать с помощью системы наблюдения ОФ. На описанной схеме могут быть реализованы как метод двойной экспозиции, так и метод реального времени, однако в случае последнего требуется обработка фотоматериала «на месте экспонирования». Тестовые объекты, используемые для измерения модуля Юнга материала, представляют собой микромеханические структуры простой формы – консольные балки и прямоугольные мембраны, имеющие размеры от десятых долей до единиц миллиметров. При помощи описанной установки возможно с точностью до долей микрона зарегистрировать величину их непосредственного прогиба под действием известной нагрузки – электростатического притяжения, вызванного подачей постоянной разности потенциалов U между проводящим нижним слоем балки или мембраны и расположенным под ней отклоняющим электродом. В случае использования консольной балки в качестве тестового объекта, для модуля Юнга материала верна формула (малые прогибы) U 2l 4 (1 + cos α ) E= 2 3 , (1) d h 16λN В формуле (1) p0 – нагрузка, U – прикладываемая электрическая разность потенциалов, l, b и h – соответственно длина, ширина и толщина консольной балки, d – расстояние между отклоняющим электродом и нижним слоем балки, N – порядок крайней полосы (определяется из эксперимента).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

203

Рис. 1. Схема экспериментальной установки

Теоретические расчеты и экспериментальные результаты показали, что при помощи вышеописанной схемы возможно измерение модуля Юнга MEMSматериалов. Работа выполнена при поддержке ФЦП «Интеграция», проект Б0049. 1. Ч. Вест, Голографическая интерферометрия, М., «Мир», (1982). 2. Ю.И. Островский, В.П. Щепинов, В.В. Яковлев, Голографические интерференционные методы измерения деформаций, М., «Наука», (1988). 3. Taechung Yiand, Chang-Jin Kim, Meas.Sci.Technol., 10, 706–716, (1999).

204

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ СВОЙСТВ ИОНА ЭРБИЯ В СОСТАВЕ ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКОЛ СИСТЕМ GaGe-S И Ga-Ge-Si-S Шарова И. С. НИИ Лазерных исследований Санкт-Петербургского Государственного Университета, Санкт-Петербург, Россия. Методом спектроскопии поглощения и методом люминесцентной спектроскопии исследованы халькогенидные стекла систем Ga-Ge-S и GaGe-Si-S, активированные ионами Er3+. Изучены концентрационные зависимости люминесценции исследуемых халькогенидных систем с целью оптимизации состава стекла для повышения эффективности люминесценции. Халькогенидные стекла (ХГС) обладают уникальными оптическими свойствами, что позволяет использовать данные материалы при создании широкого спектра устройств интегральной и волоконной оптики. Относительная легкость синтеза ХГС и их хорошие оптические свойства (широкая область прозрачности (0.5 мкм-12 мкм), высокий показатель преломления (>2.1), низкая энергия фононов (400 см-1)), сделали ХГС привлекательной основой для легирования редкоземельными ионами (РЗИ). На базе ХГС, легированных, например Er3+, могут быть разработаны визуализаторы ИК излучения, волоконно-оптические усилители, активные устройства интегральной оптики и т.д. Предметом исследования данной работы являлись халькогенидные стекла системы Ga-Ge-S и системы Ga-Ge-Si-S, активированные ионами Er3+. Цель работы заключалась в исследовании и сравнении люминесцентных свойств редкоземельного иона эрбия в составе халькогенидных стекол двух систем: Ga-Ge-S и Ga-Ge-Si-S. Исследование осуществлялось методами спектроскопии поглощения и люминесцентной спектроскопии. На основе теории Джадда-Офельта по данным спектроскопии поглощения для систем Ga-Ge-S:Er3+ и Ga-Ge-Si-S:Er3+ были определены такие спектроскопические параметры как силы осцилляторов, параметры интенсивности Джадда-Офельта, вероятности спонтанных излучательных переходов, радиационные времена жизни уровней. Анализ перечисленных параметров позволил судить о люминесцентных свойствах халькогенидных систем Ga-Ge-S:Er3+ и Ga-Ge-Si-S:Er3+ и дал информацию о структурных особенностях окружения Er3+. Спектры люминесценции (стоксовой и антистоксовой) исследуемых халькогенидных систем были получены при возбуждении излучением с длиной волны 812 нм. На рис. 1 представлены спектры антистоксовой люминесценции халькогенидных систем Ga-Ge-S:Er3+ и Ga-Ge-Si-S:Er3+ с концентрацией Er3+ 0.9 ат.%. Полосы излучения в областях 670 нм, 560 нм и 530 нм соответствуют переходам из возбужденных состояний иона эрбия 4F3/2 , 4S3/2 , 2H11/2 на основное состояние (4I15/2). Из рис. 1 видно, что интенсивность зеленой полосы (560 нм) значительно больше, чем интенсивность красной полосы (670 нм). Это можно объяснить тем, что единственным каналом заселения уровня 4F9/2 является многофононная релаксация с уровня 4S3/2. Так как халькогенидные стекла характеризуются низкой энергией фононов (около 425 см-1) и энергетический зазор между уровнями 4S3/2 и 4F9/2 составляет около 3000 см-1, то вероятность

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

205

многофононной релаксации (с участием 7 фононов) мала. Это определяет малую вероятность заселения уровня 4F9/2. Исследование влияния концентрации Er3+ на интенсивность полос антистоксовой люминесценции позволило определить концентрации, оптимальные для получения эффективного преобразования ИК - излучения, а также установить механизм передачи энергии в рассматриваемых халькогенидных системах. Так для халькогенидной системы Ga-Ge-Si-S:Er3+ оптимальной концентрацией эрбия с точки зрения эффективности преобразования ИК излучения является концентрация Er3+ 1.5 ат.%, а для халькогенидной системы Ga-Ge-S:Er3+ - 1.2 ат.%. Повышение концентрации иона эрбия более 1.5 ат.% в случае халькогенидной системы Ga-Ge-SiS:Er3+ и более 1.2 ат.% в случае халькогенидной системы Ga-Ge-S:Er3+ приводит к уменьшению эффективности антистоксова преобразования, по-видимому, в следствии проявления концентрационного тушения. Сравнительный анализ спектроскопических параметров стекол исследуемых систем с параметрами оксидных стекол (фосфатных, германатных, теллуритных) показал, что силы осцилляторов и вероятности спонтанных излучательных переходов ионов Er3+ в халькогенидной основе выше, следовательно, ХГС являются более перспективными люминесцентными материалами.

Рис. 1 Спектры антистоксовой люминесценции ХГС с концентрацией Er3+ 0.9 ат.% (а) 0.25Ga2S30.85GeS2:Er3+, (б) 0.15Ga2S30.15SiS20.7GeS2:Er3+, (в) 0.25Ga2S30.05SiS20.7GeS2:Er3+

206

ОПТИКА – 2005

ИМИТАЦИОННЫЕ СВОЙСТВА ЛАНТАНА ПРИ СИНТЕЗЕ ВЫСОКОКОНЦЕНТРИРОВАННЫХ ИТТЕРБИЙ-ЭРБИЕВЫХ СТЕКОЛ Губанов К.О., Асеев В.А., Федоров Ю.К*., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. Санкт-Петербургский Государственный Университет Информационных Технологий, Механики и Оптики, Санкт-Петербург, Россия, *НИТИОМ ВНЦ «ГОИ им. С. И. Вавилова », Санкт-Петербург, Россия. Исследовано влияние последовательного замещения ионов лантана на ионы эрбия и иттербия при постоянной концентрации редкоземельных элементов на спектральные характеристики фосфатных лазерных стекол. Обнаружены незначительные изменения контура спектра поглощения при замещении лантана. В последние годы в связи с развитием микролазеров стала особенно актуальна задача разработки стёкол с высоким содержанием активаторов – Yb3+ и Er3+. Для получения максимально эффективных устройств необходимо оптимизировать концентрации ионов Yb3+ и Er3+. Для этого синтезируются ряды стекол с переменным содержанием редкоземельных (РЗ) ионов. Наиболее распространенным методом является способ, когда наряду с «оптически активными» ионами Yb3+ и Er3+ вводится ион La3+, не имеющий полос поглощения в ИК и видимом диапазоне. При этом весь концентрационный ряд стёкол содержит одинаковое суммарное количество РЗ ионов. Такой подход основывается на гипотезе, что лантаноиды примерно одинаково влияют на свойства оптических ионов Yb3+ и Er3+, в ближайшее окружение которых они входят. При этом ионы La3+ фактически имитируют ионы Yb3+ и Er3+. Однако корректность такого подхода до сих пор практически не исследовалась. На необходимость такого исследования указывают следующие обстоятельства: химические свойства всех РЗ ионов не тождественны. Радиусы РЗ ионов существенно различаются: R(La3+)=1.17A, R(Yb3+)=1.01A, и R(Er3+)=1.03A. В связи с этим, в настоящей работе исследовано влияние последовательного замещения ионов лантана на ионы эрбия и иттербия при постоянной концентрации РЗ элементов на спектральные характеристики фосфатных лазерных стекол. Было синтезировано два концентрационных ряда. Первый - с постоянным содержанием Yb2О3 - 19 вес.% и переменным содержанием Er2О3 и La2О3 – от 0,5 до 9,0 вес.% и от 0,8 до 9,3 вес.% соответственно. Второй – с постоянным содержанием Er2О3 – 0,25 мол.% и переменным содержанием Yb2О3 и La2О3 (от 0 до 25 мол.%). Для этих рядов измерены спектры поглощения и определены параметры ДжаддаОфельта. Показано, что для обоих рядов в формах спектра наблюдаются незначительные различия. Выявлена возможность замены ионов Yb3+ и Er3+ на ионы La3+ в широких пределах концентрации без значительных изменений в спектральных характеристиках фосфатных лазерных стекол. Результаты данной работы могут быть использованы при разработке и синтезе новых высококонцентрированных лазерных стекол.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

207

СТЕКЛОКРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ АКТИВИРОВАННЫЕ ИОНАМИ CR4+ ДЛЯ ПАССИВНЫХ ЗАТВОРОВ И ВОЛНОВОДНЫХ ЛАЗЕРОВ Ульяшенко А.М., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Проведены исследования свойств стеклокристаллических материалов активированных ионами Сr4+. Показаны возможности создания пассивных лазерных затворов и волноводных лазеров, с перестраиваемой длиной волны, на основе таких материалов. Кристаллы, активированные ионами Сr4+ демонстрируют уникальные свойства, которые позволяют их использовать в качестве активных элементов в лазерах. Лазеры на основе кристаллов с Сr4+ работают в ближнем ИК диапазоне (1.1–1.5 мкм), который интересен для прикладных задач фотоники. Пассивные элементы на основе кристаллов с ионами Сr4+ используются в районе 1 мкм. К сожалению, материалы на основе кристаллов невозможно использовать в виде волоконных или волноводных структур. В последнее время новые материалы на основе стеклокерамик, активированных Сr4+ вызывают все больший интерес благодаря своим свойствам: высокие сечения вынужденного излучения, большая ширина полосы люминесценции, возможность вытяжки волокна и создания волноводных структур технологией ионного обмена. Синтезированы стеклокристаллические материалы на основе кристаллов форстерита (Mg2SiO4). Размеры нанокристаллов в материалах – 10-50 нм. Проведены исследования спектрально-люминесцентных свойств и значений квантового выхода 4+ для стекол, кристаллов и стеклокерамик активированных ионами Сr как при комнатной температуре, так и при температуре жидкого азота (77К). При комнатной температуре квантовый выход: 5% для кристалла (усредненное значение от 3-х оптических осей), 0.04% для стекла и 4% для стеклокерамики. При температуре жидкого азота: 47% для кристалла (усредненное значение от 3-х оптических осей), 0.3% для стекла и 23% для стеклокерамики. Таким образом значения квантового выхода для стеклокерамики близки к значениям кристалла. Измерено усиление в образцах кристалла форстерита и стеклокерамики форстерита. В случае стеклокерамики значение усиления составило 0.08 см-1, что меньше аналогичного для кристалла приблизительно в 4 раза. Рассматривается возможность создания планарных волноводов и вытяжки волокна из данных стеклокристаллических материалов. Обсуждаются возможности направления ориентации нанокристаллов внутри стеклофазы, для повышения квантового выхода материала. Стеклокристаллические материалы сочетают в себе активные лазерные свойства и свойства пассивных затворов и таким образом являются весьма перспективными для задач интегральной оптики.

208

ОПТИКА – 2005

МИКРОЛИНЗЫ ДЛЯ СОПРЯЖЕНИЯ ОПТОВОЛОКНА С ПОЛУПРОВОДНИКОВЫМИ ЛАЗЕРАМИ, ФОРМИРУЕМЫЕ МЕТОДОМ ДОЗИРОВАННОГО УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ОТВЕРЖДЕНИЯ АКРИЛОВЫХ МОНОМЕРОВ

Фокина М.И. Золотова Е.Ю. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Исследованы процессы формирования оптической поверхности элементов микрооптики, основанные на дозированной полимеризации мономерных акриловых композиций, имеющих поверхностно-активные свойства и образующих структуры микролинз на стеклянной поверхности. Изготовлены и исследованы элементы микрооптики: микролинзы, решетки микролинз, цилиндрические линзы, а также микролинзы самосопряженные с торцом оптического волокна. В последнее время широко исследуются новые растровые оптические элементы, такие как решетки микролинз, растровая отражательная оптика, решетки френелевских микролинз1,2.Один из малоисследованных и практически весьма важных вопросов – разработка способа создания микролинз самосопряженных с одномодовым оптоволокном для его сопряжения с микрополосками и полупроводниковыми лазерами. К тому же большая часть используемых методов изготовления микрооптики не позволяет получать оптические поверхности сложной формы. Нами найден и исследован новый метод получения оптических поверхностей, основанный на дозированном ультрафиолетовом отверждении мономерной акриловой композиции. В новом методе профиль оптической поверхности формируемой детали определяется распределением интенсивности ультрафиолетового излучения обеспечивающего фотополимеризацию и может быть задана практически любая форма: сферическая, асферическая, цилиндрическая и др. В то же время разработанный метод позволяет изготавливать микролинзы на торце оптоволокна самосопряженные с его оптической осью. Это обеспечивается экспонированием фотомономера через оптическое волокно, погруженное в жидкий мономер. Образцы микролинз, полученных с использованием данного метода представлены на Рис. 1 и 2.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

Рис. 1. Проекция цифры «9» через матрицу микролинз

209

Рис. 2. Одиночная микролинза

1. P Rutheryx, B Gerlachy, J G.otterty, M Iliez, J Mohry, A Mullery, C O. Manny Pure Appl. Opt. 6 643–653. (1997). 2. Seok-min Kim, Shinill Kang J. Phys. D: Appl. Phys. 36 2451–2456. (2003). 3. М.И.Фокина, Сборник трудов 2-й межвузовской конференции молодых ученых СПб, (2005).

210

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ ОСОБЕННОСТИ ПОЛИМЕРНЫХ МАТЕРИАЛОВ, ЛЕГИРОВАННЫХ Eu(fod)3 С ПОМОЩЬЮ СВЕРХКРИТИЧЕСКОГО CO2 Тараева А.Ю., Герасимова В.И.*, Заворотный Ю.С.*, Рыбалтовский А.О.* Московский Государственный университет им. М.В.Ломоносова, физический факультет, Москва, Россия, *НИИ ядерной физики им. Д.В.Скобельцына при Московском государственном университете им. М.В.Ломоносова, Москва, Россия. Исследован метод модификации оптических свойств полимеров посредством легирования Eu(fod)3 в свободный объем материалов с последующим УФ облучением или нагревом до 100 ºC. Целью настоящей работы является спектроскопическое исследование влияния матрицы и внешних воздействий (фоторазрушение, нагрев до 100 ºC) на металлоорганические соединения (МОС), а именно Eu(fod)3, находящегося внутри свободного объема различных полимерных материалов. В данном случае Eu(fod)3 выбран в качестве легирующего МОС из-за ряда особенностей: интенсивная фотолюминесценция (ФЛ) ионов Eu3+ в видимом диапазоне; возможность накачки ФЛ через широкие полосы органической составляющей fod; растворимость в сверхкритическом (СК) СО2; зависимость интенсивности ФЛ подобных МОС от температуры. Последнее свойство молекулы Eu(fod)3, а именно температурная зависимость интенсивности ФЛ в диапазоне 20-100 ºC, делает возможным использовать легированные полимеры в качестве высокочувствительного температурного датчика, который может применяться, например, в медицине. Создание такого рода датчика, будет являться неинвазивным, экспрессным, высокочувствительным и оптимальным способом наблюдения за условиями при лазерном нагреве биологических тканей. Поликристаллический порошок Eu(fod)3 вводился в полимерные материалы (полиметилметакрилат (ПММА); полидиметилсилоксан (силикон); полипропилен) методом СК-импрегнации1. После СК-импрегнации в полимерах наблюдается широкая полоса поглощения в УФ области ( макс = 290 нм, FWHM = 0.6 эВ), принадлежащая органической составляющей fod2. Исследуемые образцы обладают интенсивной ФЛ в районе 5 7 3+ изл = 611,6 нм (переход D0→ F2 ионов Eu ) при возбуждении в широкую полосу поглощения ( возб = 300 нм,  * внутрилигандный переход молекулы fod)2. Нами было установлено3, что в исходном Eu(fod)3 и в легированных полимерах имеют место два типа центров – это его основная форма Eu(fod)3 и, как мы предполагаем, гидролизованная форма. Поэтому в исследуемых образцах полоса поглощения на 300 нм и полоса ФЛ на 578 нм (5D0→7F0 переход ионов Eu3+) имеют сложную структуру. Исследование фоточувствительности комплекса Eu(fod)3 в различных матрицах показало, что облучение образцов УФ лампой ДРШ-500 ( изл ≈ 313 нм) воздействует на обе составляющие полосы поглощения в равной степени и разрушает органическую составляющую молекулы fod. При этом концентрация ионов Eu3+ не меняется. Таким образом, метод СК-импрегнации такого рода МОС с последующим их фоторазрушением остросфокусированным лазерным излучением позволяет

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

211

получить пространственно-селективное легирование полимеров люминесцирующими примесями. Методом оптической спектроскопии исследован эффект температурного тушения ФЛ ионов Eu3+ в комплексе Eu(fod)3 при ее возбуждении в полосу поглощения лиганда. Установлено, что матрицы в разной степени препятствуют деформациям органических молекул, которые необходимы для осуществления процесса температурного тушения, а также состав полимера влияет на штарковскую структуру спектров ФЛ. Максимальное падение интенсивности I(Т) было получено в полипропилене и чистом Eu(fod)3. Если сравнить полученные данные I(T) с формой полос ФЛ ионов Eu3+, можно сделать следующий качественный вывод: чем лучше в конкретном образце разрешены штарковские компоненты ФЛ перехода 5D0→7F2 ионов Eu3+, тем эффективнее оказывается температурное тушение интенсивности ФЛ. В результате сравнения температурных зависимостей для изученных нами образцов, легированных Eu(fod)3, было установлено, что в данном случае наиболее подходящим полимерным материалом для создания температурного датчика является полипропилен. 1. В.Н. Баграташвили, Ю.С. Заворотный, В.К. Попов, А.О.Рыбалтовский и др. Перспективные материалы, №1, 35, (2002). 2. В.И. Герасимова, Ю.С. Заворотный, А.О. Рыбалтовский, А.Ю. Тараева и др. Опт. и спектр., 98, №4, 635 (2005). 3. А.О.Рыбалтовский, В.И. Герасимова, Л.Д. Богомолова, В.А.Жачкин и др. Опт. и спектр., в печати (2005).

212

ОПТИКА – 2005

ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАНАРНЫХ МИКРОПОЛОСКОВЫХ ВОЛНОВОДОВ МЕТОДОМ УЛЬТРАФИОЛЕТОВОЙ ПОЛИМЕРИЗАЦИИ АКРИЛОВЫХ МОНОМЕРНЫХ КОМПОЗИЦИЙ Золотова Е.Ю., Фокина М.И. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Исследован метод формирования градиентного планарного микрополоскового волновода, основанный на дозированном фотоотверждении мономерной акриловой композиции на стеклянной подложке. Изготовлены и исследованы образцы волноводов с различными геометрическими размерами. В последнее время интенсивно исследуются планарные интегральнооптические элементы на основе полимеров. Это связано в основном с технологичностью полимеров, которые позволяют изготовлять планарные волноводы методами штамповки, что приводит к их удешевлению более чем на два порядка по сравнению с элементами, изготавливаемыми по традиционной технологии на основе ниобата лития. Недостатком известных методов является сложность получения градиентных структур микрополосковых волноводов, которые имеют намного меньшую величину оптических потерь. В данной работе были проведены исследования направленные на разработку метода изготовления градиентных микрополосковых волноводов с использованием метода формирования оптических поверхностей, разработанного ранее для микролинз1. Метод заключается в дозированной фотополимеризации мономерной композиции при ее экспонировании через маску, имеющую необходимое распределение оптической плотности по полю. Мономерная композиция имеет поверхностно- активные свойства по отношению к неорганическому стеклу, что определяет преимущественное осаждение полимеризованного материала на стеклянной подложке. В результате на подложке образуется слой полимера, профиль поверхности которого соответствует распределению оптической плотности в маске. Метод позволяет получить практически любую желаемую форму поверхности, что обеспечивает создание полимерных градиентных волноводов. Были изготовлены планарные микрополосковые градиентные волноводы с различными геометрическими размерами и измерены их характеристики. Образцы волноводов, полученных с использованием данного метода представлены на Рис. 1

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

213

Рис. 1. Микрофотография планарных микрополосковых волноводов (объект-микрометр 10 мкм)

1. М.И.Фокина, Сборник трудов 2-й межвузовской конференции молодых ученых СПб, (2005).

214

ОПТИКА – 2005

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ МЕТОДИКА ДЛЯ ХАРАКТЕРИЗАЦИИ ТЕРМИЧЕСКОЙ ПРОЧНОСТИ ЛАЗЕРНЫХ КРИСТАЛЛОВ Цыганкова Е.В., Игнатьев А.И., Мочалов И.В., Никоноров Н.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Разработана методика определения термопрочности лазерных материалов в схеме, имитирующей реальные условия работы активного элемента. Данный метод опробован на стеклянных и кристаллических образцах. На сегодняшний день широкое распространение получили мощные твердотельные лазеры. Создание лазеров с большой выходной мощностью излучения требует разработки лазерных материалов с высокой термической прочностью. Однако, многие лазерные материалы, обладающие хорошими спектрально-люминесцентными и генерационными характеристиками, имеют низкую термическую и механическую прочность. Поэтому в настоящее время актуальной становится задача повышения термической прочности таких материалов. Развитие техники упрочнения оптических материалов (травление, ионный обмен, нанесение защитных покрытий и т.д.) требует создания специальных методов испытания материалов на термическую прочность. Широко известные методики (например, «термоудар») не имитируют процесса реальной термической нагрузки активного элемента. Кроме того, этот метод является разрушающим. Для испытания требуется большое число дорогостоящих лазерных образцов, поскольку термопрочность является статистической характеристикой. В связи с этим нами была разработана экспериментальная методика, позволяющая определять термическую прочность лазерных материалов в реальных условиях работы активного элемента при использовании ограниченного количества образцов. Суть методики заключается в следующем. Лазерный элемент (размером 4× 4× 16 мм3) одновременно помещается в два модуля, один из которых производит нагрев образца до температуры 700 °С, а второй - его охлаждение до 20 °С. Статический градиент температуры приводит к разрушению образца, которое наблюдается при помощи микроскопа со скрещенными поляризаторами. При помощи разработанной методики нами были определены величины термической прочности образцов стекол К8, КГСС-0134 и лазерного кристалла LiYF4. Эксперименты показали, что для определения значения термической прочности необходимо небольшое число образцов (1-2). Использование поляризационного микроскопа и CCD-камеры позволяет в реальном масштабе времени наблюдать и исследовать возникновение и развитие напряжений и микротрещин при изменении градиента температуры. В работе также приводится сравнение результатов термопрочности образцов, полученных при помощи разработанной методики и метода «термоудара». Данная методика может быть использована при разработке новых мощных твердотельных лазеров, активные элементы которых работают в жестких температурных условиях.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

215

СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРИЯ ОСАЖДЕННЫХ НА МЕТАЛЛИЧЕСКУЮ ПОВЕРХНОСТЬ ПЛЕНОК TiO2 Лопатинский А.Н., Поперенко Л.В., Винниченко Н.В. Киевский национальный университет им. Т. Шевченко, Киев, Украина. Этот файл содержит информацию о спектроэллипсометрическом контроле поверхности пленок TiO2, осажденных на металлическую поверхность. Целью работы было изучение изменений свойств пленок TiO2, напыленных на подложку с инструментальной стали, при разных температурах подложки. Заинтересованность к данной системе «металлическая подложка – пленка оксида 3dметалла» вызвана возможностью ее использования для создания защитных покрытий с большой износостойкостью. Пленки изготовлены с помощью метода термического напыления в вакууме. Оксид титана испарялся при температуре 2500 °С и осаждался на подложки при температурах 147, 200, 253 и 304 °С (нумерация соответствующих образцов приведена в табл. 1). Толщина осажденной пленки составляет приблизительно 10 мкм. Температура подложки, Номер образца °С 1 147 2 200 3 253 4 304 Табл. 1. Температура подложок, при которой проводилось осаждение пленок

С помощью эллипсометра ЛЭФ-3М-1 на длине волны света 632,8 нм измерены зависимости эллипсометрических параметров (сдвиг фаз между p- и sкомпонентами поляризованного света) и (азимут восстановленной поляризации) от угла падения света в пределах его изменения от 45° до 77°. Результаты измерений приведены на рис. 1.

Рис. 1. Зависимости эллипсометрических параметров и для напыленных при разных температурах подложки пленок TiO2 от угла падения света

216

ОПТИКА – 2005

Дополнительно с помощью метода Битти измерены также зависимости эллипсометрических параметров и от длины волны падающего излучения при угле падения 60° на длинах волн 366, 405, 435 и 579 нм. Результаты измерений приведены на рис. 2.

Рис. 2. Зависимости эллипсометрических параметров и для напыленных при разных температурах подложки пленок TiO2 от длины волны падающего излучения

При увеличении температуры подложки замечено увеличение значения при возрастании угла падения света. В спектральной зависимости замечена аналогичная тенденция. Также при увеличении температуры подложки замечен сдвиг минимума зависимости от угла падения в сторону больших углов падения, что свидетельствует о увеличении проводимости в поверхностном слое пленки. Такое поведение эллипсометрических параметров пленок TiO2 в угловых и спектральных зависимостях, на мой взгляд, свидетельствует о тенденции роста уровня упорядоченности атомной структуры в поверхностном слое пленки при увеличении температуры подложки, на которую эта пленка осаждается, при условии идентичности всех других технологических параметров. 1. Фізичні основи матеріалів оптоелектроніки, частина 1, Оптичні властивості та електронна структура кристалів: навчальний посібник. – К.: Українське відділення міжнародного товариства оптичної техніки SPIE/Ukraine, 2004. – 142 с.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

217

IMPLANTATION TECHNOLOGY FOR DEPOSITION OF THIN METAL FILMS ON PYROELECTRICS FOR DEVELOPMENT OF NONSELECTIVE PHOTODETECTORS Viktor O. Lysiuk, Vasyl S. Staschuk, Oleg V. Vakulenko, Leonid V. Poperenko, Mykola I. Kluy* Department of Physics, Kyiv Taras Shevchenko National University, Kyiv, Ukraine, *V.E. Lashkariov Institute of Semiconductor Physics, National Academy of Sciences of Ukraine, Kyiv, Ukraine. Application of Ar+ ion implantation is allowed to create nanostructures in thin metal films on pyroelectrics, that make infrared pyroelectric photodetectors on the base of such systems nonselective. Lithium niobate and lithium tantalate are widely used materials in modern optoelectronic devices including pyroelectric detectors. Application of thin metal films and ion implantation usually influence on optical, electrical and other properties of such systems. Investigation of optical properties and structure of the systems “thin metal film – pyroelectric” is allowed to make effective application in optoelectronics, in particular for development of ninselective pyroelectric detectors with high radiation stability and sensitivity. The optical properties (reflectance and absorption spectra) of the systems “thin Ni film – lithium niobate” and “thin Pd film – lithium niobate” implanted by Ar+ ions as well as angular ellipsometry, X-ray researches, AFM and Electron Microscopy were carried out. The investigations have shown strong increase of the absorption of such systems (up to 40%) after implantation essentially for the systems with Pd films. Reflectance of such systems slightly decreases in comparison with non-implanted systems. AFM and Electron Microscopy have shown bubble-like structure for Ni film and crater-like structure for Pd film on pyroelectric. Angular ellipsometry and X-ray investigations testified amorphyzation of subsurface layer of the systems after ion implantation. Strong increase of the absorption may be explained by appears of the craters on the surface of the systems with Pd films. Naturally, that light absorbs more effectively in the systems with appeared craters (black body like structures on nano-level) and increased roughness. It is very important result that the absorption becomes nonselective in the infrared (1-15 micron). The decrease of the reflectance spectra of the implanted samples may be explained by widening the interface “film - substrate” after ion implantation due to intensive atom intermixing usually take place at the implantation. Ions energies were selected by SRIM 2003 software for maximal distribution of the cascade of atoms in the interface “film – substrate” Obtained properties of such systems are excellent for applications in pyroelectric detectors, where nonselective response and increased absorption (i.e. sensitivity) are very important. In addition, ion implantation increases the adhesion of metal film to the substrate. In our case implantation increased the radiation stability of pyroelectric detectors developed on the base of proposed systems in 100 times without special design solutions.

218

ОПТИКА – 2005

АМОРФИЗАЦИЯ И КРИСТАЛЛИЗАЦИЯ ФОТОЧУВСТВИТЕЛЬНОГО СТЕКЛА ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ТЕРМООБРАБОТКИ Рачинская А. Н., Баля В.К., Ульяшенко А.М. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Показаны возможности кристаллизации и аморфизации фоточувствительных стекол под действием лазерного излучения и термообработки. Определены диапазоны плотности мощности, времени воздействия лазерного излучения и параметры термообработки для реализуемых процессов. Показана возможность реверсивной кристаллизации и аморфизации под действием лазерного излучения и термообработки. Основной тенденцией развития современной лазерной техники является миниатюризация оптических компонентов. Поэтому в настоящее время идет поиск новых технологий для формирования оптических микроэлементов. Одним из перспективных методов изготовления подобных элементов является аморфизация материала под действием лазерного излучения. Целью настоящей работы явилось исследование возможности неоднократной кристаллизации фоточувствительных стекол с их последующей аморфизацией. Были определены оптимальные параметры лазерного излучения, такие как: плотность мощности, длительность облучения и режим воздействия. Так же подобран режим термообработки. В качестве материала было выбрано фоточувствительное стекло в виде пластинок толщиной 0,03 - 0,1 мм. Образцы стекла сначала закристаллизовались под воздействием излучения He-Cd лазера (λ=325 нм), затем подвергались термообработке при температуре 600 0С в течение 6 часов. В результате такой обработки происходил рост кристаллической фазы Li2O-SiO2, приводящий к существенному уменьшению пропускания в видимой области спектра. Далее полученная стеклокерамика подвергалась воздействию непрерывного СО2 лазера (λ=10,6 мкм). В результате этого в облученной области наблюдалась аморфизация – расплавление кристаллической фазы. При этом происходило увеличение пропускания образца вплоть до возвращения его в исходное состояние. В работе обнаружена реверсивная кристаллизация и аморфизация под действием лазерного излучения и термообработки, то есть аморфизованную область под действием СО2 лазера можно заново закристаллизовать под действием УФ излучения и термообработки. Процесс аморфизации и кристаллизации под действием лазерного излучения можно повторять несколько раз. В работе оптимизированы режимы лазерного облучения и термообработки для описанного реверсивного процесса. Обсуждаются механизмы роста и распада кристаллической фазы под действием лазерного излучения и термообработки.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

219

ФОРМИРОВАНИЕ МИКРОЛИНЗ МЕТОДОМ АМОРФИЗАЦИИ СТЕКЛОКЕРАМИКИ ПРИ ИСПОЛЬЗОВАНИИ YAG:Nd-ЛАЗЕРА Новиков Б.Ю. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Исследовано использование для лазерной аморфизации стеклокерамики YAG:Nd-лазера вместо традиционно употребляемого СО2-лазера. Меньшая длина волны излучения позволяет уменьшить минимальный размер области аморфизации. Динамический характер просветления образцов открывает новые возможности создания оптических микроэлементов. Из множества методов производства оптических микроэлементов одним из наиболее перспективных является использование стеклокристаллического материала, заметно изменяющего свою структуру и, следовательно, свойства под действием лазерного излучения. Только методом лазерной аморфизации стеклокерамики можно легко получать двояковыпуклые микролинзы1-8 с диаметрами от нескольких сотен микрометров до нескольких миллиметров при просветлении тонких пластин, которые невозможно изготовить другими способами. Этот метод также даёт такие микроэлементы, как массивы линз1-3, асферические и геодезические линзы1, 2, просветлённые каналы1-4 и цилиндрические линзы4 в приповерхностной области пластины. Комбинацией аморфизации с последующей частичной кристаллизацией той же зоны, но при других размерах пучка можно создавать различные интегральные диафрагмы и дифракционные оптические элементы2, 3. Из-за сильного рассеяния света на микрокристаллической структуре стеклокерамика непрозрачна в видимом диапазоне спектра. Лазерное нагревание приводит к существенному уменьшению рассеяния в результате расплавления микрокристаллов. Из-за высокой теплопроводности материала и локальности лазерного воздействия возникают такие высокие скорости охлаждения (100 – 200 К/с), что расплав затвердевает в аморфной фазе, не успевая перегруппироваться в кристаллическую решётку. Первоначальная кристаллическая фаза более плотно упакована, чем аморфная, которая вынуждена вследствие этого занимать больший объем. Расплав образует на поверхности пластины полусферические выпуклости, в результате чего аморфизированный объём приобретает линзообразную форму2, 6. Аморфная фаза может быть обратима при повторном облучении2, 4, 5. Большинство исследователей1-8 использовало для лазерной аморфизации стеклокерамики СО2-лазер с длиной волны λ = 10,6 мкм, а в качестве материала – ситалл СТ-50. Поглощение излучения СО2-лазера происходит в тонком приповерхностном слое. Благодаря сильному поглощению энергия излучения эффективно переходит в тепло. Движение фронта аморфизации совпадает с движением фронта соответствующей температуры аморфизации (1 473 К2, 3). Просветление материала происходит за счёт теплопроводности. На данном этапе разработки этого вопроса использование СО2-лазера для лазерной аморфизации стеклокерамики приводит к ограничениям минимального размера аморфизированной зоны величиной ≈ 100 мкм. Использование YAG:Nd-

220

ОПТИКА – 2005

лазера с λ = 1,06 мкм должно привести к уменьшению минимального размер пятна в плоскости обработки.

Рис. 1. Спектр поглощения ситалла СТ-50 до и после лазерного облучения3

При облучении СТ-50 излучением YAG:Nd-лазера расплавление будет происходить сначала в слое, толщина которого складывается из глубины проникновения излучения и слоя прогретого до температуры плавления, а последующие слои будут формироваться сквозь этот аморфизированный участок, поглощение в котором пренебрежимо мало1, 3. В данном случае имеем дело с динамическим просветлением ситалла в глубину. Таким образом применение для ЛАСК YAG:Nd-лазера не только позволяет формировать аморфизированные зоны меньшего размера, но также, за счёт поэтапного просветления материала, позволяет получать участки прозрачности, глубина которых будет значительно больше площади аморфизации на поверхности, что при использовании СО2-лазера вовсе недоступно. 1. П.А. Скиба, Лазерная модификация стекловидных материалов, Минск: БГУ, (1999). 2. V.P.Veiko, Q.K. Kieu, Proc. SPIE, 5399, 11-20, (2004). 3. V.P. Veiko, Q.K. Kieu, N.V. Nikonorov, Proc. SPIE, 5662, 119-128, (2004). 4. V.P. Veiko, E.B. Yakovlev, Opt. Eng., 33, №11, 3567-3571, (1994). 5. P.A. Skiba, V.P. Volkov, K.G. Predko, V.P. Veiko, Opt. Eng., 33, №11, 35723577, (1994). 6. А.П. Скиба, В.П. Волков, А.Г. Сечко, А.Г. Непокойчицкий, А.В. Емельянов, А.В. Бондаренко, ОМП, №9, 59-62, (1991). 7. П.А. Скиба, Д.Я. Каранчук, Известия вузов. Приборостроение, 47, №10, 1420, (2004). 8. V.P. Veiko, E.B. Yakovlev, V.V. Frolov, V.A. Chuiko, A.K. Kromin, M.O. Abbakumov, A.T. Shakola, P.A. Fomichev, Proc. SPIE, 1544, 152-163, (1991).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

221

МЕТОД ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАРЯДОВОГО СОСТОЯНИЯ ЖЕЛЕЗА В МИКРООБЪЕКТАХ FeBO3 Нечитайлов А. А. Физико-технический институт им. А. Ф. Иоффе РАН, Санкт-Петербург, Россия. Разработан прямой фотометрический метод определения Fe2+ в матрице Fe3+ ортобората железа без отделения основы, не требующий взвешивания навесок. Чувствительность 0.1 % масс. при минимальной массе образца – единицы миллиграмм. Краеугольным камнем при изучении различных фотоэффектов в твердом теле является вопрос о зарядовом состоянии ионов. Хорошо известно, что так называемые центры окраски образуются за счет изменения степени окисления части ионов кристаллической решетки вещества. В ортоборате железа в качестве носителей центров окраски должны выступать ионы железа, как элемента, относительно легко меняющего степень окисления. Fe3+ + e ↔ Fe2+ Предположение о наличии некоторого количества Fe2+ в образцах монокристаллов FeBO3 встречается в ряде работ. Так, в 1 авторы предполагают существование до 0.25 % масс. Fe2+ в различным образом обработанных монокристаллах ортобората железа (ІІІ). Однако в литературе не описан достаточно простой и надежный метод определения зарядового состояния железа в микрообразцах FeBO3, коими являются монокристаллы, выращенные обычными способами. В представляемой работе с целью выяснения зарядового состояния ионов железа в FeBO3 был разработан прямой фотометрический метод определения Fe2+ в матрице Fe3+ ортобората железа без отделения основы, не требующий взвешивания навесок. Метод основан на цветной реакции Fe2+ с о-фенантролином и имеет чувствительность 0.1 % масс. при минимальной массе образца – единицы миллиграмм. Главные сложности анализа рассматриваемого материала в малой ожидаемой величине отношения содержаний Fe2+/Fe3+ и миниатюрности образцов. С целью минимизации неоднородности свойств при комплексном исследовании материала разными методами дело приходится иметь с одним – несколькими монокристалликами вещества. Погрешность взвешивания малых (миллиграммовых) навесок в обычных лабораторных условиях весьма значительна. Для исключения стадии взвешивания навески после растворения размолотого образца в 12 м HCl было использовано последовательное определение Fe2+ и общего железа из одной пробы материала с последующим расчетом относительного содержания Fe2+. Автором обнаружена способность миллиграммовых количеств Fe3+ существенно завышать результаты определения за счет образования красного комплекса с о-фенантролином даже в отсутствии внешнего восстановителя. Причем развитие окраски происходит со временем до весьма высоких оптических плотностей и видимо, ограничено только общим содержанием железа (в случае избытка о-фенантролина). Механизм восстановления Fe3+ подлежит дальнейшему изучению, однако можно предположить, что имеет место восстановление самим о-

222

ОПТИКА – 2005

фенантролином, так как другие восстановители в системе отсутствуют. На рис. 1 показаны кривые развития окраски при различных исходных концентрациях Fe3+.

Рис. 1. Развитие окраски в системе Fe3+ - о-фенантролин. Объем раствора 50 см3; длина поглощающего слоя 1 см; λ = 512 нм; pH = 3 – 4. Кривые: 1 – 1.1 мг Fe3+; 2 – 3.3 мг Fe3+; 3 – 11 мг Fe3+; 4 – 11 мг Fe3+ в присутствии комплексона в концентрации 0.006 м

С целью минимизации влияния Fe3+ было использовано связывание железа в его комплексонат (кривая 4), а измерение оптической плотности анализируемого раствора проводилось относительно модельного раствора, содержащего такое же количество ионов Fe3+. Правильность разработанного метода установлена при использовании известных приемов - варьирования величины навески, а также методом добавок и при использовании искусственных растворов. В работе были проанализированы как обычные, так и вакуум отожженные монокристаллы FeBO3. Ни в одной из партий образцов не удалось обнаружить Fe2+ в пределах чувствительности разработанного метода. Таким образом, вопрос о существовании ионов Fe2+ в FeBO3 в концентрации меньше 0.1% масс. пока остается открытым. 1. De Lacklison, J Chadwick and J L Page J. Phys. D: Appl. Phys., Vol. 5, 810 – 823, (1972).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

223

МИКРОСТРУКТУРИРОВАННЫЕ СВЕТОВОДЫ С АНОМАЛЬНО БОЛЬШОЙ СЕРДЦЕВИНОЙ Тер-Нерсесянц Е.В., Хохлов А.В. ФГУП НИТИОМ ВНЦ «ГОИ им. С.И. Вавилова», Санкт-Петербург, Россия, Реализованы и исследованы одномодовые микроструктурированные волокна с размерами сердцевины до 30мкм и их световодные свойства. Отличительной особенностью микроструктурированного оптического волокна со сплошной сердцевиной (заменяющей один центральной элемент поликапиллярной исходной сборки), окруженной периодической структурой из воздушных отверстий, образующих светоотражающую оболочку, является одномодовый режим работы, когда высшая мода не возбуждается ни при каких значениях длины волны излучения, что позволяет передавать по сердцевине с аномально большими размерами мощное лазерное излучение. Нами были реализованы микроструктурированные волокна, сечения которых представлены на рис. 1. Как видно из рисунка, в первой структуре сердцевина заменяет 7 элементов исходной поликапиллярной сборки, а во второй – 19 элементов.

Рис.1. Структуры с аномально большой сердцевиной

Существует предельное значение шага структуры, при превышении которого световодные свойства волокна утрачиваются. Структура №1 позволяет осуществлять канализацию излучения в одномодовом режиме сердцевине диаметром 20мкм (при шаге структуры в 6.6мкм), а структура №2 позволяет направлять излучение при диаметре сердцевины в 30мкм (шаг структуры – 6.1мкм). Для сравнения мы рассмотрели волокно со структурой №1, у которого диаметр сердцевины также составлял 30мкм, а шаг структуры был другим – 10мкм. Световедущие свойства у такого волокна не были выявлены. Таким образом реализованы одномодовые микроструктурированные волокна с размерами сердцевины до 30мкм.

224

ОПТИКА – 2005

ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ СТЕКОЛ ПРИ АВТОМАТИЗИРОВАННОМ ПРОЕКТИРОВАНИИ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Калинин М.А. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В докладе представлен подход к решению задачи оптимизации оптических систем с использованием параметров оптических материалов в качестве коррекционных. Особое внимание уделяется алгоритму перехода от математических моделей к конкретным маркам стекол. Появление полупроводниковых приемников изображения послужило толчком к бурному развитию огромного класса оптических приборов, предназначенных для формирования и регистрации цветного оптического изображения (микроскопы, различные измерительные приборы, фото-, кино-, теле- и видеотехника и т.п.). Характеристики качества цветного изображения, как известно, определяются степенью коррекции оптической системы оптико-электронного прибора в отношении хроматических аберраций. Устранение (исправление) хроматизма является сложной задачей и возможно только путем выбора оптимальной комбинации марок стекол при формировании структуры оптической системы. Существующие автоматизированные методы определения параметров стекол при проектировании оптической системы позволяют добиться результата только в случае простых типов оптических систем, таких как двухлинзовые склеенные системы, двухкомпонентные системы и т.п. Одним из основных путей решения задачи оптимального выбора стекол при проектировании сложных оптических систем является разработка новых подходов, использующих методы оптимизации, или как их еще называют, методы автоматической коррекции. Оптимизация оптических систем является важным этапом при автоматизированном проектировании, в процессе которого осуществляется направленное изменение значений конструктивных параметров оптической системы с целью получения наилучших характеристик качества. В число коррекционных параметров обычно не входят характеристики оптических материалов, выбор которых до сих пор определяется квалификацией оптика-конструктора. Использование параметров стекол в качестве коррекционных параметров требует решения следующих задач: 1) выбор математической модели дисперсии оптических сред в рабочем спектральном интервале; 2) задание области существования параметров дисперсной модели; 3) разработка численных методов условной оптимизации параметров оптических сред; 4) исследование возможности компенсации изменения функции качества оптической системы при переходе к реальным наборам оптических стекол. Безусловно, использование параметров оптических материалов в качестве коррекционных полностью не снимает проблемы выбора оптимальной комбинации стекол при формировании структуры оптической системы, но, на наш взгляд, в значительной мере может упростить эту процедуру.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

225

ОПТИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ И ПАРАМЕТРЫ ЗОННОЙ СТРУКТУРЫ ТОНКИХ СЛОЕВ ПОРИСТОГО КРЕМНИЯ В ДИАПАЗОНЕ ЭНЕРГИЙ 0.1 - 6.2 эВ Ян Д.Т., Галкин Н.Г.* Дальневосточный государственный университет путей сообщения, г. Хабаровск, Россия, Институт автоматики и процессов управления ДВО РАН, г. Владивосток, Россия. В статье приведены оценки действительной и мнимой части диэлектрической функции и межзонных переходов в слоях пористого кремния из спектров поглощения и отражения в диапазоне энергий 0.1-6.2 эВ. Методами оптической спектроскопии на пропускание и отражение в диапазоне энергий фотонов 0.1-6.2 эВ исследованы тонкие слои пористого кремния на Si(100). Расчеты спектральных зависимостей коэффициента поглощения показали, что выращенные тонкие слои ПК имеют полупроводниковый характер поглощения и являются прямозонным полупроводником с шириной запрещенной зоны 1.85-2.0 эВ. Отсутствие дисперсии коэффициента преломления (рис.1) при λ-2=0) означает, что межзонный переход с энергией 1.85-2.0 эВ действительно определяет край фундаментального поглощения в тонких слоях ПК на Si(100). Экстраполяция линейной части зависимости 1/(n2-1) к величине λ-2=0 в соответствие с моделью Друде для диэлектрической функции (Рис.1) позволяет вычислить величину no=2.2±0.02 для тонких слоев ПК. Проведены расчеты оптических функций пористого кремния (ε1, ε2 (Рис.2)) из данных оптической спектроскопии на отражение с использованием интегральных соотношений Крамерса-Кронига. Определены функции потерь энергии Im(ε1)-1 и плотности состояний ε2ε0ω2 (Рис. 3 (а, б), которые отражают сложную энергетическую структуру пористого кремния. 5

0,265 0,26

4

0,255

(n2-1)-1

0,25

3

0,245 0,24

2

0,235 1

0,23 0,225

0

0,22

0

0

0,02

0,04

0,06

0,08

0,1

1

2

3

4

5

6

7

Энергия фотонов, эВ

1/ 2, ( m)2

Рис.1. Спектральная зависимость величины (n2-1)-1 от  .

Рис.2. Действительная и мнимая части диэлектрической функции пористого кремния в диапазоне энергий 1.6-6.2 эВ

226

ОПТИКА – 2005

Функция потерь энергии Im(ε1)-1 (Рис. 3а) дает дополнительную информацию о распределении потерь энергии заряженными носителями. В тонких слоях пористого кремния эти потери относятся к носителям заряда – дыркам. Наблюдается почти линейный рост энергетических потерь в диапазоне энергий от 1,60E+00

1E+21

Im(e1)-1

1,40E+00

9E+20 , (Ом*м*сек)-1

Im(e1)-1

1,00E+00

2

8,00E-01 6,00E-01

2* 0*

Im( 1)-1

1,20E+00

4,00E-01

8E+20 7E+20 6E+20 5E+20 4E+20 3E+20 2E+20 1E+20

2,00E-01

0

0,00E+00 0

2

4

6

Энергия фотонов, эВ

а

8

0

2

4

6

8

Энергия фотонов, эВ

б

Рис.3. Спектральная зависимости потерь энергии(а) и плотности состояний(б) в тонких слоях пористого кремния для тонких слоев пористого кремния в диапазоне энергий 0.1-6.2 эВ.

нуля до 1.9 эВ. Начиная с энергии 2 эВ, линейный характер зависимости сохраняется, при этом увеличивается угол ее наклона. В диапазоне энергий 3.3-4.3 эВ величина потерь энергии проявляет рост, близкий к экспоненциальному, достигая максимума при 4.3 эВ. Максимум потерь энергии соответствует максимуму потерь энергии дырками в слое ПК. Затем величина потерь энергии уменьшается незначительно и слабо растет до 6.2 эВ. Был определен вид зависимости произведения оптической проводимости на частоту от плотности состояний (рис.3,б). Характер спектральных зависимостей потерь энергии и плотности состояний в пористом кремнии показывает, что при малых энергиях плотность состояний и вероятность межзонных переходов малы, а сильное поглощение происходит при энергиях, превышающих 2,0 эВ.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

227

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФЛИНТОВЫХ СТЕКОЛ B ОБЛАСТИ КРАЯ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ Вайнштейн И.А., Зацепин А.Ф. Уральский государственный технический университет (УПИ), Екатеринбург, Россия. Для оптических стекол класса ТФ изучено поведение УФ-спектров поглощения вблизи фундаментального края при температурах 80 - 500 K. Показано, что на основе параметра беспорядка E0 исследуемые стекла могут быть подразделены на две спектральные подгруппы. Интеграция компонентов электронно-оптических устройств и миниатюризация их составных частей, характерные для современного приборостроения, предъявляют высокие требования к совместимости отдельных элементов одновременно по оптическим и электронным свойствам. Примером расширения областей применения традиционных стеклообразующих систем могут служить свинцово-силикатные стекла, которые являются основой не только для создания оптических сред, но и для изготовления электронно-оптических преобразователей типа микроканальных пластин. В работе исследованы промышленные свинцово-силикатные стекла марок ТФ– 1, 2, 3, 4, 5, 7, 8 и 10 (класс тяжелых флинтов), которые располагаются в соответствующем поле диаграммы Аббе. Указанные оптические материалы наряду с практическим применением представляют интерес как удобная модельная система, край собственного поглощения которой лежит в ближней УФ-области1. Цель настоящей работы состояла в изучении роли структурного беспорядка при формировании спектральных характеристик группы стекол класса ТФ. Для количественного описания спектральных свойств границы фундаментального поглощения стекол ТФ и анализа ее поведения в условиях температурных воздействий использован урбаховский параметр E0. Величина данного параметра непосредственно связана с протяженностью хвостов локализованных состояний энергетических зон. Критерий E0 считается обобщенной характеристикой электронных и радиационно-оптических свойств неупорядоченного состояния твердых тел, значение которого определяется из эксперимента и является мерой структурного беспорядка, присутствующего в системе2. На основе анализа спектрально-температурного поведения оптического поглощения шести стекол марки ТФ в области УФ края показано, что в пределах единого класса тяжелых флинтов можно выделить две отдельные группы, различающиеся значением параметра E0 структурного беспорядка, см. рис.1. Полученные результаты интерпретированы с привлечением диаграммы состояния тройной системы K2O–PbO–SiO2, которая является основой тяжелых флинтовых стекол Установлено, что выделенные группы стекол существенно различаются также по температурному поведению УФ-края поглощения. С одной стороны, для стекол ТФ-1, ТФ-2 и ТФ-8 характерна линейная температурная зависимость в диапазоне LNT – 515 K. В то же время температурное поведение границы прозрачности для стекол ТФ-3, ТФ-4, ТФ-7 проявляет явно нелинейный характер при температурах ниже 120 K. Указанные особенности свидетельствуют о тесной взаимосвязи

228

ОПТИКА – 2005

статического беспорядка в структуре с процессами динамического разупорядочения атомов, определяющими свойства границы оптической прозрачности стекол3.

0,20

ТФ - 10

E0 ( эВ )

ТФ - 5 0,15

ТФ - 8 ТФ - 2 ТФ - 1 ТФ - 3 ТФ - 7 ТФ - 4

0,10

20

25

30

35

40

PbO ( мол. % ) Рис. 1. Зависимость параметра E0 от содержания оксида свинца в стеклах ТФ

Принимая во внимание количественные различия в оценке атомного разупорядочения, для исследуемых стекол построена диаграмма свойств в трехмерной системе координат: показатель преломления - коэффициент дисперсии – параметр беспорядка. На 3-мерной диаграмме все исследованные стекла распадаются на две подгруппы: 1-я подгруппа – ТФ-1, ТФ-2, ТФ-5, ТФ-8 и ТФ-10; 2я подгруппа – ТФ-3, ТФ-4 и ТФ-7. Указанное разделение стекол на группы соответствует характерной зависимости параметра беспорядка E0 от содержания оксида свинца на рис. 1. Таким образом, в настоящей работе продемонстрирована возможность характеризации свойств стеклообразных материалов посредством введения дополнительного классифицирующего критерия – спектрального параметра беспорядка E0. Работа поддержана Уральским НОЦ «Перспективные материалы» (No.REC005, грант EK-005-X1) и грантом РФФИ-Урал № 04-02-96067. 1. И.А. Вайнштейн, А.Ф. Зацепин, Физ. и хим. стекла, 30, № 6, 662 – 668, (2004). 2. I.A. Weinstein, A.F. Zatsepin, Phys. stat. sol. (c), 1, № 11, 2916 – 2919, (2004). 3. I.A. Weinstein, A.F. Zatsepin, Yu.V. Schapova, Physica B, 263-264, № 1-4.167 – 169, (1999).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

229

Секция 4. Физическая оптика и спектроскопия НАПРАВЛЯЕМЫЕ МОДЫ В ТРЕХСЛОЙНЫХ ВОЛОКНАХ С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ПОКАЗАТЕЛЕМ ПРЕЛОМЛЕНИЯ Новицкий А.В. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Изучено распространение электромагнитного излучения в круглых трехслойных волноводах с отрицательным показателем преломления. Исследовано необычное поведение дисперсионных кривых, поляризационные характеристики медленных мод, появление новых мод. Среды с отрицательным показателем преломления характеризуются отрицательными значениями диэлектрической и магнитной проницаемостей1. Фазовая и групповая скорости электромагнитных волн в таких средах антипараллельны, а ряд оптических эффектов реализуется необычным способом. Предполагается, что среды с отрицательным показателем преломления можно использовать для создания оптических устройств, примером которых служат волноводы, свойства которых существенно отличаются от свойств обычных волноводов. Ранее уже исследовались направляемые моды в планарных2, прямоугольных3 и круглых4 волноводах. В частности, круглые двуслойные волокна обладают следующими свойствами: существование медленных мод, идеальное фазовое согласование (пересечение дисперсионных кривых) TE и TM медленных мод, знакопеременный поток энергии, нулевая групповая скорость моды, существование TEM мод. Медленными называются моды волновода, фазовая скорость которых меньше, чем скорость волн в однородной среде с показателем преломления сердцевины. В обычных волноводах все моды являются быстрыми. Для численного расчета электромагнитных мод трехслойного волокна мы используем разработанный ранее операторный (матричный) подход5, который позволяет легко записать дисперсионное уравнение и поляризации мод. Отрицательный показатель преломления может иметь как сердцевина волокна, так и первый слой оболочки. В общем, свойства мод трехслойных волокон аналогичны свойствам двуслойных волокон, а характеристики мод регулируются с помощью толщины первой оболочки. 1. 2. 3. 4. 5.

Веселаго В.Г., УФН, 92, 517 (1967). Shadrivov I.V., Sukhorukov A.A., Kivshar Yu.S., Phys. Rev. E, 67, 57602 (2003). Peacock A.C., Broderick N.G.R., Optics Express, 11, 2502 (2003). Novitsky A.V., Barkovsky L.M., J. Opt. A: Pure Appl. Opt., 7, S51-S56 (2005). Novitsky A.V., Barkovsky L.M., J. Phys. A: Math. Gen, 38, 391-404 (2005).

230

ОПТИКА – 2005

ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА С ДВУХСЛОЙНОЙ ФЕРРОМАГНИТНОЙ СТРУКТУРОЙ С НЕКОЛЛИНЕАРНОЙ ОРИЕНТАЦИЕЙ НАМАГНИЧЕННОСТЕЙ СЛОЕВ Буханько А. Ф., Сукстанский А.Л.* Донецкий физико-технический интститут НАНУ, Донецк, Украина, * Вашингтонский университет, Сент Луис, США. Исследованы особенности прохождения и отражения света от двухслойной ферромагнитной структуры с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев. Вычислена характеристическая матрица и матрицы Джонса структуры. Представлен численный анализ полученных результатов. Рассмотрено прохождение и отражение света от структуры, состоящей из двух ферромагнитных слоев, разделенных немагнитной прослойкой, с неколлинеарной ориентацией векторов намагниченности слоев, лежащих в плоскости пленки.

Рис. 1. Структура с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев

Внешнее магнитное поле, приложенное в плоскости пленки, позволяет легко изменять магнитооптические характеристики системы, изменяя угол между векторами намагниченности в слоях, что, естественно, сказывается на всех магнитооптических характеристиках (коэффициентах прохождения и отражения, степени поляризации и т.д.)1. В замкнутом виде вычислена характеристическая матрица структуры, связывающая амплитуды волн на входе в систему и выходе из нее, и построены матрицы Джонса. Определены магнитооптические характеристики структуры для произвольного угла падения. Результаты численного анализа демонстрируют существенную зависимость этих характеристик от угла между векторами намагниченности слоев и угла падения света. Показано, что неколлинеарность векторов намагниченности слоев приводит к

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

231

усилению зависимости характеристик отраженной и прошедшей волны от вариации параметров падающей волны. Поскольку характеристическую матрицу многослойной структуры можно представить в виде произведения матриц, составляющих ее слоев, то полученные результаты могут быть обобщены на случай многослойных магнитных структур с чередующейся ориентацией вектора намагниченности2. Отметим, что возможность сравнительно простого и эффективного управления характеристиками прошедшего и отраженного света с помощью внешнего магнитного поля, изменяющего угол между векторами намагниченности слоев, предопределяет широкие практические возможности использования магнитооптических свойств многослойных структур с неколлинеарной ориентацией намагниченностей слоев. 1. А.Ф. Буханько., А.Л. Сукстанский, Опт. и Спектр., 87, №6,1033-1040 (1999). 2. A.F. Bukhanko, A.L. Sukstanskii, JMMM, 250, 338-352, (2002).

232

ОПТИКА – 2005

СВЕТОВЫЕ И ТЕПЛОВЫЕ ПОЛЯ В МНОГОСЛОЙНЫХ БИОТКАНЯХ ПРИ ОСВЕЩЕНИИ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ Сетейкин А.Ю., Красников И.В. Амурский Государственный Университет, Благовещенск, Россия. В данной работе описывается версия метода Монте-Карло для моделирования распространения оптического излучения в рассеивающих биологических средах, основанная на использовании функции Грина отклика среды на единичное внешнее воздействие. Терапевтическое действие лазерного излучения непосредственно связано с процессом гипертермии биотканей, что может стать как основным, так и сопровождающим эффектом. Это свидетельствует о необходимости построения модели расчета температурных полей биоткани при взаимодействии с низко интенсивным лазерным излучением. В настоящей работе предложена модель расчета гипертермии многослойной кожи, включающая определение мощности объемного тепловыделения при лазерном облучении и результирующего температурного поля. При построении модели расчета распространения лазерного излучения и процессов нагрева биоткани последняя рассматривалась как многослойная структура, на внешнюю границу которой падает лазерное излучение. Оптические и теплофизические параметры задаются для каждого слоя независимо. Предполагается, что направление распространения исходного лазерного пучка перпендикулярно поверхности среды. Для моделирования тепловых процессов в биоткани требуется решить трехмерное уравнение Пуассона (1) с граничными условиями, описывающими взаимодействие биоткани с окружающей средой. div(λ ⋅ gradT ( x, y, z )) = Q ( x, y, z ) , (1) где λ – коэффициент теплопроводности; T(x,y,z) – искомое распределение температуры; Q(x,y,z) – найденное на этапе решения оптической задачи распределение объемной плотности мощности тепловых нагрузок в биоткани, обусловленных поглощением лазерного излучения. Поскольку обычно лазерные пучки симметричны относительно своей оси, это позволяет свести трехмерную задачу к двухмерной. Для построения расчетной модели может быть выбрана цилиндрическая система координат (r,z). В рассматриваемом случае ось симметрии совпадает с оптической осью лазерного пучка. Помимо расчета распределения тепловых нагрузок, важную роль при построении модели гипертермии биоткани играет обоснованный выбор граничных условий. Если через R0 обозначить радиус лазерного пучка, а через R1 – радиус расчетной цилиндрической области, то при R1>>R0 на поверхности r = R1 может быть принято граничное условие, выражающее постоянство температуры на боковой поверхности расчетной области:

∂T ∂r

r = R1 , z∈[0, Z1 ]

= 0,

(2)

где Z1 – продольный размер расчетной области (толщина многослойной модели кожи).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

мм.

233

При моделировании принималось R1=10R0, т.е. при радиусе пучка 0,5 мм R1=5

Температурное поле кожи, полученное при решении уравнения Пуассона методом конечных элементов, представлено на рисунке 1. Представленная модель содержит распределенные тепловые источники и два стока: на поверхности и в глубине. Максимум температуры наблюдается на некотором расстоянии от поверхности, что обусловлено взаимным влиянием источников и стоков.

Рис. 1. Распределение температуры в коже

Проведенные модельные расчеты выполнены с целью изучения воздействия лазерного излучения на сильно рассеивающую и поглощающую свет среду. Моделирование производилось в два этапа. Сначала оптическая часть задачи решалась методом Монте-Карло, основанным на использовании функций Грина отклика среды на единичное внешнее воздействие. Затем температурное поле рассчитывалось с помощью метода конечных элементов. Результаты моделирования позволяют наглядно представить распределение полной освещенности и температуры в биоматериале. В полученном распределении температуры максимум наблюдается на некотором расстоянии от поверхности, что обусловлено взаимным влиянием распределенных по объему источников и двух стоков – в глубине и на поверхности.

234

ОПТИКА – 2005

НАСЫЩЕНИЕ ФОТООТКЛИКА БАКТЕРИОРОДОПСИНА Коклюшкин А.В., Богдашкин Ш.Р. Санкт-Петербургский государственный политехнический университет Санкт-Петербург, Россия В работе исследовалось насыщение амплитудной и фазовой составляющих фотоотклика различных синтетических аналогов бактериородопсина методом фазомодулированных пучков. В результате измерены амплитудно-фазовые вклады в фотоотклик в зависимости от интенсивности возбуждения и установлен характер их насыщения. Белковые молекулы бактериородопсина (БР) являются уникальными преобразователями световой энергии «работающие» в видимом диапазоне спектра. Высокая, стабильность оптических свойств в сочетании с возможностью изменения спектрального положения полос поглощения обуславливает бурный рост различных синтетических аналогов БР и генетических модификаций, общее число которых к настоящему времени перевалило за тысячу. В настоящей работе исследовались генетически модифицированный аналог БР D96N суспендированный в глицерине и синтетические аналоги БР заключенных в желатиновую матрицу (эти образцы представляли собой тонкие пленки нанесенных на стеклянную поверхность): wild, 4-keto и 3,4-didehydro. Соответствующие максимумы trans – полос поглощения БР расположены в областях: 568нм для суспензии и 560нм, 570нм, 510нм для пленок. Наличие достаточно широкой transполосы поглощения в видимой области спектра обуславливает использование лазерного излучения с длиной волны 633нм индуцирующее заметный фотохромизм с характерным временем порядка секунды1. Измерение амплитудной и фазовой составляющей фотоотклика производилось по методике фазомодулированных пучков. В результате цифровой обработки сигнала энергообмена с последующим его разложением в ряд Фурье были получены и проанализированы насыщающиеся зависимости как фазового, так и амплитудного фотооткликов. Так было обнаружено, что насыщение амплитудной и фазовой составляющих фотооклика происходит одинаковым образом, а их соотношение не зависит от интенсивности света. При этом сам процесс насыщения эффективности энергообмена происходит в полном соответствии с процессом насыщения энергообмена типичном для двухуровневых систем. 1. Н.М.Кожевников, А.Е.Королев, М.Ю.Липовская, В.Н.Назаров, Оптический журнал, 67, №8, 27-30, (2000).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

235

РОЛЬ КУТИКУЛЫ ЛИСТА НА ПОЯВЛЕНИЕ ЭЛЛИПТИЧЕСКИ ПОЛЯРИЗОВАННОЙ КОМПОНЕНТЫ В ОТРАЖЁННОМ ИЗЛУЧЕНИИ Вощула И.В. Институт физики НАН Беларуси, Минск, Беларусь. Предложена модель отражения кутикулой листа падающего линейно поляризованного излучения. Выполнены оценки показателя преломления и среднего угла наклона микрограней шероховатой поверхности кутикулы. Кутикула листа представляет собой многослойную структуру, в которой содержаться слои чисто кутикулярного воска (кутина), а также кутикулярного воска с включениями полисахаридов и аминокислот. Кутикула выполняет ряд важных функций, в числе которых защита растений от возбудителей болезней, насекомых, механических повреждений, химических веществ. Целью данной работы являлось исследование появления эллиптически поляризованной компоненты при отражении линейно поляризованного излучения He-Ne лазера от шероховатых поверхностей листьев Begonia Fista и Hedera Helix1, а также оценка показателя преломления кутикулы и среднего угла наклона шероховатостей. Появление эллиптичности у отраженного листом линейно поляризованного излучения можно объяснить наличием актов полного внутреннего отражения, которые происходят на неоднородностях (воздушных полостях) кутикулы, если азимут поляризации падающего излучения (ϕ ) не равен 0° или 90°, поскольку компоненты отраженного излучения с плоскостями поляризации перпендикулярной и параллельной плоскости падения испытывают скачки фаз разной величины. Используя результаты2 проведены численные расчёты разности фаз (δ ) между ортогонально поляризованными компонентами излучения, отражённого листьями растений. В расчётах использовались различные функции распределения углов наклона шероховатостей кутикулы к макроповерхности листа: сферическая, равномерная, нормальная. Наилучшее соответствие с наблюдаемыми экспериментальными результатами даёт применение в численных расчётах нормальное распределение. Методом наименьших квадратов были найдены показатели преломления кутикулы исследуемых листов (n) и средний угол наклона микрограней шероховатой поверхности кутикулы (γ 0 ) . Для листьев Begonia Fista n находиться в пределах 1,44 ÷ 1,46, а γ 0 = 60 ÷ 65о. Для верхней стороны листьев Hedera Helix n = 1,44 ÷ 1,46, γ 0 = 45о, а для нижней – n = 1,4 ÷ 1,41; γ 0 = 55о. 1. В.А. Длугунович, В.А. Зайцева, О.В. Царюк. Журн. прикл. спектр., 68, №1, 71-75, (2001) 2. А.Г. Ушенко, В.К Полянский. Журн. прикл. спектр., 36, №6, 1009-1014, (1982)

236

ОПТИКА – 2005

ЗАПИСЬ СКРЫТЫХ ИЗОБРАЖЕНИЙ В ДОТ-МАТРИЧНЫХ ГОЛОГРАММАХ Казак А.А. Белорусский Государственный Университет, Минск, Беларусь, *ЗАО Голографическая Индустрия, Минск, Беларусь. В работе проведено экспериментальное исследование записи скрытых изображений в дот-матричных голограммах, проведён анализ различных схем записи. Дот-матричные голограммы являются особым типом голограмм. Они представляют собой голографическое изображение, полученное путём объединения множества точек, состоящих из дифракционных решёток, сформированных на плоской поверхности. Отличие его от изображения, создаваемого методами традиционной голографии, заключается в процессе его получения и производимом визуальном эффекте. Для создания желаемых изображений может быть использован любой коммерчески доступный графический программный пакет. Основной принцип, лежащий в основе процесса разработки дот-матричных голограмм – это создание подобия графического фильтра, который является итогом преобразования исходного изображения, являющегося набором пикселей, в матрицу точечных дифракционных решёток. Суммарный эффект от всех точек голограммы и создаёт затем эффекты предусмотренные исходным графическим проектом. По существу, все дот-матричные голограммы создаются пиксель за пикселем путём изменения периода и пространственной ориентации записываемых дифракционных решёток. Машины для голографической записи голограмм такого рода используют интерференционную картину, образуемую двумя сходящимися лазерными пучками. Область применимости дот-матричных голограмм достаточно велика. Несомненным плюсом в создании защитных голограмм такого рода является возможность добавления в голографическое изображение особых эффектов (динамических, кинетических, трёхмерных), а также скрытых изображений, затрудняющих возможность подделки. В ходе эксперимента голографическая запись осуществлялась на установке Sparkle I AHEAD Optoelectronics с использованием в качестве источника излучения гелий - кадмиевого лазера. В данной работе рассмотрены и проанализированы различные схемы записи дот-матричных голограмм. Экспериментально исследованы особенности записи голограмм при различных разрешениях оптической системы. Рассмотрен случай записи скрытого изображения в массиве дифракционных точек и определены необходимые параметры для формирования такого рода защитных особенностей на производимых дот-матричных голограммах. Проведенный анализ условий записи элементарных ячеек скрытого изображения в дот-матричных голограммах позволил выявить оптимальные параметры формирования точечных дифракционных решёток, образующих скрытое изображение, и определить границы возможностей имеющейся системы для голографической записи скрытых изображений.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

237

ВЫСОКОЭФФЕКТИВНЫЕ МУЛЬТИПЛЕКСНЫЕ ГОЛОГРАММЫ НА ОБРАЗЦАХ МАТЕРИАЛА “ДИФФЕН” Лесничий В. В., Начаров А.П. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрен метод получения мультиплексных голограмм с независимой регистрацией наложенных голограмм-решеток. Проведены измерения параметров голограмм на различных этапах и показана возможность получения пяти голограмм-решеток с дифракционной эффективностью выше 50%. Интерес к фотонно-кристаллическим структурам, возросший в последнее время, обусловлен тем, что на их основе можно создать материалы с такими свойствами, которых нет у природных материалов. Для создания подобных структур применяют различные методы, в том числе голографический с использованием мультиплексирования. В работе изложены результаты экспериментов по получению высокоэффективных наложенных голограмм методом углового мультиплексирования с независимой постэкспозиционной обработкой. Для получения голограмм использованы образцы объемной полимерной среды «Диффен» (с толщиной образцов 1-2 мм), которая разработана в Государственном Оптическом Институте 1. Запись наложенных голограмм-решеток производилась при изменении угла поворота образца относительно положения интерференционной картины, как показано на рис.1.

Рис.1. Схема записи наложенных голограмм. РС – регистрирующая среда. I1, I2 – когерентные плоские волны (λ = 488 нм). 1, 2, 3 – положения образца при записи наложенных голограмм №1, №2, №3

Процесс получения голограмм на образцах материала «Диффен» состоит из трех основных этапов: 1 – регистрация голограммы; 2 – постэкспозиционный прогрев образцов, во время которого происходит усиление голограммы; 3 – фиксирование, после проведения которого образец становится нечувствительным к свету. При записи большого количества низкоэффективных голограмм (использование мультиплексной голограммы в качестве элемента оптической памяти 2 ) обычно производится последовательная регистрация всех наложенных голограмм, а затем идёт прогрев образца и его фиксирование. Для достижения высокой дифракционной эффективности наложенных голограмм на материале «Диффен» используется другая схема получения: регистрация наложенной голограммы №1, прогрев образца; регистрация наложенной голограммы №2, прогрев образца; и т.д. Фиксирование производится после регистрации и прогрева последней голограммы.

238

ОПТИКА – 2005

В качестве основного параметра голограммы использовалась дифракционная эффективность (ДЭ) и фазовая модуляция - φ1. πn1Т ϕ1 = , где n1 – амплитуда изменения показателя преломления среды; Т – λ cosθ толщина голограммы; λ – длина волны падающего излучения в воздухе; 2θ – угол между пучками I1 и I0 3. Результаты измерения параметров наложенных голограмм представлены на рис.2.

Рис.2. Мультиплексная голограмма. (Нn = 0,8Дж/см2)

В таблице приведены результаты измерения параметров мультиплексных голограмм с различной экспозицией, состоящих из семи наложенных голограмм. Экспозиция отдельной голограммы, Дж/см2 0,4 0,8 1,2

Кол-во голограмм с Первая эффективностью наложенная >50% голограмма 5 5 5-6

0,4*10-4 0,7*10-4 10-4

n1 Седьмая наложенная голограмма 0,2*10-4 0,2*10-4 0,2*10-4

Как видно метод позволяет получать мультиплексные голограммы, состоящие из пяти наложенных голограмм с ДЭ не ниже 50% независимо от экспозиции. Следует отметить, что амплитуда модуляции коэффициента преломления в голограмме зависит от экспозиции и номера голограммы. 1. О.В. Андреева, О.В. Бандюк, А.А Парамонов. Объёмные пропускающие голограммы в полимерной среде с фенантренхиноном. Оптический журнал. Т.67.№12.С.27-33(2000). 2. G.J. Steckman, I. Solomatine, G. Zhou, D. Psaltis. Characterization of phenanthrenequinone-doped poly(methyl methacrylate) for holographic memory. Optics letters.Vol. 23 № 16.P.1310-1312(1998). 3. О.В Андреева. Объёмные регистрирующие среды для голографии на основе пористого стекла с галоидным серебром и полимера с фенантренхиноном. Проблемы когерентной и нелинейной оптики. СПб ИТМО.С.58-66(2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

239

ЗОННЫЕ СТРУКТУРЫ ТРЕХМЕРНЫХ ФОТОННЫХ КРИСТАЛЛОВ, ПОЛУЧАЕМЫХ МЕТОДОМ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ Пихуля Д.Г., Микляев Ю.В. Вузовско-академический отдел нелинейной оптики Института электрофизики УрО РАН и Южно-Уральского государственного университета, Челябинск, Россия. В работе представлены результаты расчета зонных структур трехмерных фотонных кристаллов, которые могут быть получены методом интерференционной литографии. Рассматривался случай трехкратного экспонирования фоторезиста двухволновой интерференцией. Определена оптимальная геометрия решетки для данного способа записи. Получение трехмерных фотонных кристаллов макроскопических размеров, обладающих запрещенной зоной в ближней инфракрасной и видимой областях спектра позволяет наблюдать целый ряд недоступных ранее эффектов, среди которых наиболее впечатляющим, несомненно, является возможность управления спонтанным излучением. Несмотря на интенсивные исследования, проводимые в последние годы в области синтеза фотонных кристаллов, проблема изготовления таких решеток остается непреодоленной. Одним из наиболее перспективных методов синтеза является предложенный в 2000г метод интерференционной литографии1. Этот метод состоит в экспонировании фоторезиста (фотополимера) трехмерно-периодической картиной распределения интенсивности, получаемой при интерференции четырех и более волн. В отличие от схем многоволновой интерференции1 запись решеток многократным экспонированием фоторезиста двухволновой интерференцией допускает плавную перестройку постоянной решетки при сохранении её конфигурации2. В настоящей работе исследовалась зонная структура трехмерных фотонных кристаллов, которые могут быть получены при трехкратном экспонировании фоторезиста интерференцией двух плоских волн. При переходе от инфракрасного диапазона длин волн к видимой области спектра резко уменьшается выбор веществ для материала решетки, которые могут обеспечить контраст показателя преломления, необходимый для существования запрещенной зоны. В связи с этим нами особое внимание уделялось зависимости ширины запрещенной зоны от контраста показателя преломления. При помощи программы, разработанной в MIT3, нами была рассчитана зонная структура, соответствующая трем кубическим решеткам: гранецентрированной, простой кубической и объемно-центрированной. При этом варьировалось как значение диэлектрической проницаемости материала (1< b <3,5), так и величина пороговой интенсивности (что, в свою очередь обеспечивало изменение коэффициента заполнения пространства диэлектриком). Для структур, соответствующих объемно-центрированной решетке запрещенных зон обнаружено не было. Для гранецентрированной кубической решетки обнаружено существование двойной запрещенной зоны между 2-ой и 3-ей и между 7-ой и 8-ой зонами. Для простой кубической решетки обнаружена запрещенная зона между 5-ой и 6-ой зонами. Пороговое значение контраста

240

ОПТИКА – 2005

показателя преломления для возникновения запрещенной зоны у простой кубической решетки равно 2,7. Для гранецентрированной решетки это значение для запрещенной зоны между 2-ой и 3-ей зонами равно 2,5, а между 7-ой и 8-ой зонами равно 2,9. На рис.1 представлена зависимость ширины запрещенной зоны 2( 6min 5max 6min 5max от величины пороговой интенсивности (отн. ед.) и показателя преломления (здесь 5max и 6min – максимум зоны 5 и минимум зоны 6, соответственно).

Рис. 1. Ширина запрещенной зоны в зависимости от контраста показателя преломления и пороговой интенсивности полимеризации

Величина запрещенной зоны простой кубической решетки при показателе преломления n=3,45 (кремний) составила 11%, что превысило значение таковой для ГЦК решетки (5,8%). Отсюда можем сделать вывод, что при изготовлении фотонного кристалла из кремния для возникновения запрещенных зон более выгодна простая кубическая решетка. При использовании материала с более низким показателем преломления преимуществами начинает обладать ГЦК решетка. Кроме кубических решеток нами исследовалось поведение зонной структуры в более общем случае, при непрерывном переходе от гранецентрированной к простой кубической и далее, к объемно-центрированной кубической решетке, реализующемся при изменении угла между записывающими волнами. 1. M. Campbell, D.N. Sharp, M.T. Harrison, R.G. Denning, A.J. Turberfield, Nature, 404, 53-57, (2000). 2. C.K. Ullal, M. Maldovan, E.L. Thomas, G. Chen, Y.-J. Han, S. Yang, Appl. Phys. Lett., 84, №26, 5434-5436 (2004). 3. Steven G. Johnson, J. D. Joannopoulos, Optics Express, 8, №3, 173-190 (2001), http://www.opticsexpress.org/abstract.cfm?URI=OPEX-8-3-173

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

241

АССОЦИАЦИЯ МОЛЕКУЛ КРАСИТЕЛЕЙ В ПОРИСТОМ СТЕКЛЕ Гордеева Ю.А., Чугаров Д.П. МГУ им. М.В. Ломоносова, физический факультет, Москва, Россия "Физическая оптика и спектроскопия", с зачтением Исследованы процессы ассоциации молекул красителей различного типа, внедренных в матрицу пористого силикатного стекла с разными размерам пор. По анализу спектров поглощения определены степень ассоциации и угол между мономерами в димерных молекулах красителей, адсорбированных в пористом стекле. В докладе представлены результаты исследования процессов ассоциации молекул различных красителей, внедренных в матрицу пористого стекла с размерами пор 1.3 нм, 1.7 нм, 3.3 нм и 6.5 нм. В работе были использованы красители различного типа, отличающиеся по зарядовым свойствам и размеру молекул: родамин 6Ж (катионный), метиленовый голубой (катионный) и эозин (анионный). Введение красителей в поры осуществлялось путем адсорбции их из этанольных растворов. Концентрация красителя в растворах, из которых происходила адсорбция, возрастала от 1х10-6 моль/л до 1.2х10-3 моль/л. Спектры поглощения регистрировались после испарения этанола. При увеличении концентрации красителя в спектрах поглощения появляется второй максимум, соответствующий поглощению димерных молекул. По соотношению площадей под пиками была определена доля мономеров и ассоциированных молекул. Так как процессы ассоциации исследовались в области концентраций красителей, где образуются простые ассоциаты (димеры), характеристикой структуры такого ассоциата может служить φ между плоскостями образующими его молекулами красителя. В работе представлены следующие результаты: 1. Установлено различие градиента степени ассоциации (1-Х) от концентрации для красителей различного типа в порах разного размера. 2. Получена зависимость степени ассоциации (1-Х) от радиуса пор для красителей различного типа. 3. Получена зависимость угла φ от концентрации для красителей различного типа. 4. Получена зависимость угла φ от радиуса пор матрицы в случае анионных и катионных красителей. В пористом стекле наблюдается неоднородное концентрирование взаимодействующих молекул, что может быть связано с тем фактом, что участки поверхности с большой локальной кривизной обладают большей адсорбционной способностью. Наблюдаемые различия хода степени ассоциации (1-Х) и угла φ между мономерными молекулами в димере объясняются отличным взаимодействием красителей различного типа со стенками пор матрицы пористого стекла.

242

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГРАНУЛЯРНЫХ НАНОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ Ni И Pd Я. Сосковец, А. Хайруллина, В.Бабенко Институт физики, НАНБ, Минск, Беларусь. Спектроскопические свойства Ni и Pd наноструктур исследовались в зависимости от плотности упаковки и времени окисления. Показана возможность определения толщины оксидной оболочки и концентрации наногранул из простых оптических измерений. Обнаружена гигантская фотоэмиссия для упорядоченных Ni наноструктур. Спектральные характеристики планарных наноструктур на основе никеля и палладия, полученных методом лазерной электродисперсии1 на кварцевой подложке, исследовались на спектрофотометре Cary-500. Исследуемые структуры представляют собой аморфные гранулы размером 2.5нм для Ni и 2нм для Pd, покрытые слоем оксида c различными толщинами, и цепочки и агрегаты, образованные из этих гранул2. Pd-структуры были получены в течении 3с и 9с. Никелевые структуры напылялись в течении 15с в магнитном поле и 15с, 30с,1мин без приложения магнитного поля. Плотность упаковки полученных структур зависит от времени напыления. Как показано в работе2 эта зависимость линейна и позволяет оценивать концентрацию наночастиц на поверхности. Ход спектральной зависимости оптической плотности D=εeffd для неориентированных в магнитном поле образцов Ni с малой плотностью упаковки и Pd (рис.1 и 2) повторяет общий ход рассчитанного коэффициента экстинкции для изолированных сферических частиц с оболочкой2, т.е. по мере увеличения толщины оксидного слоя на металлической частице, оптическая плотность уменьшается.

Рис.1 Оптическая плотность не окисленного (1) Ni-образца с временем нанесения 15с и после 16 (2), 30(3), 37(4) дней окисления в свободной атмосфере.

Рис.2 Оптическая плотность Pd-образцов, время нанесения 9с (1,3) и 3с (2, 4): кривые 1,2-не окисленные образцы, кривые 3,4-3 месяца окисления в свободной атмосфере.

Согласно теоретическим расчетам2 соотношение радиусов оксидной оболочки и металлического-ядра для Ni примерно равно 2, для Pd около 2. Cмещение плазменных резонансов в длинноволновую область спектра2 и рост оптической плотности (рис.2) при увеличении плотности упаковки связан, с увеличением количества цепочек из оксидированных наногранул2. Для Ni-образца с максимальной поверхностной плотностью упаковки (C=0.8) описание его свойств

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

243

сферическими гранулами и цепочками в приближении однократного рассеяния возможно только в области длин волн λ<800 нм. Далее D(λ) описывается как для пленки ферромагнитного никеля2: D(λ)=4π k(λ )d / λ. 3 ,0

D

2 ,5 2 ,0 1 ,5 1 ,0

1 0 ,5 0 ,0 - 0 ,5

2

- 1 ,0 - 1 ,5 6 5605 02.2

0 2.27 0700

7 570 5 02.2

8 0800 02.2

8 580 5 02.2

9 0900 02.2

9 5905 02.2

w a v e le n g th , µ m

Рис.3 Оптическая плотность не окисленного (1) и окисленного (3) ориентированного образца и не ориентированного образца (3)

Рис.4 Оптическая плотность не ориентированного (1) и ориентированного (2) в магнитном поле Ni-образца относительно кварцевой подложки.

Оптическая плотность для не окисленного ориентированного Ni-образца выше, чем для неориентированного (рис.3). Это связано с выстраиванием частиц Ni вдоль линий магнитного поля в цепочки, поглощение которых значительно больше поглощения отдельных частиц2. Изучение оптической плотности в ИК-области спектра показало наличие сильного излучения для этого образца вблизи полосы поглощения кварца (рис.4). По нашему мнению, это излучение обусловлено люминесценцией от NiO, усиленной цепочками из наночастиц никеля2. Авторы выносят благодарность Д.Явсину, В.Кожевину, С.Гуревичу и П.Третьякову за предоставленные для исследований образцы. Работа выполнена в рамках международного проекта МНТЦ B-678. 1. V.Kozhevin, D.Yavsin, V. Kouznetsov, V.Busov, V.Mikushkin, S.Nikonov, S.Gurevich, Journal of Vacuum Sci. Technology, №18, 1402-1405, (2000). 2. Ya.Saskavets, A.Khairullina, V. Babenko, T.Olshanskaya, D.Yavsin, V.Kozevin, P.Tretyakov, S.Gurevich, Proceeding of 1st International Conference «Micro- and Nano-Technology», March, Vienna, 316-324, (2005)

244

ОПТИКА – 2005

О РАССЕЯНИИ СВЕТА НА НЕОДНОРОДНОСТЯХ СКОРОСТИ ДВИЖЕНИЯ СРЕДЫ Киселев Ал. С., Киселев Ан. С. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия Рассмотрено рассеяние излучения на цилиндрических и сферических неоднородностях скорости движения среды. Проанализирован случай падения плоской монохроматической волны вдоль оси вращения неоднородности. Получена аналитическая формула сечения рассеяния на цилиндре. Проведены расчеты сечений рассеяния цилиндра и шара. В работах1,2 рассмотрено рассеяние электромагнитного излучения на неоднородностях скорости движущейся среды для случая взаимно перпендикулярного направлений осей вращения и падения излучения. В данной работе анализируется случай параллельного направления упомянутых осей. Как и в статьях1,2, будем использовать стандартные уравнения Максвелла и материальные уравнения Минковского для случая малых скоростей3 движения среды v , v

c

<< 1 .

1 ∂B , c ∂t 1 ∂D div D = 0 , rot H = , c ∂t εµ − 1 [v × H ], B = µ H + εµ − 1 [E × v] , (2) D=εE+ c c div B = 0 ,

rot E = −

(1)

где Е и H – напряженности электрического и магнитного полей, D и B – электрическая и магнитная индукции, c – скорость света в вакууме, ε и µ – электрическая и магнитная проницаемости сплошной среды. Дисперсия считается пренебрежимо малой. Из формул (1) и (2) получим волновые уравнения1. ⋅ D = fD , ⋅ B = fB , =∆−

εµ ∂ 2 ⋅

c 2 ∂t 2

, ∆=

∂2 ∂2 ∂2 , + + ∂x 2 ∂y 2 ∂z 2

ε ∂ ⎞ rot [E × v ]⎟ , ⎜ rot rot [v × H ] − c ⎝ c ∂t ⎠ εµ − 1 ⎛ µ ∂ ⎞ fB = − rot [v × H ]⎟ . ⎜ rot rot [E × v ] − c ⎝ c ∂t ⎠ fD = −

(3)

εµ − 1 ⎛

(4)

При условии малости скорости движения среды волновые уравнения могут быть решены с помощью теории возмущения. Ограничиваясь первым порядком малости по параметру v , E = E 0 + E1 и H = H 0 + H1 , где E 0 и H 0 –

c

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

245

невозмущенное решение, отвечающее плоской монохроматической волне с частотой ω , получим:

⋅ E1 = f E ⋅ H1 = f H

(5)

{

}

n2 − 1 grad div [v × H 0 ] + k 2 [v × H 0 ] + ik rot [E 0 × v ] , fE = e cn ε − iω t n 2 − 1 e fH = × µ cn −iω t

{

}

(6)

× grad div[E 0 × v ] + k 2 [E 0 × v ] − ik rot [v × H 0 ]

Здесь n – показатель преломления среды; k – волновое число. Решая (5) и (6) методом запаздывающих потенциалов и вычисляя с их помощью дифференциальное сечение рассеяния P (θ ,φ ) 1,2, для случая цилиндра получим аналитическую формулу: 2⎛ n

2

− 1⎞ 1 ⎟⎟ P(θ ,φ ) = Ω ⎜⎜ × 2 ⎝ cn ⎠ (cosθ − 1) 2

(7)

× ρ 04 J 22 (kρ 0 sin θ )sin 2 (kh (cosθ − 1) )

Здесь ρ 0 – радиус основания цилиндра, h – половина высоты цилиндра, J 2 — функция Бесселя второго порядка. θ и φ – углы в сферических координатах. Проведены расчеты сечений цилиндра и шара для разных размеров неоднородностей. 1. Н.Н. Розанов, Г.Б. Сочилин, Опт. и спектр., 94, №4, 624-631, (2003). 2. Ал.С. Киселев, Ан.С. Киселев, Н.Н. Розанов, Г.Б. Сочилин, Известия РАН сер. физическая, в печати. 3. И.Е. Тамм, Основы теории электричества, М., Наука, (1989).

246

ОПТИКА – 2005

DESIGN OF VECTOR BEAMS IN FREE SPACE Timoshchenko I.A. Belarusian State University, Minsk, Belarus The vector description of laser beam field based on the use of differential manifolds is proposed. Three functions defined on a beam manifold allows to specify amplitude profile, beam polarization and its divergence. Description of spatial structure of laser beam is of continuing interests since very early works of laser physics. The theoretical treatment of the laser beam in most textbooks and publications usually involves the solution of the scalar Helmholz equation. But the description of processes of Sisyphus cooling1 and cooling by polarization gradients2-3 demands taking into account the vector nature of laser beam. Plane wave deposition method plays great role in analysis of laser beam. To compose electromagnetic field of plane waves one should specify all parameters of each plane wave. It is convenient to introduce them as functions on so called beam manifold4. We consider that the electromagnetic field of monochromatic laser beam can be described by the following formula, assuming time dependence to be exp(−iωt ) : θ0

2π

0

0

E(r ) = ∫ dθ ∫ dϕ F (θ , ϕ ) exp[ike r (θ ′, ϕ ) ⋅ r ]Ge r (ξ (θ ′, ϕ ))eθ ′ (θ ′, ϕ ) sin θ , where F (θ , ϕ ) - the angular spectrum, defines amplitude of a partial wave, k is wave ×

number, Ge r (ξ ) = exp(ξe r ) is the rotation operator around vector e r on angle

ξ , er×

is the antisymmetric tensor dual vector e r , (e r , eθ , eϕ ) are the spherical basis vectors,

(θ , ϕ ) are the spherical angles, θ ′ = κθ , κ ∈ (0,1] is real parameter. The beam manifold is a spherical segment, the initial phase of each plane wave is considered to be zero. To obtain magnetic component of a field one should replace polarization vector by e r × Ge r (ξ )eθ ′ . To describe Gaussian beam with axial symmetry one should take angular spectrum of the form F (θ , ϕ ) ~ exp[− k w0 sin

θ / 4] . The rotation operator gives possibility to choose polarization of beam by varying parameterization ξ (θ ′, ϕ ) . Considering ξ ≡ 0 one obtains field with predominant E z component. To describe field with, for instance, −1 predominant E x component one should set ξ = arctan[tan ϕ cos θ ] . The parameter 2

2

2

a llows us to squeeze the angular spectrum of a beam to the propagation axis. This parameter determines the beam divergence. 1. Y. Castin et al, Phys. Rev. A 50, No 6, 5092-5115, (1994) 2. J. Dalibard and C. Cohen-Tannoudji, J. Opt. Soc. Am. B 6, No 11, 2023-2045 (1989) 3. P. J. Ungar et al, J. Opt. Soc. Am. B, 6, No 11, p. 2058-2071 (1989) 4. G.N. Borzdov, Phys. Rev. E 65, 066612, (2002)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

247

ВОЗДЕЙСТВИЕ ТЕПЛОВОГО ПОЛЯ ПОГЛОЩАЮЩЕЙ СРЕДЫ НА ДВИЖЕНИЕ АТОМА ВБЛИЗИ ЕЕ ПОВЕРХХНОСТИ Авербух Б.Б., Авербух И.Б. Тихоокеанский государственный университет, Хабаровск, Россия. Показано, что флуктуационное электромагнитное поле (тепловое поле), всегда присутствующее вблизи поверхности поглощающей среды, может существенно влиять на движение атомов, приближающихся к поверхности, играя, при определенных условиях даже роль теплового электромагнитного зеркала для этих атомов Cовременные технологии позволяют создавать и исследовать различные обьекты и структуры с характерными размерами в микро- и нанодиапазонах. Поэтому в последнее время большое внимание уделяется исследованию движения заряженных и незаряженных частиц вблизи различных поверхностей, когда расстояние между частицей и поверхностью находится в указанных диапазонах. Это связано, например, как с интерпретацией данных по силовой зондовой микроскопии, так и с проблемами атомно-пучковой эпитаксии. В настоящей работе рассматривается движение атома вблизи поверхности поглощающей среды и, следовательно, находящегося в тепловом поле этой среды. Особенностью теплового поля является его широкий спектр. Действие этого поля на атом обусловлено как стоячими, так и плоскими бегущими волнами. В работе получены выражения для обоих типов сил. Cила F1 , действующая на атом со стороны стоячих волн, зависит от расстояния z между атомом и поверхностью, а сила F2 , действующая на атом со стороны плоских бегущих волн – нет. Качественно явление выглядит следующим образом. Вдали от поверхности по оси z на атом действует в основном сила F2 , не зависящая от z . Так как бегущие тепловые волны распространяются навстречу приближающемуся к поверхности атому, то сила F2 направлена против скорости атома. По мере приближения к поверхности увеличивается сила F1 . Спектральная компонента этой силы определяется градиентом спектральной плотности энергии uω . Вблизи (kz << 1) поверхности uω пропорциональна z −3 и поэтому сила F1 становится превалирующей. Эта сила может быть направлена как по так и против вектора скорости атома. При определенных условиях это может привести к отражению атома от границы раздела.

248

ОПТИКА – 2005

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ КВАДРУПОЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ВОДОРОДОПОДОБНЫХ АТОМОВ С ВНЕШНИМ ПОЛЕМ Хусаинов М. М., Ларионов А. Л.* Казанский физико-технический институт РАН им. Е. К. Завойского, Казань, Россия, *Казанский Государственный Университет им. В.И. Ульянова-Ленина, Казань, Россия. Предлагаемая вниманию работа содержит исследование эффектов электрического квадрупольного экранирования в кристаллах голоэдрии Oh, построенных из водородоподобных атомов. Последовательно рассматриваются различные взаимодействия, заключаясь выводом основных характеристик системы - квадрупольных поляризуемости и экранирующего множителя. В настоящей работе исследуются возможности приложения к взаимодействию многоатомных систем с внешним полем теории электрического квадрупольного экранирования, развитой Р. М. Штернхеймером [1-2] и его последователями для взаимодействия электронов с ядром в атомах и простых молекулах. В силу справедливости принципа суперпозиции последовательно рассматриваются: 1. Взаимодействие атома с внешним электрическим полем H’ = (1/2)⋅Σαβ Qαβ⋅ϕαβ(0), приводящее к индуцированию на атоме наведенных квадрупольных моментов и возникновению индуцированного неоднородного электрического поля на атоме. Свойства атома как преобразователя внешнего сигнала в квадрупольном приближении определяют квадрупольная поляризуемость α (измеряющая способность атома создавать наведенный квадрупольный момент при действии поля) и экранирующий множитель Штернхеймера γ (измеряющий способность атома создавать неоднородное поле при воздействии неоднородного поля). Эти величины вычисляются для начального основного (невырожденного) состояния I100> по стационарной теории возмущений. Для продольной квадрупольной поляризуемости получается значение, близкое к 15⋅a05 , полученному Штернхеймером [2] посредством решения неоднородного уравнения Шредингера. Для вычисления радиальных интегралов применен теоретико-групповой метод Хадингера - Бессиса Бессиса - Бадави, позволяющий вычислить их с произвольно заданной точностью (учитывая любое конечное число значений n возбужденных уровней). Были проведены вычисления с учетом 60, 70, 80, 100 и 200 первых возбужденных уровней. Поскольку отличие последнего результата от первого составляет для всех радиальных сумм не более 1.13%, сходимость ряда, по-видимому, очень быстрая. 2. Рассматривается квадруполь-квадрупольное взаимодействие атомов посредством наведенных моментов в кристаллах с объемно- и гранецентрированной решетками кубической кристаллической системы, характерными для безпримесных кристаллов щелочных металлов. Суммирование по координационным сферам проведено с точностью до 4‰. 3. Формулируется и решается в общем виде самосогласованное уравнение, определяющее квадрупольный момент в узле при наличии всех электрических квадрупольных взаимодействий. Зависимость от конкретного потенциала внешнего

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

249

поля определяется в решении 4-мя параметрами, от свойств атома - 1 параметром, от конкретной кристаллической решетки - 1 параметром. В нашей работе поляризуемость и экранирующий множитель появились как тензоры, что позволило рассматривать атом без обязательного предположения об аксиальной симметрии, которое справедливо лишь очень приближенно. Все наши расчеты сделаны без каких-либо предположений о симметрии внешнего поля, что позволяет использовать результаты для любых квазистационарных не очень интенсивных классических полей.

Qα α =

α

2 при α ≠ β.

⋅ ∇ 2ϕ (0) −

3⋅α 6 ⋅α ⋅ ϕ αα (0) Qα β = − ⋅ (ϕ α β (0) + ϕ βα (0)) 2 8 − 9 ⋅ T ⋅α

Диагональные компоненты квадрупольного момента в кристаллах голоэдрии Oh, в отличие от недиагональных, зависят только от природы атомов и не зависят от типа кристаллической решетки. Экранирующие множители в кристаллах голоэдрии Oh:

⎛ ⎝

γ~ αααα = γ ⋅ ⎜ 1 −

6⋅γ γ ⎛ 27 ⋅ T ⋅ α ⎞ ~ 81 ⋅ T ⋅ α ⎞ ~ ⎟ , γ ααββ = − ⋅ ⎜ 1 − ⎟ , γ αβαβ = ⎠ 4 8 − 9 ⋅ T ⋅α 16 ⎠ 2 ⎝

Электрическое квадрупольное экранирование внешнего поля в кристалле кубической кристаллической системы определяется 9-ю независимыми параметрами: 2 из них определяют свойства атома (константы поляризуемости и экранирующего множителя, например, их продольные компоненты), 1 - свойства решетки и 6 - в общем случае независимые вторые производные потенциала. 1. R. Sternheimer, Phys.Rev.V.84, №2, pp.244-253, (1951) 2. R.M. Sternheimer, Phys.Rev. V. 96, №4, pp.951-968, (1954) 3. В.Г. Левич, Ю.А. Вдовин, В.А. Мямлин, Курс теоретической физики, Т1,2. изд.2-е, перераб. М:Наука, 1969-1971

250

ОПТИКА – 2005

ЛАЗЕРНАЯ КОРРЕЛЯЦИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ПОЛИМЕР-МИЦЕЛЛЯРНЫХ СИСТЕМ Булаков Д.В., Алексеев Д.Б., Салецкий А.М. В последние время широкое распространение в производстве и повседневной жизни получили поверхностно-активные вещества (ПАВ) и полиэлектролиты. Это связано с тем, что эти вещества широко используются для изготовления полимерных мембран, применяемых для очистки водных систем, в медицине, косметике, пищевом производстве, текстильном производстве и других технологиях. Взаимодействия между полиэлектролитами и противоположно заряженными молекулами поверхностно-активных веществ очень сильны и приводят к формированию комплексов, представляющих собой высокоорганизованные молекулярные структуры. Одними из важнейших характеристик полимер-мицеллярных комплексов являются их форма и размер. Знание этих параметров комплексов для различных концентраций и степеней полимеризации полиэлектролита позволит создавать полимер-мицеллярные комплексы заданной структуры. Целью данной работы является экспериментальное исследование зависимости размера и формы комплекса полиэлектролит-мицелла от концентрации и степени полимеризации полиэлектролита. В качестве ПАВ использовался катионный цитилпиридиний хлорид с числом агрегаций 95 при концентрации 10-2 моль/л. Данная концентрация является критической концентрацией мицеллообразования для выбранного нами ПАВ. В качестве полиэлектролита была выбрана полиакриловая кислота (ПАК) с различной степенью полимеризации: 254, 627, 831, 1510 и 3900 звеньев. Экспериментальное изучение структуры образующихся комплексов проводилось методом корреляционной спектроскопии динамического рассеяния света, которое регистрировалось при различных углах на автоматизированном коррелометре. В данной работе использовалась связь между корреляционной функцией раствора и гидродинамическим радиусом рассеивателя: k T n2 θ Γ = B ⋅ 8π 2 ⋅ sin 2 , λ 3ηR 2 где Г – величина диффузного уширения, R- гидродинамический радиус рассеивателя, θ - угол рассеивания. ⎛θ⎞ Если форма мицелл близка к сферической, тогда зависимость Г от sin 2 ⎜ ⎟ в ⎝2⎠ формуле (6) будет линейной. Если форма рассеивателя отлична от сферической, то ⎛θ⎞ зависимость Г от sin 2 ⎜ ⎟ будет отлична от линейной и описываться степенной ⎝2⎠ функцией вида Y = A × X B . Проведенные нами исследования для изученных систем наблюдается линейная зависимость Г от sin2 (θ/2) для различных концентраций и значений степеней полимеризации ПАК. В качестве примера, на рис. 1 представлена зависимость Г от sin2 (θ/2) растворов ПАК+ПАВ двух концентраций и трех значений степени полимеризации ПАК. На рис. 2 представлена зависимость дисперсии распределения образующихся комплексов по размерам от концентрации ПАК и степени полимеризации. Из рис.2 видно, что наибольший разброс размеров (dR) образующихся комплексов ПАК-

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

251

мицелла наблюдается при концентрации полиэлектролита ~3⋅10-4 моль/л. При этом для каждой концентрации полиэлектролита зависимость dR от числа сегментов L практически не наблюдается. Некоторое увеличение dR наблюдается для растворов, содержащих полиэлектролит с L=3900сегм.

Следует отметить, что при больших степенях полимеризации полиэлектролита, в растворах наблюдается формирование комплексов двух типов (с двумя характерными средними размерами) На рис.3, в качестве примера представлено распределение образующихся комплексов ПАК-мицелла для степени полимеризации полиэлектролита L=831сегм. и различных его концентраций. Из рис.4 видно, что при малых концентрациях полиэлектролита (от 10-5 до 5⋅10-4 моль/л) наблюдается формирование комплексов с двумя средними значениями R и соответствующими дисперсиями распределения dR. При больших концентрациях полиэлектролита (C>5⋅10-4моль/л) в растворах образуются комплексы полиэлектролит-мицелла одного типа с одним средним размером (с некоторым распределением dR). Для растворов полиэлектролит-ПАВ со степенью полимеризации полиэлектролита L=831сегм. средний размер образующихся комплексов ПАК-мицелла равен 50нм.

252

ОПТИКА – 2005

Таким образом, результаты исследования динамического рассеяния света полимер-мицеллярными растворами показали, что для систем с различными степенями полимеризации и концентрациями полиэлектролита наблюдается различная дисперсия распределения по размерам образующихся комплексов. При больших степенях полимеризации полиэлектролита наблюдается образование комплексов двух типов с различными средними размерами и дисперсиями их распределения.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

253

ПОВЕРХНОСТНЫЕ ПОЛЯРИТОНЫ НА ГРАНИЦАХ РАЗДЕЛА ОДНООСНЫХ КРИСТАЛЛОВ И «ЛЕВЫХ» СРЕД Галынский В.М., Фурс А.Н. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Исследуются поверхностные поляритоны на границах раздела одноосных кристаллов и «левых» сред. Выведены условия их существования, и рассмотрен предельный переход к границе раздела двух изотропных сред. Поверхностные поляритоны можно условно разделить на два класса. К первому классу относятся хорошо исследованные поверхностные волны на границах раздела изотропных сред с разными знаками диэлектрических проницаемостей и сильной частотной дисперсией. К другому классу поверхностных поляритонов относятся сингулярные поверхностные волны 1,2, существование которых обусловлено анизотропией пограничных материалов. Возбуждение таких поверхностных волн возможно лишь вдоль некоторых направлений, совокупность которых образует секторы в плоскости раздела сред. Недавно были экспериментально созданы мета-материалы с отрицательными показателями преломления в микроволновом диапазоне 3, называемые «левыми» материалами. Напряженности электрического и магнитного полей и волновой вектор в таких средах образуют левую тройку, в то время как в средах с положительным показателем преломления («правых» средах) – правую тройку. Как оказалось, на границах раздела изотропных «левых» и «правых» сред возможно возбуждение поверхностных поляритонов с s- и p-поляризациями. Поверхностные поляритоны смешанного типа, возникающие в результате наличия анизотропии и отрицательности показателя преломления одной из граничных сред, мало изучены. В данной работе рассматриваются поверхностные поляритоны на границе «правого» одноосного кристалла и «левой» изотропной среды. Одноосный кристалл описывается следующим тензором обратной диэлектрической проницаемости 4

ε −1 = a + (b − a)c ⊗ c , (1) где c – единичный вектор оптической оси кристалла, а символом ⊗ обозначено тензорное произведение векторов. «Левая» среда характеризуется отрицательными диэлектрической и магнитной проницаемостями ε ' = − | ε ' | , µ ' = − | µ '| . Рассматривается случай, когда оптическая ось кристалла лежит в плоскости границы. С помощью подходов, ранее разработанных в работе 5, получены тензоры поверхностных импедансов, а затем выведено дисперсионное уравнение для поверхностных поляритонов: F (ν ) = 0 , (2)

F (ν ) = a ' µ '+ ab −

(

)

1

a −ν 2 d −ν 2

(

a d −ν 2 + b a −ν 2

)

⎧⎪⎛ ⎞ a −ν 2 ⎜ ⎟ | a '| a '− µ 'ν + d ab ⎨⎜ 2 ⎟ a' ⎪⎩⎝ d − ν ⎠

254

ОПТИКА – 2005

⎡ a −ν 2 ⎤ a' 2 2 + ⎢ a −ν ab + ab − ν (a + b − d ) | ' | µ ⎥ a '− µ 'ν d − ν 2 ⎥⎦ ⎢⎣ где ν = ω /(ck ) – приведенная частота поверхностной

(

)

(

)

⎫⎪ ⎬. ⎪⎭ волны,

a ' = ε'−1 ,

d = a sin 2 α + b cos 2 α , а α – угол между направлением c оптической оси и направлением распространения поверхностной волны. Из анализа дисперсионного уравнения (2) следует, что в зависимости от соотношений между материальными параметрами граничащих могут быть выделены четыре случая: 2 2 № п/п Значение | µ ' | Поверхностные поляритоны Значение r = a b / a ' 1 2 3 4

| µ '|> 1 | µ '|> 1 | µ '|< 1 | µ '|< 1

r < max(a, b) r > max(a, b) r < max(a, b) r > max(a, b)

+ – – +

Для двух из них возбуждение поверхностных поляритонов невозможно ни в одном направлении в плоскости раздела сред, а в остальных – либо во всех направлениях, либо в направлениях, совокупность которых образует секторы в плоскости границы раздела. Нами исследован предельный переход к границе раздела двух изотропных сред. Такой переход можно реализовать, например, изменяя материальные параметры кристалла при внешних воздействиях (механических, электрических, магнитных и др.). Найдено, что с увеличением разности параметров a, b значительно меняется как угловая ширина секторов существования поверхностных поляритонов, так и их положение в плоскости раздела сред. Предполагается, что данные свойства поверхностных поляритонов на границах раздела «левых» и «правых» модулируемых сред могут быть использованы для создания быстродействующих оптических затворов, переключателей и других устройств на поверхностных электромагнитных волнах. 1. Ф.Н. Марчевский, В.Л. Стрижевский, С.В. Стрижевский, ФТТ, 26, 5, 1501, (1984). 2. М.И. Дьяконов, ЖЭТФ, 94, №4, 119, (1988). 3. R.A. Shelby, D.R. Smith, S. Schultz, Science, 292, 77, (2001). 4. Ф.И. Федоров, Теория гиротропии. Минск. Наука и техника, 1976 5. V.M. Galynsky, A.N. Furs, L.M. Barkovsky, J. Phys. A, 37, 5083, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

255

ОПТИЧЕСКАЯ АКТИВНОСТЬ В МОДЕЛИ СВЯЗАННЫХ ОСЦИЛЛЯТОРОВ Костина Г. В., Ливашвили А.И., Войтюк М.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Исследуется оптическая активность в рамках модели связанных осцилляторов. Получены точные выражения для дисперсии оптического вращения и циркулярного дихроизма. Нами изучалось явление оптической активности в одноосных кристаллах в рамках классической модели линейных осцилляторов связанных диполь-дипольным взаимодействием с учетом затухания. В рамках этой модели такие осцилляторы, рассматриваемые как структурные единицы среды, расположенные спиралевидно могут отражать винтовую симметрию кристалла. Этот подход, с учетом структурных особенностей ряда кристаллов ( α - кварц, бензил), позволил получить в явном виде выражения для дисперсии компоненты тензора гирации g 33 (ω ) вблизи полосы поглощения, дисперсию оптического вращения ρ (ω ) , а также дисперсию характеристики циркулярного дихроизма D(ω ) =( δ + −δ ) /(δ + +δ −) . Рассматривались случаи распространения излучения вдоль и перпендикулярно оптической оси кристаллов. Полученные результаты находятся в разумном согласии с данными эксперимента, а также с выводами полученными в рамках квантовомеханических вычислений1-2. 1. К.А. Калдыбаев, А.Ф. Константинова, З.Б. Перекалина, Гиротропия поглощающих кристаллов // М.: 2000, 294 с. 2. М. Э. Поспелов, ЖЭТФ, 104, вып. 2(8), 2644-2654. (1993).

256

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНОГО УПОРЯДОЧЕНИЯ В Gd1,5Er0.5BaNiO5 Романов Е.А., Higel P* Институт Спектроскопии РАН, г. Троицк, Россия * Laboratoire de Chimie Appliquée de l’Etat Solide, ENSCP, Paris, France. Исследованы спектры Er3+ в квазиодномерном магнетике (25%). Проведено сравнение со спектрами Gd2BaNiO5 Обсуждаются найденные из спектров температуры магнитного упорядочения соединений Gd2-xErxBaNiO5 содержанием Gd и Er между цепочками никеля.

Gd2BaNiO5:Er и Er2BaNiO5. трехмерного с различным

Никелаты с общей формулой R2BaNiO5 (где R – редкая земля или иттрий) - это квазиодномерные соединения с цепочками Ni-O-Ni. Как показывает эксперимент, Y2BaNiO5 из этого семейства, в котором магнитная система состоит только из dионов Ni2+ (S=1), представляет собой холдейновское соединение с невзаимодействующими антиферромагнитными цепочками. Магнитное упорядочение в нем не наступает вплоть до 100 мК, и в спектре рассеяния нейтронов наблюдается пик с энергией 11 мэВ, который относят к холдейновскому щелевому возбуждению. Введение редкоземельного (РЗ) магнитного иона приводит к появлению трехмерного магнитного порядка, однако возбуждения, похожие на холдейновские, сохраняются. Температура и вид магнитного упорядочения зависит от конкретного РЗ иона. Так, Er2BaNiO5 упорядочивается при TN=34 К, причем магнитный момент ориентирован вдоль оси a (направление цепочек). Такая ориентация обусловлена одноионной анизотропией Er3+ [1]. Для Gd2BaNiO5 TN=56 К, а при TR=30 К, как было ранее выявлено по спектрам зондового иона Er3+ [2], происходит переориентация спинов. Представляет интерес исследовать смешанные соединения Gd2-xErxBaNiO5. В данной работе изучалось соединение Gd1.5Er0.5BaNiO5, полученного нами в виде неориентированного монокристалла. Были исследованы спектры поглощения на электронных переходах в ионе Er3+ в широком температурном (2-300К) и спектральном (4000-18000см-1) диапазонах с высоким разрешением (до 0.1см-1) (рис. 1) с помощью фурье-спектрометра BOMEM DA3.002. Положение спектральных линий Er3+ в парамагнитном состоянии соединений Gd2-xErxBaNiO5, x=0.02, 0.5, 2.0, мало зависят от x. Магнитное упорядочение регистрировалось по расщеплению крамерсовых дублетов в магнитном поле, возникающем при магнитном упорядочении. Для исследования соединения (x=0.5) мы опредилили TN=53 К, что близко к TN для Gd2BaNiO5. В связи с этим обсуждается модель перколяции и роль корреляции в цепочках при установлении трехмерного магнитного порядка. Спин-переориентация, проявляющая себя по резкому изменению спектра, в данном соединении не наблюдалось, что свидетельствует о стабилизирующей роли примеси Er3+. По спектрам изучены особенности, связанные с образованием разных центров для РЗ иона.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

257

Рис. 1. Фрагмент спектра пропускания Gd2BaNiO5:Er 25%. Мультиплет 4I13/2.

Работа поддержана РФФИ (грант № 04-02-17346) и РАН по программам фундаментальных исследований. 1. M.N. Popova, S.A. Klimin, E.P. Chukalina, B.Z. Malkin, R.Z. Levitin, B.V. Mill, E. Antic-Fidancev, Phys. Rev. B, 68, 155103, (2003). 2. M.N. Popova, I.V. Paukov, Yu.A. Hadjiiskii, B.V. Mill, Phys. Lett. A, 203, 412416, (1995).

258

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ И МАГНИТНЫХ СТРУКТУР В РЯДЕ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ ФЕРРОБОРАТОВ МЕТОДОМ ЭРБИЕВОГО СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО ЗОНДА Станиславчук Т. Н., Чукалина Е. П.* Московский физико-технический институт (государственный университет), Долгопрудный, Московская область, Россия, *Институт спектроскопии РАН, Троицк, Московская область, Россия. Исследованы обменные расщепления в спектрах Er3+ зонда в редкоземельных ферроборатах RFe3(BO3)4 (R=Y, Er, Tb, Gd). Определены значения температур магнитного упорядочения и сделан вывод об ориентации магнитных моментов железа в магнитоупорядоченном состоянии исследуемых ферроборатов. Соединения с общей формулой RM3(BО3)4 (R = Y, La-Lu; М = Al, Ga, Cr, Fe, Sc) кристаллизуются в тригональной структуре типа хантита и описываются пространственной группой R32. Ионы R3+ расположены между винтовыми цепочками октаэдров FeO6 и занимают одну позицию с тригональной симметрией. Алюминаты из этого семейства обладают хорошими люминесцентными и нелинейными оптическими свойствами и используются в лазерах с самосуммированием частот и в минилазерах. Свойства редкоземельных (РЗ) ферроборатов к настоящему времени изучены мало. Пожалуй, единственным исключением является ферроборат гадолиния. Исследования температурных зависимостей теплоемкости, спектров 3+ комбинационного рассеяния и спектров поглощения Nd зонда в монокристаллах GdFe3(BO3)4 выявили три фазовых перехода в ферроборате гадолиния: структурный переход первого рода при Тс=156 К, магнитное упорядочение как переход второго рода при TN=37 К и спин-переориетационный переход первого рода при TR=9 К1. При Тс=156К симметрия структуры GdFe3(BO3)4 понижается, оставаясь тригональной, при этом остается одна позиция для РЗ иона2. В работе1 также был сделан вывод об ориентации магнитных моментов ионов Fe3+: выше 9 К — перпендикулярно оси с, ниже 9 K — вдоль оси с. Что касается других ферроборатов RFe3(BО3)4 с R≠Gd, то для них нет сведений об ориентации магнитных моментов в магнитоупорядоченной фазе. В настоящей работе представлены исследования монокристаллических образцов ферроборатов гадолиния, иттрия, тербия и эрбия. Прозрачные зеленые монокристаллы хорошего оптического качества соединений GdFe3(BO3)4, YFe3(BO3)4 и TbFe3(BO3)4, активированных 1 % эрбия и ErFe3(BO3)4 были выращены в г. Красноярске в Институте Физики им. Л.В. Киренского. Оптические спектры пропускания были зарегистрированы в области перехода 4I15/2 → 4I13/2 в ионе Er3+ (спектральная область 5000-6000 см-1) при температурах от 2.4 К до 300 К с разрешением до 0.2 см-1 на фурье-спектрометре высокого разрешения BOMEM DA3.002 с помощью охлаждаемого азотом приемника InSb. Спектры Er3+ зонда во всех исследованных соединениях RFe3(BО3)4 в парамагнитном состоянии (Т>TN) подобны. Они состоят из спектральных линий с полушириной от нескольких до десятков см-1. Все штарковские уровни иона Er3+ являются крамерсовыми дублетами. При понижении температуры наблюдается

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

259

расщепление спектральных линий, в общем случае на четыре компоненты, которое свидетельствует о появлении внутреннего магнитного поля, возникающего при магнитном упорядочении. При TR≈7.5 К характер спектра Er3+ в GdFe3(BO3)4 резко меняется, что соответствует спин-переориентационному переходу1. Спинпереориентация не наблюдалась в спектрах соединений с R=Er, Y и Tb вплоть до температуры 2.4 К. По температурным зависимостям расщепления спектральных линий иона Er3+ определены значения температур магнитного упорядочения в GdFe3(BO3)4, YFe3(BO3)4, TbFe3(BO3)4, и ErFe3(BO3)4: 37±2 К, 38±1 К, 41±1 К и 39±1 К, соответственно. Полученные значения находятся в хорошем согласии со значениями, найденными из измерений температурных зависимостей теплоемкости и магнитной восприимчивости3. Расщепление крамерсовых дублетов зондового иона Er3+ определяется, в основном, обменным взаимодействием Er-Fe. Взаимодействия Er-Fe сильно анизотропны, и поэтому величины расщеплений крамерсовых дублетов Er3+ зависят от ориентации магнитных моментов. Сравнивая характер расщепления спектральных линий в RFe3(BО3)4 (R = Y, Er, Tb) и в GdFe3(BO3)4 мы сделали вывод об ориентации магнитных моментов ионов Fe3+ в исследуемых соединениях: mFe⊥с для R = Y, Er и mFe||с для R = Tb. Работа поддержана грантами РФФИ №04-02-17346 и РАН по программам фундаментальных исследований. 1. R. Z. Levitin, E. A. Popova, R. M. Chtsherbov, A. N. Vasiliev, M. N. Popova, E. P. Chukalina, S. A. Klimin, P. H. M. van Loosdretch, D. Fausti, L. N. Bezmaternyh. Письма в ЖЭТФ, 79, №9, 531 (2004). 2. S. Klimin, D.Fausti, A. Meetsma, L. N. Bezmaternykh, P.H.M. van Loosdrecht, T.T.M. Palstra, Subm. to Acta Cryst. B, http://arxiv.org/abs/cond-mat/0502423 3. Y. Hinatsu, Y. Doi, K. Ito, et al., J. Solid State Chem., 172, 438 (2003).

260

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРАЛЬНО-ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА МЕТАФОСФАТА ИТТЕРБИЯ АКТИВИРОВАННОГО ИОНАМИ ЭРБИЯ Асеев В.А, Никоноров Н.В., Пржевуский А.К., Ульяшенко А.М., Губанов К.О., Федоров Ю.К.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, * НИТИОМ ВНЦ «ГОИ им. С. И. Вавилова», Санкт-Петербург, Россия. Проведены комплексные спектрально-люминесцентные исследования лазерных эрбиевых метафосфатных стекол с переменным содержанием ионов иттербия. Измерены спектры усиления/потерь при разных мощностях накачки. Для разработки новых высокоэффективных микролазеров требуется оптимизация концентраций активных ионов с учетом малых геометрических размеров активной среды. Для повышения эффективности поглощения диодной (λ~960 нм) накачки в эрбиевые лазеры добавляют ионы иттербия, который имеет сильную полосу поглощения в данном спектральном диапазоне. Однако вопрос об оптимальной концентрации ионов иттербия и о соотношении иттербия и эрбия рассмотрен недостаточно. Целью настоящей работы являлось комплексное исследование спектрально-люминесцентных и лазерных свойств фосфатных стекол с различным содержанием ионов иттербия, в том числе метафосфатов иттербия, для применения в качестве активной среды для микролазеров. В работе исследовался ряд метафосфатных стекол с переменной концентрацией ионов иттербия от 0 до максимально возможной 25 мол% при постоянной концентрации ионов эрбия 0,25 мол%. Толщина образцов варьировалась в зависимости от концентрации ионов иттербия от 0,21 до 1,6 мм. В ходе работы были измерены и рассчитаны сечения поглощения и вынужденного излучения. Из полученных сечений были рассчитаны спектры усиления/потерь. Далее были измерены времена затухания люминесценции эрбия на длинах волн 1550 нм и 520 нм, и иттербия – на 980 нм. Наблюдалось уменьшение времен затухания люминесценции иттербия с увеличением его концентрации, а также увеличение времени жизни на длине волны 1535 нм для эрбия с увеличением концентрации иттербия. Затем были рассчитаны параметры Джадда-Офельта, позволяющие определить интенсивности полосы поглощения из возбужденного состояния. Затем были экспериментально определены двумя различными методами населенности на уровне 4I13/2 и при этих значениях населенности измерены спектры усиления/потерь. При концентрациях ионов иттербия выше 10 мол% при мощностях накачки выше 360 мВт наблюдается уменьшение населенности на 4I13/2. Одной из возможных причин этого эффекта является нагрев. Далее был измерена зависимость температуры образца от концентрации ионов иттербия. Температура образцов увеличивается при росте концентрации Yb3+. Максимальный коэффициент усиления g=0,12 см-1 наблюдается для образца с концентрацией ионов иттербия 15 мол%. При увеличении концентрации ионов иттербия вначале коэффициент усиления увеличивается после 15 мол% - уменьшается. Одним из возможных объяснений является нагрев образца. Результаты данной работы могут быть использованы для разработки и создания реальных микролазеров работающих на λ=1,5 мкм.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

261

ТОНКАЯ СТРУКТУРА ЛИНИЙ В СПЕКТРЕ ПРОПУСКАНИЯ МОНОКРИСТАЛЛА (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5. Коротков Н.М., Романов Е.А., Higel P*., Климин С.А. Институт Спектроскопии РАН, г. Троицк, Россия, * Laboratoire de Chimie Appliquée de l’Etat Solide, ENSCP, Paris, France. Изучена форма линий в спектре пропускания (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5. Наличие четырех контуров в линии пропускания объяснено присутствием разных центров редкой земли, отличающиеся относительным количеством ионов Er и Gd во второй координационной сфере. Никелаты с общей формулой R2BaNiO5 (R = Y либо редкоземельный (РЗ) атом) вызывают значительный интерес как одномерные (1D) магнитные соединения [1]. Уникальная структура с изолированными цепочками Ni-O (рис. 1), направленными идеально по прямой вдоль кристаллической оси a, позволяет рассматривать их как 1D холдейновские системы (цепочки спинов S=1). Экспериментальные исследования Y2BaNiO5 подтверждают такое рассмотрение [2].

Рис. 1. Структура никелатов R2BaNiO5. Выделены цепочки Ni-O и семь ионов R3+. Каждый ион R3+ окружен семью ионами O2- в первой координационной сфере и шестью ионами R3+ во второй.

Взаимодействие между цепочками осуществляется только через магнитные РЗ ионы. Соединения со смешанным составом ионов R3+, такие, как исследуемое соединение (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5, позволяют проследить, как изменяются сила взаимодействия между цепочками и характер трехмерного магнитного упорядочения. Кроме этого, в силу разницы ионных радиусов ионов Gd3+ (1 Å) и Er3+ (0.945 Å), в этом кристалле возможно образование разных центров для иона Er3+, отличающихся разным количеством эрбия и гадолиния во второй координационной сфере. Мы попытались найти спектральные проявления таких центров. Спектроскопическое исследование монокристалла (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5 с толщиной 70 мкм при низких температурах, проведенное на фурье-спектрометре BOMEM DA3.002, показало, что линия пропускания имеет сложную форму (рис. 2). Она состоит из четырех контуров, относительные интенсивности которых хорошо описываются соотношением, близким к соотношению вычисленных вероятностей наиболее часто встречающихся центров с N = 0,1,2 и 3 (табл. 1). Этот факт позволяет предположить, что в спектре пропускания мы наблюдаем именно такие центры.

262

ОПТИКА – 2005

Таблица 1. Вероятности P нахождения N ионов эрбия во второй координационной сфере (шесть возможных позиций) для (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5. Вероятности вычислены как коэффициенты при xN в полиноме (3/4+1/4x)6.

N P

0 0.178

1 0.356

2 3 0.297 0.132

4 0.033

Рис. 2. Форма самой низкочастотной линии перехода 4I15/2

5 0.004

4

6 0.0002

I13/2 в спектре пропускания

(Gd3/4Er1/4)2BaNiO5 при температуре 4.2 К.

Обсуждаются два основных механизма, приводящих к сдвигу линии для разных центров вследствие малых искажений ближайшего окружения: - изменение кристаллического поля, - изменение обменных расщеплений. Работа поддержана РФФИ (грант № 04-02-17346) и РАН по программам фундаментальных исследований. Авторы благодарят Марину Николаевну Попову за ценные обсуждения. 1. M.N. Popova, S.A. Klimin, E.P. Chukalina, B.Z. Malkin, R.Z. Levitin, B.V. Mill, E. Antic-Fidancev, Phys. Rev. B, 68, 155103, (2003). 2. J. Darriet, and L.P. Regnault, Solid State Commun. 86, 409 (1993).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

263

ПРОЯВЛЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННОЙ КОГЕРЕНТНОСТИ СВЕТА В ИНТЕРФЕРОМЕТРЕ МАЙКЕЛЬСОНА А.Л.Кальянов*, В.В.Лычагов*, Д.В.Лякин*,**, М.А.Поликарпов*, В.П.Рябухо*,** * Саратовский государственный университет, Саратов, Россия, ** Институт проблем точной механики и управления РАН, Саратов, Россия. Рассматриваются эффекты пространственно-временной когерентности света в интерферометре Майкельсона. Показано, в обычных условиях в интерферометре наблюдается проявление пространственной, а не временной когерентности. Для наблюдения чисто временной когерентности необходима регистрация интерференционного сигнала в Фурье-плоскости или использование разбалансированного интерферометра. В работе показано, что в соответствии с классической теорией когерентности1 в интерферометрах с делением по амплитуде, наблюдается проявление пространственной когерентности, а не временной, как это принято считать. На примере интерферометра Майкельсона с плоскими зеркалами теоретически и экспериментально показано, что наклон одного зеркала приводит к поперечному r сдвигу ∆ρ светового поля и, как следствие, к проявлению поперечной пространственной когерентности, определяемой функцией когерентности вида r Г (∆ρ, ∆z ≈ 0, ∆t ≈ 0) 2. Продольное (поршневое) смещение зеркала приводит к ∆z светового поля и проявлению продольной продольному сдвигу r пространственной когерентности Г (∆ρ ≈ 0, ∆z , ∆t ≈ 0) , а не временной3-5. Продольная функция пространственной когерентности при достаточно малых угловых размерах источника света (при малой протяженности углового спектра поля в плоскости наблюдения) и достаточно малом продольном сдвиге ∆z определяется частотным спектром светового поля G (ω ) и, следовательно, может быть выражена через временную когерентность 1 Г (∆z = c∆t , ∆t = 0) = Г (∆z = 0, ∆t = ∆z c) = Г (∆t − ∆z c) . Однако, эквивалентность продольной пространственной и временной когерентности нарушается при достаточно протяженном источнике света (протяженном угловом спектре)4-7, а также при распространение света в диспергирующей среде3. r Таким образом, при достаточно широком угловом спектре I (α) , когда длина продольной когерентности ρ|| ≈ 2λ θ 2 (где 2θ – ширина углового спектра) заметно меньше длины временной когерентности l c ≈ λ2 ∆λ ( ∆λ – ширина частотного спектра) продольное смещение зеркала сопровождается проявлением продольной пространственной когерентности, определяемой не частотным G (ω ) , а угловым r спектром I (α) светового поля. Для наблюдения эффекта чисто временной когерентности при ρ || << l c необходимо тем или иным способом устранить продольный сдвиг поля ∆z ,

264

ОПТИКА – 2005

возникающий при продольном смещение зеркала. Это можно сделать двумя способами. В первом, апертура фотоприемника должна быть помещена в Фурьеплоскость объектного поля. Тогда в соответствии с инвариантностью Фурьепреобразования к продольному сдвигу будет отсутствовать продольное смещение светового поля в плоскости регистрации интерференционного сигнала ∆z = 0 . Во втором способе необходимо использовать неравноплечный (разбалансированный) интерферометр, в одном плече которого помещается нескомпенсированный слой прозрачного вещества5,6. Этот слой вещества вызывает продольный сдвиг светового поля, который может быть скомпенсирован соответсвующим продольным смещением зеркала интерферометра. При этом оказывается нескомпенсированной временное запаздывание волн в плечах интерферометра, ∆t ≠ 0 . Таким образом удается наблюдать эффекты чисто временной когерентности света, определяемой функцией когерентности вида r Г (∆ρ, ∆z = 0, ∆t ) . Рассмотренные в работе эффекты когерентности дополняют и уточняют теорию проявления когерентности света в интерференционном эксперименте. 1. Л. Мандель, Э. Вольф, Оптическая когерентность и квантовая оптика. М.: Наука. Физматлит, 896, 2000. 2. В.П. Рябухо, О.А.Перепелицына, Физическое образование в вузах.. 7, В.2, 1527, 2001. 3. W.A. Hamilton, A.G. Klein and G.I. Opat, Physical Review A. 28, №5, 3149-3152, 1983. 4. V. Ryabukho, D. Lyakin, M. Lobachev, Optics Letters. 29, №.7, 667-669, 2004. 5. В.П. Рябухо, Д.В. Лякин, М.И. Лобачев, Письма в ЖТФ. 30, В.2, 52-60, 2004. 6. В.П. Рябухо, Д.В. Лякин, Оптика и спектроскопия. 98, В.2, 309-320, 2005. 7. V. Ryabukho, D. Lyakin and M. Lobachev, Optics Letters. 30, №3, 224-226, 2005.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

265

МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ДИФРАКЦИИ ЕДЕНИЧНОГО ФОТОНА В РАССЕИВАЮЩЕЙ СРЕДЕ Бирючинский С.Б., Кухианидзе А.С., Сафонова Т.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В работе рассматривается математическая модель дифракции света в рассеивающих средах применительно к единичному фотону. Исследуются вопросы взаимодействия света с фотонными кристаллами. Приведены примеры расчетов для реальных рассеивающих сред. В работе рассматриваются процессы взаимодействия лазерного излучения с многокомпонентными оптическими средами, обладающими структурными элементами сравнимыми с длиной волны света. К таким средам относятся многие биологические среды, некоторые из которых (например, ткань зуба) обладают свойствами фотонных кристаллов. Целью работы являлось создание математической модели единичного фотона, позволяющей описать процессы дифракции излучения в сложных многокомпонентных оптических средах. Особенностью предлагаемой модели является ее применимость как для описания работы классических оптических систем, так и для разработки квантовых логических устройств на базе фотонных кристаллов. Разработанная математическая модель описывает также процесс распространения сверхкоротких лазерных импульсов в биологических объектах. Приведенные примеры расчета и результаты экспериментов позволяют оценить границу применимости классических методов расчета дифракции света в рассеивающих средах. Полученные результаты могут применяться при проектировании оптических систем, содержащих фотонные кристаллы (оптические транзисторы, квантовая криптография), а также для точного описания процессов взаимодействия лазерного излучения с биологическими средами (микроскопия, оптическая томография).

266

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРЫ ПРОПУСКАНИЯ И ОПТИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ МОДИФИЦИРОВАННЫХ ИНФИЛЬТРАЦИЕЙ ПОЛЫХ ФОТОННО-КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДОВ Д.А. Желтикова, С.О. Коноров, Е.Е. Серебрянников, В.П. Митрохин, Д.А. Сидоров-Бирюков, А.Б. Федотов, А.М. Желтиков Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Исследуются спектры пропускания и оптические потери полых фотоннокристаллических (ФК) волноводов, инфильтрированных жидкофазными материалами. На основании модели коаксиального брэгговского волновода получена оценка увеличения коэффициента оптических потерь при заполнении полого фотонно-кристаллического волновода жидкостью. Эта оценка качественно согласуется с результатами экспериментов. Фотонно-кристаллические (ФК) волокна1 представляют собой новый тип оптических волноводов, открывающих широкие возможности2 в области нелинейной оптики, оптики сверхкоротких импульсов, нелинейной спектроскопии и микроскопии, оптической метрологии, лазерной биомедицины. Заполнение воздушных отверстий микроструктурированной оболочки ФК-волноводов материалами с различными оптическими свойствами позволяет существенно расширить функциональные возможности ФК-волокон.3 Экспериментальные исследования, выполненные в последние годы, показывают, что инфильтрированные ФК-волокна могут служить в качестве многофункциональных сенсоров,4 обеспечивающих высокую чувствительность регистрации биомолекул, а также анализа вещества в жидкой и газовой фазе. В настоящей работе исследуются оптические свойства полых ФК-волноводов, инфильтрированных жидкофазными материалами. Качественно свойства волноводных мод полых ФК-волокон можно проанализировать в приближении брэгговского коаксиального волновода с полой сердцевиной, оболочка которого представляет собой систему коаксиальных цилиндрических слоев с чередующимися значениями показателя преломления. Оценка коэффициента оптических потерь для ТЕ-мод такого волновода может быть получена с помощью следующей асимптотической формулы5: k3 2N α (dB km ) ≈ 0.522 1 µ TE , (1) β 1 n2 где ki - волновое число в объеме материала с показателем преломления ni, β1 постоянная распространения локализованной в полой сердцевине моды ФКволновода. В частном случае, когда структура оболочки брэгговского волновода образуется набором четвертьволновых коаксиальных слоев (k1d1 = k2d2 = π/2, где di – толщина слоя с показателем преломления ni), параметр µ TE имеет вид5 n1 . (2) n2 Из формулы (1) можно получить следующее выражение для качественной оценки коэффициента оптических потерь αf полого брэгговского волновода, инфильтрированного материалом с показателем преломления nf:

µ TE =

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

267

2 N +2

⎛ nf ⎞ α f ≈ ⎜⎜ ⎟⎟ αa , (3) ⎝ na ⎠ где na - показатель преломления материала, заполнявшего отверстия волновода до инфильтрации, αa - потери волновода до инфильтрации.

Рис. 1. Изображения полых ФК-волноводов в поперечном сечении

Представленные в докладе результаты экспериментальных и теоретических исследований показывают, что заполнение воздушных отверстий полых ФКволноводов (рис. 1) жидкостью с показателем преломления nf, удовлетворяющим соотношениям na < nf < n2 (na - показатель преломления воздуха, n2 - показатель преломления твердотельной части волновода), приводит к увеличению потерь волноводных мод, локализуемых в сердцевине ФК-волокна. При заполнении водой воздушных отверстий полого ФК-волновода с периодом структуры оболочки около 5 мкм и диаметром сердцевины около 50 мкм оптические потери основной волноводной моды увеличиваются примерно в 200 раз. Этот результат находится в качественном согласии с оценкой, полученной для модели полого коаксиального брэгговского волновода. Выполненные исследования указывают на возможность использования инфильтрации полых ФК-волноводов жидкофазными материалами для управления свойствами волноводных мод и создания новых типов сенсоров и волоконно-оптических переключателей. 1. Russell P.St.J., Science, 299, 358 (2003). 2. Желтиков А.М. Оптика микроструктурированных волокон (Москва: Наука, 2004). 3. Eggleton B.J., Kerbage C., Westbrook P., Windeler R.S., Hale A., Opt. Express, 9, 698 (2001). 4. Konorov S.O., Zheltikov A., Scalora M., Opt. Express, 13, 3454 (2005). 5. Y. Xu, A. Yariv, Proc. SPIE, 4532, 191, (2001).

268

ОПТИКА – 2005

СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ В ЛИНЕЙНЫХ ЦЕПОЧКАХ РЕЗОНАНСНЫХ ДИПОЛЕЙ Жуков С.Н., Янковская Е.А., Стадниченко Д.А., Симовский К.Р. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В данной работе теоретически изучены закономерности распространения собственных волн в цепочках резонансных диполей. Аналитическая теория волноводных мод в линейных цепочках из диполей, поляризованных вдоль оси цепочки, была впервые предложена в работе 1. Этот режим в цепочках резонансных частиц интересен, так как позволяет передавать информацию полем, локализованным в поперечном пространственном масштабе, существенно меньшем длины волны в свободном пространстве. В связи с тем, что волноводная мода может возбуждаться в оптически плотных цепочках (период много меньше длины волны в окружающей среде) серебряных нанометровых шариков, возможность создания сверхминиатюрных оптических волноводов (нанометровых проводов) теоретически и экспериментально исследована в целом ряде работ, ссылки на которые можно найти в работе 2. Диапазон частот при этом достаточно близок к частоте плазмонного резонанса шарика. В данной работе предложена полная аналитическая модель распространения волны для цепочек резонансных диполей, которая включает цепочки проволочных диполей с индуктивной нагрузкой и цепочки серебряных шариков вблизи плазмонного резонанса как частные случаи. Задача распространения волновой моды распадается на две: волна с продольной поляризацией диполей и волна с поперечной поляризацией диполей. Мы получили, что в цепочке с продольной поляризацией в зависимости от поляризуемости диполей распространяются либо обратные волны, либо прямые волны. Дисперсионная ветвь обратных волн ограничена световым конусом и соответствует существенно более высоким частотам, чем частота резонанса диполя. При слишком большой поляризуемости она исчезает. При некоторой оптимальной поляризуемости дисперсионная ветвь соответствует прямой волне и частотам вокруг резонанса диполя. При поперечной поляризации та же самая картина получается при малых плотностях цепочки. При большой плотности цепочки и оптимальной поляризуемости диполя дисперсионная ветвь испытывает изгиб, на одной ее части волна прямая, а на другой – обратная. Этот результат удалось получить как для оптического варианта решетки (цепочка серебряных сфер) так и для сверхвысокочастотного (СВЧ) варианта (индуктивно нагруженных проволочные диполи). На рис. 1 показана дисперсионная диаграмма для решетки серебряных сфер с периодом d=75 нм, d/b=1.5, где b - диаметр сферы. На рис.2 показан результат для решетки проволочных диполей с d/l=1.5, где l – длина диполя. Нетрудно видеть, что точка перегиба для случая СВЧ диполей находится очень близко к границе светового конуса, так что перегиб происходит практически при q ≈ k . Это означает, что вся дисперсионная кривая соответствует реально обратной волне, так как волноводная мода с q ≈ k не возбуждается. Поэтому для СВЧ цепочек эффект нулевой групповой скорости отсутствует. А в цепочке серебряных сфер он есть.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

269

Рис. 1 Дисперсионная диаграмма для решетки серебряных сфер с периодом d=75 нм, d/b=1.5, где b - диаметр сферы, поперечная поляризация

Рис. 2 Обратные волны в решетке проволочных диполей, поперечная поляризация, d/l= 1.5 для четырех различных значений нагрузочной индуктивности. Указаны резонансные частоты решетки в Гц

1. S.A. Tretyakov, A. Viitanen, // JOSA, V. A 17, рр. 1791-1799, 2000 2. W.H.Weber, G.M.Ford // Physical Review B, V. 70, 125429-(1-8), 2004

270

ОПТИКА – 2005

ИЗМЕНЕНИЕ ПРОЗРАЧНОСТИ МАГНИТНОГО КОЛЛОИДА В ПЕРЕМЕННОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ Ерин К.В. Ставропольский государственный университет, Ставрополь, Россия. Обнаружено изменение прозрачности коллоидного раствора магнетитовых частиц в керосине при воздействии переменного магнитного поля. Получены экспериментальные зависимости амплитуд гармонических составляющих сигнала, соответствующего изменению прозрачности, от напряженности магнитного поля. Известно, что в дисперсных системах при воздействии внешних полей могут наблюдаться три вида ориентационных оптических эффектов1. Это двойное лучепреломление, ориентационный дихроизм и ориентационный турбидиметрический эффект. Двойное лучепреломление заключается в различии фаз световых колебаний, поляризованных параллельно и перпендикулярно полю, а дихроизм в различии амплитуд этих колебаний, при прохождении света через дисперсную систему. Ориентационный турбидиметрический эффект заключается в различии оптических плотностей системы с ориентированными полем и неупорядоченными частицами. Физический смысл этого эффекта заключается в том, что изменение ориентации частиц приводит к изменению интегральной интенсивности рассеяния света и соответственно отражается на прозрачности системы. Существенным отличием турбидиметрического эффекта, т.е. индуцированного изменения прозрачности, от двойного лучепреломления и дихроизма является то, что он может наблюдаться при ориентации поля параллельно падающему свету (в так называемом продольном поле). Согласно1, индуцированное изменение прозрачности наблюдается только в коллоидных системах с относительно крупными частицами субмикронных и микронных размеров. Коллоидные системы с ферро- и ферримагнитными частицами с размером около 10 нм на основе различных жидкостей: воды, керосина, глицерина, бензола и др. получили название магнитных жидкостей. В таких системах оптические эффекты при воздействии внешнего магнитного поля достигают значительной величины2. Исследования разбавленных магнитных коллоидов методом динамического рассеяния света3 показывают, что в них присутствуют достаточно крупные агрегаты частиц размером 50-500 нм, т.е. в таких системах возможен ориентационный турбидиметрический эффект. В настоящей работе мы представляем предварительные исследования изменения прозрачности магнитного коллоида в переменном магнитном поле. Экспериментальная установка для исследования изменения прозрачности магнитного коллоида при воздействии магнитного поля состоит из источника света, в качестве которого может использоваться как гелий-неоновый лазер ГН-2П с длиной волны излучения 632.8 нм, так и лампа накаливания типа КГМ, монохроматизация света которой осуществляется при помощи монохроматора МУМ. Кювета с исследуемым магнитным коллоидом помещается внутрь катушек Гельмгольца, расположенных на поворотной платформе, что позволяет создавать магнитное поле в горизонтальной плоскости, ориентированное различным образом относительно направления падающего света. Катушки Гельмгольца подключаются к генератору сигналов Г3-118 через усилитель мощности LV-103. Амплитуда напряженности магнитного поля может достигать 10 кА/м, а частота изменения поля лежит в диапазоне 3 Гц – 2 кГц. В качестве фотоприемника используется

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

271

фотоэлектронный умножитель ФЭУ-27 или кремниевый фотодиод ФД-256. При использовании в качестве фотоприемника ФЭУ для сохранения линейности характеристики фототок – интенсивность падающего света в падающий пучок вводятся нейтральные светофильтры. Сигнал, пропорциональный интенсивности рассеянного света, через измерительный усилитель М60Т подается на осциллограф С1-79 и на аналого-цифровой преобразователь ЛА-2М5. Экспериментальная установка позволяет производить измерение амплитуды сигнала, сдвига фаз между интенсивностью прошедшего света и приложенным переменным полем, а также запись частотного спектра фототока В качестве объекта для исследования использовался магнитный коллоид типа магнетит в керосине с концентрацией твердой фазы около 0,01 объемных %. Образец для исследований был получен путем разбавления в керосине исходной концентрированной магнитной жидкости с концентрацией твердой фазы 18 объемных %. На рис. 1 показана фотография экрана двухлучевого осциллографа: нижний луч соответствует изменению магнитного поля, верхний луч – изменению интенсивности света, прошедшего через образец. Направление поля параллельно падающему лучу, частота магнитного поля 33 Гц, напряженность поля 6 кА/м. 8000

I , отн.ед.

2f

6000

4000

2000 4f

0 0

Рис.1

2

4

6

8

H, кA/м

Рис. 2

Из рис. 1 видно, что при гармоническом изменении поля интенсивность прошедшего через магнитный коллоид света меняется несинусоидально. Анализ частотных спектров фототока показывает, что сигнал состоит из основной гармоники с частотой 2f, где f – частота изменения поля, а также из гармонических составляющих с частотами 4f и 6f. Зависимость амплитуды составляющих с частотами 2f (66 Гц) и 4f (132 Гц) от напряженности поля показана на рисунке 2. Дальнейшее систематическое исследование ориентационного турбидиметрического эффекта позволит изучить влияние агрегатов частиц на величину оптических эффектов в магнитных коллоидах, а также получить новые данные о структуре и свойствах этих агрегатов оптическими методами. 1. Н.Г. Хлебцов Ослабление и рассеяние света в дисперсных системах. Саратов. 2001. 2. S. Taketomi // Jap. Journ. Appl. Phys. 22. №7. 1137-1143. (1983). 3. V.V. Padalka, C.V. Yerin // Journ Magn. Magn. Matter. 289. 105-107. (2005)

272

ОПТИКА – 2005

РАСПРОСТРАНЕНИЕ СВЕТА ВДОЛЬ ЦЕПОЧКИ НАНОЦИЛИНДРОВ Янковская Е.А., Симовский К.Р. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрены волноводные моды в диапазоне видимого света, поддерживаемые решеткой серебряных наноцилиндров. Найдены режимы прямой и обратной волны, а также необычный резонаторный режим. Была рассмотрена бесконечная линейная решетка с периодом d параллельных друг другу серебряных наноцилиндров радиуса r, находящихся в однородной матрице. Мы пренебрегли потерями в матрице и материале цилиндров. Распространение волноводной моды было исследовано для двух случаев: волна с продольной поляризацией (цилиндры поляризованы поперек своей оси, но вдоль решетки) и волна с поперечной поляризацией (т.е. нормальной, относительно плоскости решетки). Используя метод локального поля, т.е. когда на выделенную частицу действует поле всех остальных частиц, мы получили трансцендентное дисперсионное уравнение, которое было решено численно. Для продольной поляризации дисперсионное уравнение имеет вид: εs +ε Y (kmd ) kπr 2 ∞ cos(qmd ) 1 =− (1) ∑ d m =1 m εs −ε Для поперечной поляризации дисперсионное уравнение таково: εs +ε r2 kdγ 1 1 1 1 1 ∞ 1 ∞ = k {− ln( − ) + ∑( − )+ ) + ∑( d m m 2 m =1 2 m =1 (ε s − ε ) 4π qd 2 qd 2 kd kd (m − ) − ( )2 (m + ) − ( )2 2π 2π 2π 2π ∞ Y (kmd ) π +π∑ 1 cos qmd } (2) m m =1 (qd ) 2 − (kd ) 2 где ε s -диэлектрическая проницаемость серебра, ε - диэлектрическая проницаемость, k- волновое число матрицы, q- волновой вектор, γ ≈1,78, m – количество цилиндров. Для продольной поляризации режим обратных волн получается только на высоких частотах, когда период решетки порядка длины волны в матрице. Однако наиболее интересен диапазон частот таких, что период решетки много меньше λ. Тогда поле собственной моды решетки сконцентрировано в узкой трубке размером много меньше λ, т.е. получается сверхдифракционный волновод. На таких частотах продольная поляризация решетки цилиндров соответствует прямым волнам. Этот результат согласуется с известным из литературы1. Для поперечной поляризации нами получен режим обратных волн на сравнительно низких частот. Этот результат в литературе неизвестен. Кроме того, мы получили точку на дисперсионной кривой, в которой групповая скорость моды обращается в нуль, а фазовая скорость не равна нулю. Это не Брэгговская мода, и может быть возбуждена в решетке. Мы назвали ее резонаторной модой. 1. S.Maier, M.Brongersma, H. Atwater // Applied Physics Letters, V. 78, №1, pp 1618, 2001

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

273

ВОЗДЕЙСТВИЕ МЕХАНИЧЕСКИХ ВИБРАЦИЙ НА ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ Войкусов Т.С., Савин Е.З. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Рассматривается воздействие механических вибраций на состояние поляризации в волоконных световодах. Выполненные при этом теоретические и экспериментальные исследования свидетельствуют об изменении азимута и эллиптичности поляризованного излучения. Доминирующей средой передачи в настоящее время является оптическое волокно. Волоконно-оптические кабели, подвешиваемые на опорах контактной сети электрифицированных железных дорог или прокладываемые в теле земляного полотна, испытывают механические вибрации, которые возникают при прохождении подвижного состава. Механические вибрации могут привести не только к росту физического износа конструктивных элементов кабельного изделия, но и изменению условий распространения поляризованного излучения в оптических волокнах. Выполненные теоретические и экспериментальные исследования позволяют утверждать, что в результате воздействия механических вибраций в оптическом волокне происходит вращение плоскости поляризации распространяемого излучения и изменение его эллиптичности [1] При этом установлено, что угол поворота плоскости поляризации и эллиптичность в волоконном световоде существенно зависят от длины волны поляризованного излучения и амплитуды механических вибраций. С увеличением длины волны и ростом значения вынуждающей силы азимут и эллиптичность поляризованного излучения возрастают. Однако, максимальные значение азимута и эллиптичности излучения, распространяемого по световоду при неизменной амплитуде механических вибраций на определенной длине волны практически не зависят от частоты вибраций. 1. Войкусов, Т.С. Воздействие вибраций на параметры оптического кабеля / Т.С. Войкусов, Е.З. Савин //Современные технологии – железнодорожному транспорту и промышленности: Труды 43-й Всероссийской научнопрактической конференции (Хабаровск, 22-23 октября 2003 г.): В 4 т./Под ред. Ю.А.Давыдова. – Хабаровск: Изд-во ДВГУПС, 2003 . Т2. – С. 140-143.

274

ОПТИКА – 2005

РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПОЛЯ МОД В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ ПРИ МАЛОМОДОВОМ РЕЖИМЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ Смеликова И.Н. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Статья содержит выявленные закономерности преобразования поля мод в маломодовом режиме при механических деформациях оптического волокна, а также причины их возникновения. При воздействии на волокно физических полей: механических, температурных, электрических, магнитных, – поле мод изменяется. Аналогичное воздействие может оказываться как на одномодовое, так и многомодовое волокно с тем лишь отличием, что с торца последнего вытекает излучение, образующее множество модовых пятен. Из хорошо обработанного торца оптического волокна выходит конус излучения, ограниченный числовой апертурой оптического волокна. Внутри конуса интенсивность излучения распределена в соответствии с полем мод, распространяющихся в волокне. В идеальном случае, при одной распространяющейся моде, распределение интенсивности подчиняется нормальному закону:

Ι = Ι0e

−

r2 σ2

(1) где r – расстояние от оси волокна; σ – расстояние от оси волокна, на котором интенсивность уменьшается в е раз. Для изучения изменения поля мод в волокне создается маломодовый режим при воздействии лазерного излучения видимого спектра (0,630 мкм) на одномодовое оптическое волокно с диаметром сердечника 9 мкм. При воздействии таких механических факторов как изгиб, кручение и вибрации поле мод изменяется в соответствии с рисунком 1, причем меняется не только форма поля, но и количество модовых пятен в волокне.

а

г

б

в

д е Рис. 1. Динамика изменения модового поля при механических воздействиях на волокно

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

275

При слабом изгибе или кручении волокна изображение, показанное на рисунке 1а, меняется на изображение б, при большем изгибе или кручении одно и более модовых пятен вырождаются и превращаются последовательно в изображения в, г, д и е на рисунке 1. Изучение характера изменения поля мод может пролить свет на наличие или отсутствие воздействия внешних факторов на всей длине волокна. Прямое исследование распределения поля мод внутри оптического волокна сопряжено с немалыми трудностями, поскольку радиус поля мод (σ) мал и составляет около 4 мкм. Поле мод можно наблюдать, направив когерентное излучение, вытекающее из торца волокна, на экран, расположенный на расстоянии 8-10 см. Поскольку экран представляет собой шероховатую поверхность, то при проектировании наблюдаемой картины с него на сетчатку глаза или на ПЗС-матрицу наблюдается спекл. Оптическое волокно подвергалось деформации в виде витка волокна на цилиндре диаметром 21,5 мм и перемещении его вдоль оси волокна. При этом были обнаружены следующие закономерности: 1. Виток создает деформацию волокна, в результате которого высвечиваются 2 моды, которые далее не появляются. 2. При перемещении возмущения меняется распределение поля мод, количество распространяемых мод уменьшается, происходит вращение мод. 3. Изменение модового состава происходит периодически с периодом 175 мм. 4. Изображенные на экране моды являются поляризованными. Явление высвечивания мод хорошо известно и широко применяется. В невозмущенном волокне некоторые моды являются вырожденными по скорости распространения. Если волокно возмущено, то вырождение снимается, и те моды, которые имели одинаковую скорость будут иметь различные скорости в местах деформации. При этом образованная разность хода приводит к изменению картины интерференции мод, т.к. после деформации восстанавливается их вырождение. Изменение картины мод на выходе волокна пока трудно поддается объяснению. Пространственный период повторения модовой картины в 175 мм не может быть объяснен интерференцией мод, т.к. при числовой апертуре волокна 0,12 на каждом метре длины волокна оптическая разность хода «быстрого» и «медленного» лучей составляет 3,5 мм. Указанное явление, возможно, объясняется вращением среды распространения. Полученные результаты объясняют изменение затухания сигнала в многомодовых световодах при незначительных механических и иных воздействиях на оптическое волокно.

276

ОПТИКА – 2005

МЕТОД РАСЧЕТА ПРОСТРАНСТВЕННЫХ МОД НЕОДНОРОДНЫХ ПО СЕЧЕНИЮ ОПТИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДОВ Шуюпова Я.О., Котляр В.В.* Самарский государственный аэрокосмический университет, Самара, Россия, *Институт систем обработки изображения РАН, Самара, Россия. Работа посвящена разработке и реализации алгоритмов расчета пространственных мод, применимых как к слабонаправляющим, так и к фотонным волноводам. В качестве базового выбран известный метод согласованных синусоидальных мод. Рассмотрены скалярный и векторный варианты задачи. Метод согласованных синусоидальных мод (ССМ-метод), суть которого подробно изложена в работе1, является одним из наиболее эффективных методов расчета собственных мод волноводов с кусочно-постоянным заполнением поперечного сечения. ССМ-метод основан на аппроксимации скалярного или каждой из компонент векторного поля моды суперпозицией гармонических функций, представляющих собой локальные моды однородных областей сечения. Неотъемлемым достоинством выбранного метода по сравнению с методами, основанными на конечно-разностном подходе, является непрерывный характер результирующего поля. Работы2,3 посвящены применению модификации ССМ-метода к слабонаправляющим и фотонным волноводам. Дальнейшее развитие ССМ-метода связанно с применением метода Крылова4 для решения нелинейной задачи на собственные значения матрицы, возникающей на этапе формирования непрерывной пространственной моды из локальных фрагментов. Вычислительные эксперименты, проведенные с помощью специально разработанного в среде Matlab программного обеспечения, демонстрируют работоспособность метода, открывающего широкие возможности для моделирования и синтеза волноводов. Был проведен эксперимент по выявлению влияния диаметра микроотверстий в структуре фотонного кристалла (рисунок 1) на конфигурацию распределения интенсивности основной моды волновода (рисунок 2). Результаты показывают, что уменьшение диаметра отверстий сопровождается «растеканием» энергии основной моды по области сечения, в результате ее частичного выхода из сердечника в оболочку, вследствие повышения эффективного показателя преломления последней.

Рис. 1. Структуры сечений фотонных волноводов, темным областям соответствует показатель преломления n1 = 1, светлым – n2 = 1,47, размер сечения - 9мкм x 9мкм

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

277

Рис. 2. Распределения интенсивности основной моды фотонных волноводов

Компоненты векторной моды (рисунок 4) слабонаправляющего волокна (рисунок 3), полученные ССМ-методом, при подстановке в уравнения Максвелла, дают среднеквадратическое отклонение между левыми и правыми частями менее одного процента. Нарушение же радиальной симметрии следует считать следствием использования граничных условий, налагаемых по прямоугольному контуру.

Рис. 3. Структура сечения слабонаправляющего волокна, показателем преломления в сердечнике nco = 1,47 и ncl = 1,463 - в оболочке

Ey Ez Bx By Bz Ex Рис.4. Распределения интенсивности соответствующих электрических и магнитных компонент основной моды волокна

1. A.S. Sudbo, Pure Appl. Opt. (J. Europ. Opt. Soc. A), 2, 211-233, (1993). 2. В.В. Котляр, Я.О. Шуюпова, Компьютерная оптика (ИСОИ РАН, Самара), №25, 41-48, (2003). 3. V.V. Kotlyar, Y.O. Shuyupova, Opt. Mem. & Neur. Net., 13, №1, 27-36, (2004). 4. A. Ruhe, Записки научных семинаров, 176 – 180, (2000).

278

ОПТИКА – 2005

ЦИЛИНДРИЧЕСКИ СХОДЯЩИЕСЯ СВЕТОВЫЕ ПУЧКИ, ПРОШЕДШИЕ ЧЕРЕЗ ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНУЮ КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ ПЛАСТИНКУ Сенин П.В., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Рассмотрена поляризационная структура цилиндрически сходящихся световых пучков, прошедших через плоскопараллельную кристаллическую пластинку. При прохождении линейно поляризованных пучков излучения через плоскопараллельную пластинку, изготовленную из кристалла, поляризационная структура меняется1,2. В определенных направлениях излучение остается линейно поляризованным, в других направлениях поляризация становиться циркулярной или эллиптической. Ниже приведены характерные особенности поляризации после прохождения цилиндрически сходящихся пучков через пластинку из одноосных кристаллов (не активного и оптически активного). Для пластинки вырезанной перпендикулярно оптической оси кристалла поляризация лучей с заданным угловым направлением остается неизменной. При изменении углового направления лучи становятся эллиптически или циркулярно поляризованными. Для пластинки, изготовленной из оптически активного кристалла, при изменении угла наклона лучей, излучение остается линейно поляризованным, но направление вектора E меняется. Существенные изменения в поляризационную структуру цилиндрически сфокусированных пучков излучения вносит расходимость используемого лазерного излучения и наличие оптических аберраций цилиндрической линзы. 1. О.Ю. Пикуль, К.А. Рудой, В.И. Строганов, Т.Н. Шабалина, Оптика конденсированных сред: Сборник научных трудов/ Под.ред. В.И. Строганова, - Хабаровск: ДВГУПС, 2004, стр.34-41. 2. О.Ю. Пикуль, В.И. Строганов, П.Г. Пасько, К.А. Рудой, П.В. Сенин, Бюллетень научных сообщений №9/ Под.ред. В.И. Строганова, - Хабаровск: ДВГУПС, 2005.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

279

ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СИСТЕМЫ ИЗ ДВУХ КРИСТАЛЛЧЕСКИХ ПЛАСТИНОК Рудой К.А., Пикуль О.Ю., Строганов В.И., Алексеева Л.В. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Система, состоящая из двух кристаллических пластинок, позволяет изменять необходимым образом разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами. Результирующая разность фаз определяется оптическим знаком пластинок, их толщиной и углом между ними. В работе рассмотрены свойства системы, которая отличается от представленных в литературе. Система состоит из двух кристаллических пластинок, вырезанных перпендикулярно оптической оси из отрицательного и положительного кристаллов и расположенных последовательно друг за другом так, что угол между гранями пластинки равен нулю (угол между оптическими осями также равен нулю). Изменяя толщину одной из пластинок, можно менять величину двулучепреломления в оптической системе. Расчеты, без учета оптической активности, выполнены для кристаллов иодата лития (LiJO3) и парателлурита (ТеО2). Показано, что при определенной толщине пластинок можно добиться нулевой разности фаз. При расположении плоскопараллельных положительной и отрицательной кристаллических пластинок под углом друг к другу система приобретает еще более необычные свойства. В зависимости от угла падения света, система проявляет свойства, как отрицательного, так и положительного кристалла. Показано, что при определенных условиях (толщина пластинок и угол между ними), зависимость разности фаз от угла падения на систему, может иметь линейный характер. Таким образом, система из двух кристаллических пластинок позволяет изменять необходимым образом разность фаз между обыкновенным и необыкновенным лучами. Такая система полезна в электрооптических устройствах, а также в устройствах оптической связи и системах обработки и хранения оптической информации.

280

ОПТИКА – 2005

ПРОДОЛЬНЫЕ ПЕРИОДИЧЕСКИЕ СТРУКТУРЫ В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ Попова А.В., Сметанкин М.А., Прокопович М.Р. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. В статье даны основные понятия о периодических структурах в оптических волокнах и рассмотрены наиболее распространенные способы их формирования. Так же приведены результаты эксперимента по их производству в лабораторных условиях. В процессе использования волоконно-оптических линий связи под действием ветра и вибраций возникает воздействие на оптический кабель. Влияние вибраций выражается в возникновении стоячих волн на оптическом кабеле. При этом на расстоянии одного пролета контактных опор укладывается целое число длин волн а как показывают наблюдения их амплитуда достигает 5 см и частота колебаний находится в звуковом диапазоне. В таком оптическом волокне возникают периодические структуры, которые влияют на прохождение сигнала. Представляет интерес и искусственное создание периодических структур в оптических волокнах, дифракцию в которых можно использовать для ответвления мощности оптического сигнала и даже для коммутации. Такую решетку можно сформировать с помощью дуги сварочного аппарата, проплавляя оптическое волокно дуговым разрядом с периодическими сдвигами или воздействуя периодическим искровым разрядом. Другой способ создания периодической структуры в волокне заключается в использовании реплик или периодическом действии алмазным резцом на оболочку двухслойной стеклянной нити. Кроме того, дифракционная решетка в оптическом волокне возникает и под влиянием акустических колебаний, образуя стоячие волны. Еще одним вариантом формирования дифракционной решетки, описанном в источнике1, является создание в волокне периодической квадратичной нелинейности вследствие фотогальванического эффекта при воздействии на волокно мощного инфракрасного импульса. Нами рассматривалась дифракция на продольной периодической структуре оптического волокна. Эта структура образовывалась посредством воздействия на кварцевое оптическое волокно дугового разряда током заданной величины и продолжительности. В процессе действия дуги оптическое волокно находилось в натянутом состоянии под действием силы натяжения 0,05 Н. Действие дуги производилось с шагом 0,5 мм. В результате воздействия электрической дуги заданной мощности и фиксирующей силы натяжения на волокне создавались периодические (утоньшения) сужения, на которых происходила дифракция света. При этом исследовалось действие на оптическое волокно не только периодических но и однократного дугового разряда. Это позволяло не только рассмотреть дифракционную картину на решётке, но и характер действия на оптическое волокно одного сужения (штриха). По теоретическим выкладкам высвечивание из оптического волокна должно было наблюдаться в областях 1 и 2, где радиус “положительный”, а в результате эксперимента высвечивание наблюдалось на определённом расстоянии, оно представлено на рисунке 2. Теоретически высвечиваемое излучение в областях 1 и 2 должно идти под разными углами ϕ1 < ϕ 2 и её интенсивность в области 1 должно быть больше. А при проведении

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

281

эксперимента наблюдается обратное рассеянное излучение более высокой интенсивности, чем рассеяние от сужения волокна и переднего фронта спада напайки. При этом выполняется предположение ϕ1 < ϕ 2 .

Рис. 1. Предположительные результаты

Рис. 2. Результат эксперимента

Исследовалось затухание проходящего изделия периодической структуры на оптическом волокне при последовательном увеличении числа штрихов. Результаты исследования для двух длин волн и двух направлений передачи показаны на рис.3.

Рис. 3. Зависимость ослабления сигнала при увеличении количества штрихов

Из полученных результатов следует, что происходит уменьшение уровня сигнала при увеличении количества штрихов. При этом сигнал ослабляется на 0,3 дБ на 1 штрих. Это говорит о том, что половина мощности излучения рассеивается на 1 штрихе. Для λ = 1,55 мкм на 1 штрихе теряется 1,4 дБ. Следовательно, при увеличении длины волны затухание увеличивается, так как относительные размеры неоднородностей при увеличении длины волны уменьшаются. Неоднородности на короткие длины волн влияют меньше, а длинноволновые лучи рассеиваются сильнее. 1. В.А. Максименко, фотоиндуцированные изменения диэлектрической проницаемости и рассеяния света в кристаллах ниобата лития, автореферат кандидатской диссертации, 2002.

282

ОПТИКА – 2005

ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ СМЕШЕНИЕ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ С ПРИМЕСЬЮ Осипова Н.Г., Ливашвили А.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. В работе представлена стационарная система уравнений, описывающая поведение оптических волн, участвующих в процессе четырехволнового взаимодействия. Рассмотрен случай, когда волны накачки значительно интенсивнее сигнальной и холостой волн и истощаются в процессе распространения. Свойства четырехволнового смешения следуют из рассмотрения системы уравнений, описывающих взаимодействие связанных мод A j , представленной в работе 1. В приближении 2

2

неистощенных

2

накачек

и

их

интенсивностей,

когда

2

А1 , А2 >> А3 , А4 , можно получить мощности сигнальной и холостой волн на выходе световода длиной L :

P3 ( L) = P3 (0)[1 + (1 + ℵ 2 / 4 g 2 ) sh 2 ( gL)]

(1)

P4 ( L) = P3 (0)(1 + ℵ2 / 4 g 2 ) sh 2 ( gL)

(2)

Усиление за один проход равно

GA =

(

)

P3 ( L) = 1 + 1 + ℵ2 / 4 g 2 sh 2 ( gL) P3 (0)

(3)

Граничные условия

B3

z =0

= B3 (0),

dB3 dz

= B4∗ (0) = 0

(4)

z =0

∗

Заметим, что условие В4 (0) = 0 означает, что отраженная (встречная) волна

В4∗ ( Z ) на входе волокна не рассматривается. Известно, что наличие примесей в световоде приводит к возрастанию поглощения. Поэтому адекватной математической моделью, учитывающей данный эффект, могут стать выражения, в которых поглощение можно учесть введением в

α А j , где j = 1 или 2 . Т.е. считаем, что волны накачки А1 , А2 2 2 2 2 2 гораздо интенсивнее стоксовой и антистоксовой волн ( А1 , А2 >> А3 , А4 ) и

них слагаемых вида

2

могут (слегка α >> α ) истощаться в процессе взаимодействия. В таком приближении решение для мощности выходного сигнала ( z = L ) будет иметь вид

⎡ ⎛ ⎞ ⎛ ℵ ℵ ⎞ 2 ⎛ ℵα ⎞ 2 ⎟ − ⎜1 − ⎟ sin ⎜⎜ L ⎟⎟ + P3 ( L) = P3 (0) ⋅ ⎢1 + ⎜⎜1 + sh gL ( ) 2 2 ⎟ ⎟ ⎜ g 4 g 4g 4 ⎢⎣ ⎝ ⎝ ⎠ ⎠ ⎝ ⎠

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

+

ℵ ⎛ ℵα ⎞ ⎤ α ⎛ ℵ ⎞ ⎜⎜1 + 2 ⎟⎟ sh(2 gL) + ⎟⎟⎥ exp − 2αz ⎜⎜ 2 L 2g ⎝ 4g ⎠ 2g ⎝ 4 g ⎠⎦

283

(5)

Рис.1. График зависимости мощности выходного сигнала P от длины волокна z: 1 – при α ≠ 0 ; 2 – при α = 0

Наличие в показателе экспоненты слагаемого, пропорционального ( − α z ), отражает факт убывания амплитуды. При α = 0 выражение (5) (ему соответствует кривая 1 на рис.1) переходит в (1), которому соответствует кривая 2 на рис.1. Кривая 1 построена для значения

α = 2 ⋅ 103 м −1 , g ≈ 0,62 , P1 = 60 мВт , P2 = 10 мВт . Из рис.1 очевидно, что затухание в световоде следует учитывать лишь для коротких отрезков волокна, где z принимает значения до 1 м. При длине световода более 10 м кривая 1 практически повторяет кривую 2 и затуханием можно пренебречь. 1. Г.Агравал. Нелинейная волоконная оптика: Пер. с англ. – М.: Мир, 1996.

284

ОПТИКА – 2005

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ В СТАНДАРТНОМ ВОЛОКОННОМ СВЕТОВОДЕ Мильков Ю.А. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Представлены результаты экспериментальных исследований вращения плоскости поляризации оптического излучения в стандартном волоконном световоде при воздействии температуры. Наблюдался эффект скачкообразного поворота плоскости поляризации. Температура является одним из факторов, влияющих на процессы распространения излучения в волоконных световодах (ВС). В анизотропных волоконных световодах азимутальная неоднородность термоупругих напряжений должна приводить к поляризационной анизотропии собственных мод, и, возможно, к снижению анизотропии 1. В условиях маломодового режима распространения оптического излучения по волоконному световоду следует ожидать 2,3 поляризационных явлений, как в случае воздействия магнитного поля . Схема экспериментальной установки приведена на рис. 1. Оптическое излучение от He-Ne лазера 1 с длиной волны 0,6328 мкм мощностью 8 мВт через неподвижный поляризатор 2, фокусирующую линзу 3 вводится в стандартный волоконный световод 4, которой намотан поверх лампы накаливания 6 с одинаковым радиусом витков. Длина волоконного световода на лампе 8 м. Между лампой и ВС проложена фольга для устранения эффекта модуляции излучения, распространяющегося по ВС, светом лампы. Температура на поверхности лампы регулировалась в пределах 10-120˚С путем изменения напряжения источника переменного тока 11 и контролировалась термометром 13.

Рис. 1. Структурная схема экспериментальной установки

В ходе проведения эксперимента при нагревании и последующем остывании волоконного световода по положению анализатора 8 контролировались азимуты осей эллипса поляризации на выходе ВС, а вольтметром 10 – напряжения на выходе ФЭУ 9, которые соответствовали большой и малой осям. Эллипс поляризации характеризовали эллиптичностью β : отношением разности напряжений к их сумме. Преобразователь поляризации 5 позволял менять эллиптичность поляризованного излучения до подачи питания на лампу. Волоконный световод на используемой длине волны излучения работает в маломодовом режиме. На рис. 2 приведен график изменения угла поворота плоскости поляризации при нагревании и остывании ВС, построенные по результатам одного из экспериментов, на рис. 3 – зависимости изменения эллиптичности для этого случая.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

285

Анализ результатов показывает, что при нагревании и остывании волоконного световода вращение плоскости поляризации может быть правосторонним и левосторонним, траектории изменения азимутов осей поляризации не совпадают, исходные азимуты не восстанавливаются.

Рис. 2. Зависимость угла поворота плоскости поляризации от температуры ВС: 1 – нагревание; 2 - остывание

Рис. 3. Зависимость эллиптичности поляризованного излучения от температуры ВС: 1 – нагревание; 2 остывание

Как видно из рис. 2 при остывании ВС имеет место эффект скачкообразного поворота плоскости поляризации. При температуре 115-120 и 35-45 градусов по Цельсию угол поворота соответственно составил 55 и 110 градусов. В соответствии с рис. 3 в обоих случаях скачкообразный поворот плоскости поляризации происходил при изменении направления вращения плоскости поляризации с правостороннего на левостороннее, эллиптичность β излучения в момент скачка составила соответственно 0,45 и 1. По результатам экспериментальных исследований была эмпирически получены формула для определения угла скачкообразного поворота плоскости поляризации ϕ =110 ⋅ β . При этом погрешность не превышает 10 процентов. Температурно-поляризационные свойства волоконных световодов связаны с изменением линейных размеров ВС и разности показателей преломления сердцевины и оболочки, а также структуры защитного покрытия. 1. Грудинин А.Б., и др., Радиотехника, № 9. 64-68, (1998). 2. Мильков Ю.А., Савин Е.З., Оптика-2003, СПб: СпбГУ ИТМО, 367, (2003). 3. Мильков Ю.А., Фундаментальные проблемы оптики, СПб: СПбГУ ИТМО, 266-268, (2004).

286

ОПТИКА – 2005

ЧЕТЫРЁХЛУЧЕРАСЩЕПЛЕНИЕ В ПРИЗМАХ ПОЛНОГО ОТРАЖЕНИЯ ИЗ КРИСТАЛЛОВ ГАЛОГЕНИДОВ РТУТИ Меньшиков П.А., Фалеев Д.С. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. В данной работе произведен расчёт четырёхлучевого отражения в призмах полного внутреннего отражения выполненных из кристаллов галогенидов ртути обладающих высокой анизотропией. Приведены значения углов отражения при угле падения 45°. Явление четырёхлучеотражения заключается в том, что один падающий луч при отражении от наклонной грани внутри кристалла возбудит четыре луча: два обыкновенных и два необыкновенных, идущих в разных направлениях. Это происходит вследствие того, что плоскости главного сечения для падающего и отраженного луча не совпадают1. Для наблюдения этого явления необходимо кристалл вырезать таким образом, чтобы грань кристалла 2, на которую падает луч 1 была расположена под углом 45° к одной из боковых граней 3 (рис.1а) ,а оптическая ось 10 должна быть расположена в плоскости zz, перпендикулярной направлению луча 1, и составлять угол β=45° с основанием призмы (рис. 1б). а)

3

1

Z 2 α α1

9 8

б)

45

9

11

r Е

1 10

β

Z 7

6 5 4

Рис.1. Ход лучей в одноосном кристалле при полном отражении. а – вид на призму сверху, б – вид на входную грань призмы со стороны падающего луча 1. 1 – лазерный луч, 2,3 – грани кристалла; 4-7 – отраженные лучи; 8 – нормаль к поверхности отражения; 9 – входная грань кристалла; α – угол падения; α1– угол отражения; 10 – оптическая ось кристалла, 11 – направление вектора E для падающего лазерного луча 1. β – угол между оптической осью 10 и верхней или нижней гранью призмы

В статье1 был описан эксперимент на призмах выполненных из кристаллов иодата лития, кальцита, парателлурита и кварца и опубликованы его результаты. Кристаллы галогенидов ртути Hg 2Cl 2 , Hg 2 Br2 , Hg 2 I 2 обладают намного большей анизотропией, чем вышеобозначенные кристаллы. Обозначим углы отражения для лучей 4-7 через α1oo , α 1ee , α 1oe , α 1eo . Индексы углов отражения α 1 соответствуют типам взаимодействия лучей в кристалле. Например, для α 1eo первый индекс (e) говорит о том, что луч 1, падающий на наклонную грань призмы, является необыкновенным, второй индекс (o) – отражённый луч – обыкновенный. То есть при взаимодействии e → o и o → e происходит анизотропное отражение лучей от наклонной грани призмы (с поворотом плоскости поляризации при отражении). Во всех случаях угол падения α

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

287

= 45°. Главные значения показателей преломления Hg 2 Cl 2 имеют величины2,3 (при λ = 0,6328 мкм) no= 1.96 и nе = 2.62, nе - no= ∆n = 0,66, для Hg 2 Br2 no = 2,083, nе=2,946, nе - no= ∆n =0,863, для Hg 2 I 2 no =2,383, nе =3,916, nе - no= ∆n =1,533. Для Hg 2 I 2 луч (oe) вообще возникать не будет, так как угол α 1oe будет превышать 90°, а при β<45° так же не будет возникать луч (ee), так как α 1ee будет превышать 90°. В работе1 наглядно представлен график зависимости углов отражения в различных кристаллах при угле падения луча α = 45°. Построим такие же зависимости для рассматриваемых нами кристаллов галогенидов ртути и для сравнения на нём же приведем значения углов для кальцита рассчитанные в работе1. 4

3

2

а) 4

3

2

б) 4

3

2

1

в)

1

2 3

4

г)

0

10

20

30

40

50

60

70

80

90

α1,град

Рис.3. Значения углов отражения α 1 для четырёх кристаллов а - Hg 2 I 2 , б - Hg 2 Br2 , в - Hg 2 Cl 2 , г - CaCO3 . α=45°.Типы взаимодействий: 1 – eo, 2 – ee, 3 – oo, 4 – oe. Точки на рисунке соответствуют лучам вышедшим из призмы

Данные кристаллы могут быть использованы для изготовления элементов оптических компьютеров и для изготовления поляризационных призм. 1. Л.В. Алексеева, Б.И. Кидяров, П.Г.Пасько, И.В. Повх, В.И.Строганов. Четырёхлучевое расщепление в оптических кристаллах//Оптический журнал.2002.Т.69,№6.С. 79-81. 2. К.Г. Карась. Расщепление световых лучей в оптических кристаллах. Диссертация на соискание учёной степени кандидата физико-математических наук. –Хабаровск: ДВГУПС, 2004.-С. 34-35. 3. Карась К.Г., Фалеев Д.С. Аномально высокое четырехлучеотражение в кристаллах каломели (Hg2Cl2). // Сборник трудов III международной конференции «Оптика – 2003». СПб. – 2003, ИТМО,– С.377.

288

ОПТИКА – 2005

ВЛИЯНИЕ ПАРАМЕТРОВ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ФОТОСТИМУЛИРОВАННУЮ ПРОСТРАНСТВЕННУЮ ПЕРЕСТРОЙКУ МОЛЕКУЛЯРНЫХ СЛОЁВ Герасимова С.И., Разумова Т.К.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *ГУП ВНЦ ГОИ им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, Россия. Исследован процесс фотостимулированной перестройки пространственной ориентации молекулярных компонентов слоёв полиметиновых красителей под действием резонансного лазерного излучения. Изучено влияние энергетических и кинетических параметров излучения на скорость изменения и предельно достижимые величины углов ориентации компонентов. Исследован механизм фотостимулированной перестройки ориентации компонентов молекулярного слоя 1. Изучены молекулярные слои полиметиновых красителей на стеклянных подложках, содержащие два мономера (all-trans- и cisстереоизомеры), димер и J-агрегат. В таких слоях возможны два типа пространственной ориентации, отличающиеся углами (θi) между перпендикуляром к поверхности подложки и дипольными моментами оптических переходов во всех молекулярных компонентах 2. Резонансное лазерное возбуждение all-transмономеров приводит к необратимому изменению углов θi всех молекулярных компонентов слоя, к преобразованию слоя одного типа в другой и к изменению абсолютных и относительных концентраций компонентов.

Рис. 1. Зависимость угла ориентации alltrans-мономера θ1 от суммарной плотности энергии ES при моноимпульсном режиме облучения с разной энергией в одиночном импульсе E: (1) E=19 мДж/см2, (2) E=42 мДж/см2

Рис. 2. Зависимость угла ориентации alltrans-мономера от режима облучения: (1) режим свободной генерации, Е=4.1 мДж/см2, (2) цуг из шести гигантских импульсов, Е=13 мДж/см2

Для определения механизма переориентации и предельных изменений углов θi исследовано влияние режима генерации лазерного излучения (моноимпульсный режим, цуг гигантских импульсов, свободная генерация). Показано, что величина θi зависит от суммарной энергии оптического возбуждения (ES). Эта зависимость имеет насыщающийся характер. На рис. 1 и 2 представлены результаты

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

289

исследования изменения угла ориентации all-trans-изомера (θ1). По мере накопления энергии величины углов θ1 сначала растут, а затем достигают предельного значения θ1S, не меняющегося при дальнейшем облучении. При моноимпульсном возбуждении величины углов ориентации в области насыщения (θ1S), скорость выхода значений θ1 на насыщение и величины ES, соответствующие достижению θ1S, зависят от плотности энергии излучения в одиночном импульсе (E). С увеличением E предельный угол θ1S растет, при этом увеличивается скорость выхода на полку и падает величина Es, необходимая для достижения θ1S (рис.1). При облучении слоя в режиме свободной генерации (~25 импульсов в цуге со средней энергией импульса Е=4.1 мДж/см2), скорость выхода угла θ1 на полку заметно снижается. При этом падает величина угла насыщения θ1S и увеличивается значение суммарной энергии ES, необходимой для достижения насыщения (рис.2). В то же время, возбуждение образца цугом из 6 гигантских импульсов (Е=13 мДж/см2) приводит к значениям θ1S, заметно превышающим величины этого угла для моноимпульсного возбуждения с Е=19 мДж/см2. При этом величины ES отличаются незначительно. Можно предположить, что это отличие связано с разной длительностью одиночных импульсов, генерируемых лазером в разных режимах, и с разными интервалами между ними. Предложена модель пространственной перестройки компонентов слоя, удовлетворительно описывающая экспериментальные закономерности как термо-, так и фотопереориентации. Модель включает этапы фотои термостереоизомеризации в возбужденном и основном состояниях компонента, поглотившего лазерное излучение, и последующей перестройки его окружения. Определены энергии активации и частотные факторы для всех этапов перестройки. Как перестройка пространственной ориентации компонентов, так и изменения их концентрации приводят к существенному изменению оптической плотности и спектра поглощения молекулярного слоя (особенно для случая косого падения линейно поляризованного зондирующего пучка). Такие процессы могут быть использованы для оптической записи и считывания долговременной информации. 1. Z. Sekkat, G. Kleideiter, W. Knoll, J. Opt. Soc. Am. B, 18, №12, 1854-1857, (2001). 2. Е.Н. Калитеевская, В.П. Крутякова, Т.К. Разумова, Опт. и спектр., 97, №6, 955-963, (2004).

290

ОПТИКА – 2005

ПРОЯВЛЕНИЕ ГИДРАТАЦИИ НЕОРГАНИЧЕСКИХ СОЛЕЙ В ФОРМЕ ПОЛОС СПЕКТРА КОМБИНАЦИОННОГО РАССЕЯНИЯ ВОДЫ Буриков С.А., Доленко Т.А., Фадеев В.В. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Физический факультет, Москва, Россия. Большая информация о взаимодействиях между молекулами воды содержится в ее спектроскопических характеристиках, в частности, спектрах спонтанного комбинационного рассеяния воды. В данной работе приведены результаты исследования влияния галогенидов щелочных металлов на спектр комбинационного рассеяния воды. Попытки объяснить особенности спектра комбинационного рассеяния (КР) жидкой воды, его зависимости от различных параметров водной среды предпринимались неоднократно. Установление его природы и механизмов формирования даст полезную информацию для изучения структуры воды. Однако до сих пор не установлено единой модели колебательных процессов в системе связанных молекул жидкой воды. Одним из методов исследования структурных особенностей воды является изучение поведения спектров КР воды под влиянием различных факторов, например, температуры, при добавлении в нее неорганических и органических примесей. Чрезвычайно актуальным является изучение влияния указанных факторов не только на валентную полосу, но и на другие полосы спектра КР воды: трансляционную, либрационную и деформационную. Это связано с необходимостью одновременного исследования воздействия ионов на меж- и внутримолекулярные колебания молекул воды. В данной работе приведены результаты исследования влияния ряда галогенидов щелочных металлов на спектр КР воды 20…4000 см-1 во всем диапазоне растворимости солей. Обнаружено, что катионы практически не влияют на валентную полосу КР воды, но оказывают существенное влияние на низкочастотную область спектра. Анионы же влияют на все полосы спектра КР воды. Установлено, что степень влияния анионов и катионов на полосы спектра КР воды соответствует ряду Хофмейстера. Воздействие ионов на меж- и внутримолекулярные колебания молекул воды объясняются в работе с точки зрения теории гидратации.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

291

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ КОВАЛЕНТНОСТИ НА ОСНОВЕ АНАЛИЗА ШТАРКОВСКОЙ СТРУКТУРЫ МУЛЬТИПЛЕТОВ ИОНА Tm3+ В LiYF4 Фомичева Л.А., Корниенко А.А.*, Дунина Е.Б.* Институт технической акустики, Витебск, Беларусь *Витебский государственный технологический университет, Витебск, Беларусь. Выполнено описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4. Определены параметры четного и нечетного кристаллического поля, а также параметры ковалентности. В данной работе выполнено описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4 в приближении промежуточного конфигурационного взаимодействия и определены параметры ковалентности и параметры четного и нечетного кристаллического поля. Затем, определенные таким образом параметры ковалентности и параметры нечетного кристаллического поля, применены для расчета параметров интенсивности. Для учета влияния межконфигурационного взаимодействия на штарковское расщепление мультиплетов воспользуемся следующим гамильтонианом 2

H CF = ∑ E γJ γ[ LS ] JM γ LS JM

+

γ[ LS ] JM +

∑ ∑ [B kq + (E γJ + E γ ′J ′ − 2 E 0f )G~ q ]C kq k

k = 2,4,6 q

,

(1)

14 4 4 4 42 4 4 4 44 3 ~k Bq

~ k дает возбужденная конфигурация типа Определяющий вклад в параметры G q N −1 4f 5d и конфигурации с переносом заряда1. Величину вклада возбужденной конфигурации 4 f N −1 5d можно оценить по формуле

~k G q (d ) = − ⎧ p' ×⎨ ⎩f

2k + 1 2 f Ck f

⎛ p' ⎝ t'

q ∑ ∑ (−1) ⎜⎜

p ', p" t ',t "

p" t"

k ⎞ ⎟× − q ⎟⎠

p' p" p" k ⎫ Bt ' ( d ) B t " ( d ) p' p" . ⎬ f C d dC f f d⎭ ∆ df ∆ df

(2)

~ k от процессов с переносом Величина наиболее существенных вкладов в G q 1 заряда задается выражением * ~ ~ Gqk (cov) = ∑ J k (b)Cqk (Θb Φ b ) ,

(3)

b

В приближении промежуточного конфигурационного взаимодействия эффективный оператор силы линии межмультиплетных электрических дипольных переходов имеет вид3

292

ОПТИКА – 2005

[

]

2 0 ed k S JJ ' = e ∑ Ω k 1 + 2 Rk ( E γJ + E γ ' J ′ − 2 E f ) γ[ LS ] J U γ ′[ L ' S ' ] J ′ 3 k 144444244444 ~ Ωk

+ члены

нечетных

2

+ (4)

рангов ,

где k=2,4,6 и

Ωk =

2 1 (1k ) p (1k ) p S ( d ) + S (cov) , ∑ t t (2k + 1)e 2 p ,t

1 Rk = 4∆ df

[

(5)

]

∑ S t(1k ) p (d )(S t(1k ) p (d ) + S t(1k ) p (cov)) + Э.С. p ,t

*

∑ p, t

S t(1k ) p (d )

+

2 S t(1k ) p (cov)

,

(6)

Выполненные расчеты показали, что применение гамильтониана кристаллического поля в приближении промежуточного по силе межконфигурационного взаимодействия (1) позволило улучшить описание штарковской структуры мультиплетов иона Tm3+ в LiYF4 и уменьшить среднеквадратичное отклонение теоретических данных от экспериментальных. Результаты расчетов позволяют также сделать вывод, что корреляция между интенсивностями электрических дипольных переходов и тонкими деталями штарковской структуры мультиплетов редкоземельных ионов действительно существует и количественно достаточно адекватно воспроизводится формулами (1)– (3). 1. А.А.Корниенко, А.А.Каминский, Е.Б.Дунина. ЖЭТФ 116, 6, 2087 (1999) 2. А.А.Корниенко, Е.Б.Дунина. Письма в ЖЭТФ. 59, 6, 385 (1994). 3. A.A.Kornienko, A.A.Kaminskii, E.B.Dunina. Phys. Stat. Sol. (b) 157, 1, 267 (1990).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

293

ОСОБЕННОСТИ ЗАМЕДЛЕННОЙ ФЛУОРЕСЦЕНЦИИ И ФОСФОРЕСЦЕНЦИИ АКРИФЛАВИНА В МАТРИЦЕ ПОЛИВИНИЛОВОГО СПИРТА В УСЛОВИЯХ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОГО S-S ПЕРЕНОСА ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ Капуцкая И.А. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Теоретически и экспериментально изучено влияние безызлучательного SS индуктивно-резонансного переноса энергии электронного возбуждения на спектрально-кинетические характеристики замедленной флуоресценции и фосфоресценции твердых растворов органических красителей в условиях неоднородного уширения электронных уровней энергии. В настоящее время много внимания уделяется исследованию безызлучательного индуктивно-резонансного переноса энергии электронного возбуждения (ПЭ) в растворах сложных органических молекул. Известно, что флуктуации энергии диполь-дипольного взаимодействия хромофоров и молекул растворителя обуславливают спектральную неоднородность химически идентичных хромофоров (неоднородное уширение электронных уровней энергии). Это проявляется, в частности, в сдвиге мгновенных спектров флуоресценции концентрированных растворов в низкочастотную область по мере затухания флуоресценции из-за преимущественной направленности ПЭ с более высокочастотных центров на низкочастотные. В фотофизических процессах с участием триплетных состояний молекул спектральные проявления межмолекулярных взаимодействий могут иметь гораздо более сложный характер, чем для флуоресценции. При этом основной трудностью для изучения влияния ПЭ на люминесценцию растворов красителей является отсутствие взаимно однозначного соответствия между сдвигами частот, обусловленными диполь-дипольными взаимодействиями с растворителем, для S1–S0и T1–S0-переходов. В данной работе при построении теоретической модели, позволяющей рассчитывать параметры замедленной флуоресценции и фосфоресценции исследуемых растворов, учитывалось, что каждая молекула характеризуется своими значениями сдвигов частот для S1–S0- ( ∆ν S ) и T1–S0-переходов ( ∆νT ) относительно их величин в вакууме. Значения величин ∆ν S и ∆νT подчиняются гауссовому распределению, а для их связи использовалось следующее соотношение, полученное в работе 1: < ∆νT >= c1 ⋅ ∆ν S + c2 , (1)

где < ∆νT > – среднее значение ∆νT при условии ∆ν S = const, c1 и c2 – некоторые константы, зависящие от взаимного расположения дипольных моментов молекул красителя в S1-, S0- и T1-состояниях. В модели учитывалось, что константы скоростей безызлучательных переходов S1→T1 ( k g ), T1→S0 ( km ) и S1←T1 ( k e ), влияющие на квантовые выходы и на времена затухания замедленной флуоресценции и фосфоресценции, однозначно

294

ОПТИКА – 2005

определяются величинами энергетических зазоров между соответствующими электронными уровнями. Для каждой молекулы эти константы рассчитывались следующим образом:

∆U S1 −T1 (T1 − S 0 ) ⎫ ke ⎧ ⎧ ∆U S1 −T1 ⎫ k g ( m ) = k g0 ( m ) ⋅ exp⎨− α g ( m ) (2) = exp⎨− ⎬, ⎬, kT k kT g ⎩ ⎭ ⎩ ⎭ где α g (m ) – некоторые константы, k – постоянная Больцмана, T – температура. Расчет констант скорости S-S ПЭ для каждой пары молекул проводился с учетом взаимной ориентации их дипольных моментов переходов S1→S0 (для донора) и S0→S1 (для акцептора) и интеграла перекрытия спектров испускания донора и поглощения акцептора. Интегрирование по ансамблю молекул осуществлялось методом Монте-Карло. Результаты численного моделирования показывают, что S-S ПЭ приводит к сдвигу спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции в более низкочастотную область, относительно соответствующих спектров растворов с низкой концентрацией красителя. Изменение частоты возбуждающего излучения сопровождается меньшим смещением центров тяжести спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции в случае концентрированных растворов. Таким образом, на основании расчетов можно утверждать, что наличие S-S ПЭ между молекулами приводит к ослаблению зависимости положения спектров замедленной флуоресценции и фосфоресценции от частоты возбуждающего излучения, обусловленной спектральной неоднородностью хромофоров. С течением времени спектры замедленной флуоресценции и фосфоресценции сдвигаются в высокочастотную область. Это обусловлено большим временем жизни триплетного уровня молекул, у которых частоты 0-0-перехода выше, поскольку для таких молекул константы скоростей безызлучательных переходов, определяемые величинами соответствующих энергетических зазоров, меньше. Вследствие того, что ПЭ происходит преимущественно с центров с большими частотами 0-0-перехода на центры с меньшими частотами, он приводит к тому, что в возбужденном S1-состоянии увеличивается доля низкочастотных центров. Поскольку сдвиги частот ∆ν S и ∆νT связаны соотношением (1), то при этом, в случае акридиновых красителей, в Т1-состоянии соответственно возрастает доля низкочастотных центров, обладающими меньшими временами жизни. В результате время затухания замедленной флуоресценции в концентрированных растворах оказывается меньшим, чем в разбавленных. Таким образом, сокращение времен затухания замедленной флуоресценции, обусловленное ПЭ, носит опосредованный характер и связано с корреляцией направленности ПЭ и гетерогенностью времен жизни триплетных состояний молекул в растворе. Кроме того, время затухания замедленной флуоресценции оказывается ниже, чем время затухания фосфоресценции. Результаты численных расчетов находятся в качественном соответствии с экспериментальными данными, полученными для акрифлавина в пленках поливинилового спирта. 1. С.К. Горбацевич. Спектроскопия межмолекулярных взаимодействий. Нелинейные эффекты // Мн.:БГУ. 2002.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

295

ЛЮМИМЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА И ЛОКАЛЬНОЕ ОКРУЖЕНИЕ ПРИМЕСНЫХ АНИОНОВ НИТРИТА В ЩЕЛОЧНО-ГАЛОИДНЫХ КРИСТАЛЛАХ Коренюк В.В., Сакун В.П. Киевский Национальный Университет им. Тараса Шевченко, Киев, Украина. Рассмотрено влияние локального окружения на люминесцентнокинетические свойства примесных анионов нитрита в щелочногалоидных кристаллах. Молекулярные анионы (МА) нитрита (NO2-) образуют в ионных кристаллах примесные центры с характерными спектроскопическими свойствами. При гелиевых температурах (2-10К) в электронно-колебательных спектрах поглощения и фотолюминесценции, связанных с переходами 1А1↔1В1 внутри указанного МА, проявляется высокоинформативная тонкая структура. Такая структура представляет собой серии узких и интенсивных бесфононных линий (БФЛ) с полуширинами γ=210см-1, которые обусловлены рождением определенного числа квантов внутримолекулярных (локальных) колебаний ν1 и ν2 примесного МА. БФЛ сопровождаются структурными фононными крыльями (ФК), связанными с возбуждением собственных колебаний кристаллической основы. В спектре люминесценции доминирует серия БФЛ-копий основного контура (00-линии) по колебанию ν2. Это позволило установить ряд общих закономерностей, связанных с внутримолекулярными и межмолекулярными взаимодействиями. В частности, изучены тонкие эффекты электрон-фононного и фонон-фононного взаимодействия, особенности либрационно-вращательного движения МА в кристаллической матрице, температурные и концентрационные механизмы уширения оптических полос [1, 2]. Однако во многих кристаллах кроме тонкой структуры в активаторных электронноколебательных спектрах поглощения и излучения наблюдаются полосы, которые характеризуются значительным уширением (диффузные или совсем бесструктурные). В большинстве случаев свойства и происхождение таких полос остаются без внимания. Целью работы является изучение спектральных и кинетических характеристик и установление природы всех компонентов спектра люминесценции 1В1 →1А1 примесных МА NO2- в кристаллах NaCl, KCl, KВr, KJ и CsCl. Основное внимание уделено анализу связи между люминесцентными характеристиками примесного МА и структурой его локального окружения. Рассмотрены результаты исследования временной эволюции спектра затухания люминесценции. Изучено временное поведение параметров структуры такого спектра (частота ν00 чисто электронного перехода, положение максимума и полуширина БФЛ, относительное распределение интегральных интенсивностей БФЛ в вибронной серии, определяющее стоксовы потери на локальное колебание (Рλ) в оптическом центре, а также соотношение между интегральными интенсивностями БФЛ и ФК, определяющее стоксовы потери на кристаллические колебания). ). Показано,что возрастание времени (t), прошедшего после окончания импульса фотовозбуждения сопровождается низкочастотным сдвигом БФЛ. Величина этого сдвига зависит от номера квантового числа, определяющего БФЛ и соответствует закономерному временному уменьшению значений ν00 и ν2. Такие особенности

296

ОПТИКА – 2005

являются проявлением неоднородного уширения тонкой структуры. По данным кинетических измерений оценена величина неоднородного уширения (НУ) вибронной структуры. Установлено, что время затухания люминесценции может отличаться более чем на порядок. При этом относительное изменение силы осциллятора перехода 1 А1→1B1 не превышает 0,5. Таким образом, локальное окружение оказывает существенное влияние на скорость безызлучательный дезактивации нижайшего возбужденного синглетного состояния 1В1. Показано, что рассмотренные активированные кристаллы являются удобными модельными системами для изучения процессов релаксации энергии электронного возбуждения в конденсированных средах. Установлено отсутствие соответствия между величинами квантового выхода люминесценции (η) и энергетического зазора между комбинирующими электронными уровнями 1А1 и 1В1. В то же время наблюдается закономерное увеличение величины η с ростом неоднородного уширения соответствующего спектра. Рассмотрены результаты расчета внутренней структуры бесструктурных полос люминесценции. Допуская, что доминирующий вклад в такой суммарный контур дает вибронная серия копий 00-линии по локальному колебанию ν2, было проведено разделение последнего на серию вибронных компонентов-полос гауссовой формы. Минимизация разницы между теоретическим и экспериментальным контурами осуществлялась вариацией ширины и положения вибронных компонентов, а также величины параметра Рλ. Проведено сопоставление энергетических характеристик центров люминесценции с данными оценки параметров внутренней структуры ядерного остова аниона нитрита. 1. K.K.Rebane, L.A.Rebane, Pure and Appl.Chem., 37, 161 (1974). 2. A. Freiberg, P.Kukk, Chem. Phys., 40, 405 (1979).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

297

ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЙ ДАТЧИК ДЛИНЫ ВОЛНЫ КОГЕРЕНТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Кундикова Н.Д., Лонщакова А.М Вузовско-академический отдел нелинейной оптики ИЭФ УрО РАН и ЮУрГУ,Челябинск, Россия. Исследована возможность использования поляризационных методов для измерения длины волны излучения Высокие темпы развития лазерных технологий в настоящее время вызывают повышение интереса к поляризационным свойствам излучения. Все это приводит к необходимости получения и анализа состояния поляризации излучения. Одним из простейших поляризационных устройств является фазовая пластинка. Главным недостатком такого типа устройств является зависимость от длины волны излучения: Для того, чтобы избавится от этого недостатка были предложены составные системы1-3. Настройка таких систем осуществляется путем изменения их взаимного расположения в пространстве. На практике достаточно легко выделить циркулярное состояние поляризации из прочих, соответствующее фазовому сдвигу системы в четверть длины волны. Зная фазовый сдвиг и определяя угол между осями пластин системы, можно рассчитать неизвестную длину волны излучения. При распространении излучения через плоскопараллельную пластину возникает эффект многократного переотражения от границ раздела сред. Если когерентность источника достаточно высока, образованные при этом парциальные волны будут интерферировать друг с другом4,5. В работе6, с учетом того, что фазовый сдвиг системы и коэффициент амплитудного отношения известны заранее, был рассчитан угол между осями пластин двухкомпонентной системы, при котором она дает четвертьволновой фазовый сдвиг. Проведен анализ процесса распространения когерентного излучения через плоскопараллельную пластину, с учетом интерференции парциальных волн. Рассчитан фазовый сдвиг пластины и амплитудный коэффициент для любой длины волны излучения и установлена её связь с углом настройки системы. Экспериментальные исследования проведены для поляризационной системы, изготовленной из слюды На основе полученных результатов может быть разработан принципиально новый метод измерения длины волны излучения. Работа выполнена при поддержки гранта № ур.01.01.446 программы «Университеты России». 1. I.V. Goltser, M.Ya. Darsht, N.D. Kundikova, B.Ya. Zel’dovich, Opt. Commun. 97, 291–294,(1993). 2. M.Ya. Darsht, I.V. Goltser, N.D. Kundikova., B.Ya. Zel’dovic, Appl. Opt. 34,3658 3661, (1995). 3. И.В. Гольцер, М.Я. Даршт, Б.Я. Зельдович, Н.Д. Кундикова, Л.Ф. Рогачева, Квантовая электроника, 22, 201-204, (1995). 4. D.A. Holmes, J. Opt. Soc. Am., 54. № 9, 1115–1120, (1964). 5. D.Clarke, J. Opt. A: Pure Appl. Opt. 6, 1036–1040, (2004). 6. Э.А. Бибикова, Н.Д. Кундикова, Л.Ф.Рогачева. Известия Челябинского научного центра, 1, 17-21, (2003).

298

ОПТИКА – 2005

АНОМАЛИИ СПЕКТРА ТЕ-ПОЛЯРИТОНОВ АНТИФЕРРОМАГНИТНОГО КРИСТАЛЛА ВО ВНЕШНЕМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ Савченко А.С., Тарасенко С.В. Донецкий физико-технический институт НАН Украины, Донецк, Украина. Определены необходимые условия, при которых в перпендикулярном легкой оси постоянном внешнем электрическом поле E квадратичное магнитооптическое взаимодействие приводит к формированию ряда аномалий в спектре поверхностных магнитных TЕ-поляритонов, распространяющихся вдоль поверхности негиротропного магнетика» На сегодняшний день одной из актуальных задач физики композитных материалов является анализ условий распространения электромагнитных волн в структурах, сочетающих в себе как магнитные, так и сегнетоэлектрические компоненты. Ключом к решению этой задачи является анализ влияния внешнего постоянного электрического поля на динамику электромагнитных возбуждений, бегущих вдоль границы раздела негиротропной магнитной и немагнитной сред. В данной работе на основе анализа спектра полуограниченного легкоосного тетрагонального антиферромагнетика, находящегося во внешнем электрическом поле E коллинеарном нормали к границе раздела сред и легкой осью, лежащей в плоскости раздела, при учете квадратичного магнитооптического взаимодействия, в частности, показано, что 1) на границе раздела "антиферромагнетик - вакуум" имеет место формирование поверхностных магнитных поляритонов только TЕ- типа. При этом число ветвей в спектре данного типа поверхностных возбуждений зависит от относительной ориентации внешнего электрического поля E и нормали к границе раздел сред n и может изменяться от нуля до двух. 2) характер дисперсионной кривой рассматриваемого типа поверхностных магнитных поляритонов также существенно зависит и от величины приложенного электрического поля. В частности, с ростом величины электрического поля на дисперсионной кривой поверхностного TE- поляритона может появиться коротковолновая точка окончания спектра (т.е. поверхностный поляритон первого типа может трансформироваться в виртуальный поверхностный поляритон).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

299

СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ДОКАЗАТЕЛЬСТВО ИЗМЕНЕНИЯ ГЕОМЕТРИИ МОЛЕКУЛЫ ПРИ ОБРАЗОВАНИИ TICTСОСТОЯНИЯ Загорская С. А., Буренкова Т. А. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Методами стационарной спектроскопии и лазерной спектроскопии высокого временного разрешения исследованы поляризационные спектры флуоресценции соединений, содержащие электродонорные группы, и определены времена вращательной релаксации молекул. Показано, что при образовании TICT-состояния происходит изменение геометрии молекулы. Для ряда органических соединений1-2, молекулы которых содержат электронодонорные группы, в полярных растворителях в спектре флуоресценции наблюдается появление второй полосы, батохромно смещенной относительно положения спектра в неполярных растворителях. Двухполосная флуоресценция нашла свою интерпретацию в рамках модели TICT-состояния, согласно которой в полярных растворителях происходит разворот донорной и акцепторной частей молекулы в положение, близкое к ортогональному, с последующей стабилизацией данного состояния3-4. Изменение геометрии молекулы при образовании состояния с внутримолекулярным переносом заряда должно привести к качественному изменению хода спектральной зависимости степени поляризации флуоресценции по полосе испускания. В качестве объектов исследования были выбраны растворы арилоксадиазолов (POPDP-DMA), молекулы которых обладают малыми длительностями флуоресценции, что позволяло исследовать анизотропию их излучения в растворах при комнатной температуре (рис.1).

Рис. 1. Раствор POPDP-DMA в этиловом спирте при комнатной температуре: 1 - спектр флуоресценции; 2 - длительность флуоресценции; 3 - зависимость степени поляризации от длины волны регистрации, λвозб=350нм

300

ОПТИКА – 2005

В спиртах степень поляризации флуоресценции арилоксадиазолов имела более высокие значения в области коротковолновой полосы, чем в области полосы, за которую ответственен переход с внутримолекулярным переносом заряда. В маловязких растворителях на значение степени поляризации существенное влияние оказывают два фактора: время жизни флуоресцирующих молекул в возбужденном состоянии и величина объемов флуоресцирующих центров. Исследование длительности флуоресценции показало, что характерные значения в области длинноволновой полосы равны 0,9-1,0 нс, тогда как в области коротковолновой полосы время жизни молекул в возбужденном состоянии существенно больше – 1,5 –1,6 нс. Анализ кривых затухания анизотропии флуоресценции при возбуждении раствора лазерными импульсами пикосекундной длительности позволил оценить времена вращательной релаксации флуоресцирующих центров. Характерные времена вращательной релаксации для коротковолновой полосы меньше (260-280 пс), чем для области длинноволновой полосы (360-400 пс). Увеличение времени вращательной релаксации обусловлено ростом объемов флуоресцирующих центров, формирующих полосу внутримолекулярного переноса заряда, вследствие увеличения дипольного момента молекулы при развороте электронодонорных групп в ортогональное положение по отношению к плоскости молекулы. Уменьшение длительности свечения и возрастание объемов флуоресцирующих центров должны привести к увеличению степени поляризации. Наблюдаемая на опыте деполяризация флуоресценции в области длинноволновой полосы может быть объяснена только изменением геометрии молекулы, что приведет к отличию ориентации дипольных моментов электронных переходов, ответственных за поглощение и излучение, и, как следствие, к деполяризации свечения в области длинноволновой полосы. 1. W. Weigel, W. Rettig, J. Phys. Chem. A, 107, №31, 5941-5947, (2003). 2. O. S. Khalil, J. L. Meeks, S. P. McGlynn, Chem. Phys. Letters, 39, №3, 457-461, (1976). 3. K. Rotkiewicz, K. H. Grellmann, Z. R. Grabowski, Chem. Phys. Letters, 19, №3, 315-317, (1973). 4. А. П. Клищенко, М. А. Сенюк, С. А. Тихомиров, Г. Б. Толсторожев, Опт. и спектр., 83, №4, 664-668, (1997).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

301

ПРИМЕНЕНИЕ МЕТОДОВ ЛЮМИНЕСЦЕНТНОСПЕКТРАЛЬНОГО АНАЛИЗА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ОСОБЕННОСТЕЙ СВЯЗЫВАНИЯ ФЛУОРЕСЦЕНТНОГО ЗОНДА ЭОЗИНА С СЫВОРОТОЧНЫМ АЛЬБУМИНОМ ЧЕЛОВЕКА Землянский А.Ю., Власова И.М. Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Зарегистрирована зависимость флуоресценции эозина при его связывании с сывороточным альбумином человека от pH раствора. Показана возможность использования эозина для концентрационных оценок содержания белков в растворах. В данной работе представлены результаты исследований особенностей связывания флуоресцентного зонда эозина с сывороточным альбумином плазмы крови человека, полученные с помощью люминесцентно-спектрального анализа. Выбор сывороточного альбумина человека в качестве объекта исследований объясняется важной ролью этого белка в плазме крови человека, определяемой широким разнообразием функций этого белка: обеспечение коллоидноосмотического давления крови, регуляция pH крови благодаря наличию буферных свойств, выполнение транспортных функций по переносу жирных кислот, солей желчных кислот, лекарственных препаратов, минеральных веществ, гормонов. Исследование механизмов связывания эозина с сывороточным альбумином человека носит важный прикладной медицинский аспект. Эозин представляет собой органический краситель, относящийся к флюоран-ксантоловым соединениям. Этот краситель широко используется в медицинской практике при окрашивании мазков крови в гематологических клинических исследованиях. В ходе исследований были изучены зависимости флуоресценции (λвозб = 490 нм, λфл = 560 нм) эозина при его связывании с молекулами сывороточного альбумина человека от концентрации альбумина и от величины pH буферных растворов белка. Измерения проводились на спектрометре LS 55 (Perkin Elmer). Интенсивность флуоресценции эозина сильно возрастает при его связывании с молекулами белка. Как показано на рис. 1, интенсивность флуоресценции эозина при его связывании с молекулами сывороточного альбумина зависит от величины pH буферных растворов белка. Наименьшее значение интенсивности флуоресценции эозина имеет место при pH 5,0 раствора. Это объясняется тем, что данное значение pH раствора лежит вблизи изоэлектрической точки альбумина, т.е. при этом значении pH молекулы альбумина в целом электрически нейтральны, и эозин, как зонд, обладающий дипольным моментом, слабо связывается с молекулами альбумина при этом значении pH. По мере удаления pH раствора от изоэлектрической точки белка (как в сторону увеличения pH, так и в сторону уменьшения pH) степень связывания эозина с альбумином увеличивается, и интенсивность флуоресценции эозина возрастает. Чем больше значение pH раствора удалено от изоэлектрической точки альбумина, тем лучше связывается эозин с молекулами альбумина, и тем больше интенсивность его флуоресценции. Данное явление следует объяснять полярным дипольным поведением молекул эозина. При значениях pH, меньших изоэлектрической точки белка, молекулы альбумина в целом заряжены положительно, и эозин связывается с белком своими отрицательно

302

ОПТИКА – 2005

заряженными группами. При значениях pH, больших изоэлектрической точки белка, молекулы альбумина в целом заряжены отрицательно, и эозин связывается с белком своими положительно заряженными группами.

Рис. 1. Зависимость максимума интенсивности флуоресценции эозина (30 мкМ) при его связывании с сывороточным альбумином человека от значения pH буферного раствора для различных концентраций альбумина: 1 мг/мл альбумина (кривая 1), 3 мг/мл альбумина (кривая 2), 6 мг/мл альбумина (кривая 3), 10 мг/мл альбумина (кривая 4)

Как представлено на рис. 1, интенсивность флуоресценции эозина при его связывании с сывороточным альбумином человека зависит от концентрации белка. При увеличении концентрации сывороточного альбумина интенсивность флуоресценции связавшегося с ним эозина возрастает, что говорит о возможности использования эозина для количественных концентрационных оценок содержания белков в растворах. Представленные результаты исследований связывания эозина с сывороточным альбумином человека интересны не только с точки зрения развития оптико-спектральных методов изучения макромолекулярных систем, но и важны с точки зрения прикладных биологических и медицинских проблем.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

303

ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРЫ ЧАСТИЦ В МОДИФИЦИРОВАННОМ МЕТОДЕ ПАРОФАЗНОГО ПОЛУЧЕНИЯ SiO2-GeO2 СТЕКЛА Злобин П.А., Буреев С.В.*, Ероньян М.А.*, Колобкова Е.В., Страхов В.И., Цибиногина М.А.** C-ПбГТИ (ТУ), Санкт-Петербург, Россия, * ФГУП ВНЦ «ГОИ им. С.И. Вавилова», Санкт-Петербург, Россия, ** ОАО ПНППК, Пермь, Россия. ИК спектры порошков, образующихся в MCVD процессе получения германосиликатного стекла, свидетельствуют о том, что осаждаемые частицы являются чистыми оксидами, а не раствором. Опубликованные термодинамические методы, описывающие процесс получения германосиликатных стекол модифицированным методом газофазного осаждения, основываются на предположении осаждения частиц в виде идеального раствора оксидов германия и кремния. В настоящей работе методом рентгеноструктурного анализа и ИК спектрометрии исследовалась структура, образующихся в этом процессе частиц. По данным ИК спектроскопии следует, что осаждаемые порошки представляют собой смесь чистых оксидов, а не раствор. Спектр, полученный для порошков при совместном окислении GeCl4 и SiCl4, представляет собой суперпозицию ИК спектров для чистых компонентов GeО2 и SiО2 (рис.1). На рентгенограммах всех порошков отсутствуют пики, свидетельствующие о наличии упорядоченной структуры чистых окислов или их раствора. Термодинамические расчеты составов, основанные на предположении осаждения частиц в виде чистых оксидов GeО2 и SiО2, лучше согласуются с экспериментальными данными, чем в случае предположения осаждения частиц в виде идеального раствора.

Рис.1. ИК спектры порошков, полученных при окислении чистых хлоридов и их смеси

304

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ СИНГЛЕТНОГО КИСЛОРОДА В ПОРИСТОМ КРЕМНИИ МЕТОДОМ ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ Рябчиков Ю.В., Воронцов А.С., Белогорохов И.А., Осминкина Л.А, Тимошенко В.Ю., Кашкаров П.К. Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. В настоящей работе методом фотолюминесценции исследован процесс генерации молекул синглетного кислорода в микропористом кремнии. Получена зависимость функции гашения фотолюминесценции пористого кремния от давления молекул кислорода. Максимальная величина гашения фотолюминесценции наблюдается на длине волны 760 нм, что соответствует энергии 1.63 эВ (разница энергий между основным и возбужденным состояниями молекул кислорода). В последнее время, все больший интерес уделяется изучению процесса генерации синглетного кислорода. Это может быть полезно, как в области фундаментальной физики: исследование процесса передачи энергии от пористого кремния (ПК) молекулярным системам, так и в прикладной области: для терапии раковых клеток. В данной работе для генерации молекул синглетного кислорода использовался ПК, а исследование проводилось с помощью метода фотолюминесценции (ФЛ). ПК получался стандартным способом электрохимического травления пластин монокристаллического кремния p-типа с ориентацией (100) и удельным сопротивлением 12 Ом·см в электролите HF:C2H5OH=1:1. Плотность тока составляла 60 мА/см2, а время травления 1 час.

Рис. 1. Спектр ФЛ ПК: 1 – свежеприготовленный образец в вакууме 10-3 Торр, 2 – в атмосфере кислорода при давлении 760 Торр, 3 – последующее вакуумирование образца. На вставке приведена спектральная функция гашения ФЛ ПК для давления кислорода 760 Торр

Рис. 2. Зависимость функции гашения ФЛ ПК от давления в атмосфере кислорода, на длине волны 760 нм

Характерные спектры ФЛ ПК в вакууме и атмосфере кислорода представлены на рисунке 1. Они представляет собой широкую полосу с максимумом в районе 680 нм. Согласно литературным данным 1 ФЛ ПК представляет собой излучательную рекомбинацию экситонов в распределенных по размерам нанокристаллах кремния, а

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

305

величина каждого вклада определяется соотношением вероятностей излучательной и безызлучательной рекомбинации в данном нанокристалле. Возможность существования экситонов при комнатной температуре в подобных системах обусловлена высокими энергиями связи 2. Из рисунка видно, что интенсивность спектра ФЛ в атмосфере кислорода, гораздо ниже, чем в вакууме. На вставке к рисунку 1 приведена спектральная зависимость функции гашения ФЛ ПК, полученная путем деления спектра образца в вакууме на спектр в атмосфере кислорода. Как видно из вставки, максимальная величина гашения соответствует длине волны 760 нм, т.е. энергии 1.63 эВ. Данная величина является разницей энергий между основным и возбужденным состояниями молекул кислорода3. На рисунке 2 представлена зависимость функции гашения ФЛ ПК от давления молекул кислорода на длине волны 760 нм. Отметим, что при давлении кислорода <50 Торр интенсивность сигнала ФЛ исследуемого образца (Iox) выше, чем интенсивность сигнала при последующем вакуумировании (Ivac). Это связано с тем, что при адсорбции меньших количеств молекул кислорода происходит пассивация дефектов, которые являются безызлучательными центрами рекомбинации экситонов. При давлении 50 Торр происходит пассивация всех дефектов, а при больших давлениях происходит процесс передачи энергии от ПК к молекулам кислорода и Iox < Ivac. Кроме спектров ФЛ, проводилось исследование кинетик ФЛ ПК, т.е. зависимость спада интенсивности сигнала ФЛ от времени. Были получены времена жизни люминесценции экситонов в ПК: на воздухе (60 мкс) и в атмосфере кислорода при давлении 760 Торр (40 мкс). Уменьшение времени жизни экситонов в ПК находящемся в атмосфере кислорода, по сравнению с ПК, находящимся в вакууме, также свидетельствует об эффективной передаче энергии от экситонов к молекулам кислорода. 1. П.К. Кашкаров, Б.В. Каменев, Е.А. Константинова, А.И. Ефимова, А.В. Павликов, В.Ю. Тимошенко, УФН, 168, 577, (1998). 2. М.Г. Лисаченко, В.Ю. Тимошенко, Вестник Московского университета. Серия физика, 5, 30, (1999). 3. D. Kovalev, E. Gross, N. Künzner, F. Koch, V. Yu. Timoshenko, M. Fujii, Phys. Rev., 89, 13, (2002).

306

ОПТИКА – 2005

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ФОТОФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ СЛОЖНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ МЕТОДОМ ЛАЗЕРНОЙ ФЛУОРИМЕТРИИ Банишев А.А., Маслов Д.В., Литвинов П.Н. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Исследованы возможности нового подхода в лазерной флуориметрии сложных органических соединений, подхода, в котором одновременно применяются методы нелинейной и кинетической флуориметрии. Одной из основных задач флуориметрии является определение фотофизических параметров (сечение поглощения - σ, время жизни флуоресценции τ и т.д.) атомов и молекул сложных органических соединений, так как такая информация, в дополнение к данным о положении и форме полос флуоресценции, дает наиболее полную информацию о состоянии исследуемого объекта и фотофизических процессах, происходящих в нем. Для определения фотофизических параметров могут быть использованы методы лазерной кинетической и нелинейной флуориметрии 1-3. Последовательное применение этих методов позволяет определять до пяти фотофизических параметров 4. Еще больших возможностей можно ожидать от синтеза кинетической и нелинейной флуориметрий, такой метод был назван “матричным методом” 5, его идея заключается в извлечение фотофизических параметров из массива кинетических кривых, измеренных при разных уровнях возбуждающего флуоресценцию излучения. Полученный массив кривых можно представить в виде матрицы ||Iij(Fi,tdel j)||, где Iij – интенсивность флуоресценции в стробе приемника при задержке tdel j относительно лазерного импульса с плотностью потока фотонов Fi. То есть столбцами матрицы являются кривые насыщения, а строками – кинетические кривые. Методы решения таких многопараметрических обратных задач требуют намного больше вычислительных затрат, чем решение обратной задачи только кинетической или нелинейной флуориметрии, поэтому необходимо применение более “сильных” (по сравнению с обычным вариационным) методов, например, нейросетевых технологий, генетических алгоритмов 5. В работе выполнено численное моделирование прямой и обратной задач кинетической и нелинейной флуориметрий, в результате которого были выявлены основные факторы, влияющие на точность восстановления фотофизических параметров. Показано, что при определении сечения поглощения σ методом нелинейной флуориметрии основную погрешность вносит форма пространственновременного распределения лазерного импульса. Если форма импульса померена с хорошей точностью, то погрешность определения σ составляет 25-30%. При определении же времени жизни флуоресценции τ методом кинетической флуориметрии основную погрешность вносит неопределенность позиционирования “нулевого” строба приемника излучения. Если запозиционировать положение “нулевого” с точностью до ±0,5 нс, то можно достичь точности определения τ 1,5 нс. Экспериментальное исследование возможностей методов производилось на лазерном спектрометре на основе ИАГ:Nd лазера с удвоением частоты излучения (длина волны излучения 532 нм; длительность импульса по полувысоте 10 нс) и стробируемого многоканального анализатора спектра (ширина строба 10 нс; шаг

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

307

перемещения 2,5 нс). Разработана методика позиционирования “нулевого” строба приемника с требуемой точностью. Были получены экспериментальные кинетические кривые и кривые насыщения флуоресценции для водных растворов красителей родамина 6Ж и 6аминофеноленона. Восстановленные значения фотофизических параметров τ и σ родамина 6Ж совпали в пределах погрешности эксперимента с литературными данными. Для красителя 6-аминофеноленона было получено значение параметра τ и, впервые, значение скорости синглет-триплетной конверсии К32=(6±2)×107 с-1. Для водного раствора родамина 6Ж измерены элементы матрицы ||Iij(Fi,tdel j)|| размерностью 5×12, и проанализирована возможность восстановления из нее фотофизических параметров. В дальнейшем планируется применение указанных методов к исследованию более сложных объектов – аминокислот, белков и других природных органических соединений. Определение для них молекулярных фотофизических параметров in situ будет способствовать прогрессу в исследовании фотофизических процессов в этих объектах и влияния на них условий окружающей среды. Работа выполнена при частичной поддержки РФФИ (грант № 03-02-16628). T.A. Dolenko, E.M. Filippova, 1. V.V. Fadeev, Communications, 166, 25-33, (1999).

V.V. Chubarov.

Optics

2. S.A. Dolenko, T.A. Dolenko, V.V. Fadeev, I.V. Gerdova, M. Kompitsas. Optics Communications, 213, №4-6, 309-324, (2002). 3. В.В. Фадеев. Соросовский образовательный журнал, 6, №12, 104-110, (2000). 4. С.А. Доленко, И.В. Бойчук, Т.А. Доленко, электроника, 31, №9, 834-838, (2001).

В.В. Фадеев.

Квантовая

5. V.V. Fadeev, T.A. Dolenko, D.V. Il’in, P.N. Litvinov, A.A. Meshkantsov. EARSeL eProceedings, 3, №1, 191-196, (2004).

308

ОПТИКА – 2005

ОПТИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ КРОВИ ЧЕЛОВЕКА ПРИ РАЗЛИЧНЫХ КОНЦЕНТРАЦИЯХ РАСТВОРА ГЛЮКОЗЫ, ПОКАЗАТЕЛЯХ ГЕМАТОКРИТА В ВИДИМОМ СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ Горская Н.И. Саратовский государственный университет им. Н.Г. Чернышевского, Саратов, Россия. Управление оптическими параметрами подразумевает изменение рассеивающих или поглощающих свойств оптически неоднородных сред, к которым относятся биологические ткани и кровь. Одно из ведущих мест среди современных физических методов исследования в биологии и медицине занимают оптические методы, в том числе традиционные методы оптической спектроскопии. Представлены спектры пропускания образцов крови с различными показаниями гематокрита, гемоглобина, концентрации глюкозы. Проведены сравнительные исследования и анализы полученных спектров. Одной из основных проблем применения оптических методов в медицине является сильное рассеяние и поглощение оптического излучения различными хромофорами биотканей, важнейшим из которых в исследуемом диапазоне является кровь, обладающая ярко выраженными рассеивающими и поглощающими характеристиками в видимом и ближнем ИК диапазонах. Экспериментальные исследования проводились с помощью установки, состоящей из спектрофотометра CARY 2415, подключенного к персональному компьютеру. Экспериментальная установка представлена на рис. 1. Толщина образцов составляла 100-300 мкм. Спектрофотометр представляет собой двухканальный двойной дифракционный монохроматор со встроенной системой управления и регистрации сигнала. При помощи специальной приставки возможно снимать спектры пропускания и отражения мутных (рассеивающих) образцов. В качестве источника света для диапазона длин волн 340-3152 нм используется галогенная лампа накаливания. Измерения проводились в диапазоне длин волн 350800 нм.

РС

1

2

3

4

5

6

7

8

9

0

enter

образец крови Источник света

CARY2415

фотоприёмник y

Дополнитель ные сменные приставки

Рис.1 Экспериментальная установка

По результатам измерений можно заключить, что в спектрах образцов крови четко выражены три полосы: наиболее интенсивная полоса с максимумом 415-420 нм; две полосы поглощения в желто-зеленой области видимого спектра - полоса с

x

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

309

максимумами при 540-550 нм и менее широкая с более резкими краями полоса с максимумом при 575-580 нм. Между последними двумя полосами поглощения находится минимум при 560-565 нм. Достаточно эффективным методом существенного уменьшения рассеяния является оптическая иммерсия: т.е. согласование показателей преломления рассеивающих центров и базового вещества за счёт введения в исследуемую ткань соответствующих препаратов. Использование водных растворов глюкозы различных концентрации (250 мг/дл, 500 мг/дл, 1000мг/дл) показало значительное уменьшение рассеивающих характеристик крови в видимом диапазоне. При попадании глюкозы в кровь увеличивается показатель преломления эритроцитов, и, как следствие, наблюдается уменьшение коэффициента рассеяния. Выбор глюкозы обусловлен как её биосовместимостью и разрешённостью к клиническому применению. Изменения в спектре пропускания крови незначительны и локализованы в основном в полосах поглощения гемоглобина – 420 нм (полоса Соре), 545, 580 нм (α и β полосы поглощения гемоглобина). При этом наблюдается равномерное снижение коэффициента поглощения с ростом концентрации глюкозы в крови. При диагностике заболеваний с помощью спектров поглощения можно контролировать изменение концентрации гемоглобина (количество эритроцитов), т.е. кровенаполнение, и изменение формы спектров. Такие изменения связаны, в первую очередь, с изменением отношения концентрации оксигенированной и деоксигенированной формы гемоглобина, называемой степенью оксигенации. 1. В.И. Кочубей, Ю.Г. Конюхова, Методы спектральных исследований крови и костного мозга, (2002) 2. Handbook of Optical Biomedical Diagnostics // Eds. Yaroslavsky A.N., Priezzhev A.V., Rodriguez J., Yaroslavsky I.V., Battarbee H., Bellingham, Washington. SPIE Press. PM107. P. 169. 2002. 3. В.Л. Воейков, Успехи физиологических наук,29, №4, 55-71, (1998) 4. А.В. Приезжев, В.В. Тучин, Л.П. Шубочкин, Лазерная диагностика в биологии и медицине, (1989) 5. В.А. Левтов, С.А. Регирер, И.Х. Шадрина, Реология крови, (1982) 6. В.В. Тучин, Лазеры и волоконная оптика в биомедицинских исследованиях, (1998)

310

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ОСОБЕННОСТЕЙ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ФЛУОРЕСЦЕНТНОГО ЗОНДА НИЛЬСКОГО СИНЕГО С СЫВОРОТОЧНЫМ АЛЬБУМИНОМ ЧЕЛОВЕКА МЕТОДАМИ ЛЮМИНЕСЦЕНТНОГО АНАЛИЗА Полянский Д.В., Власова И.М. Московский государственный университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Исследована зависимость флуоресценции нильского синего при его связывании с сывороточным альбумином человека от pH буферного раствора. Показана возможность использования флуоресцентного зонда нильского синего для концентрационных оценок содержания альбумина в плазме крови в медицинских исследованиях. В данной работе представлены результаты исследований особенностей взаимодействия флуоресцентного зонда нильского синего с сывороточным альбумином крови человека, полученные методами люминесцентного анализа. Сывороточный альбумин человека играет важную роль в плазме крови. Во-первых, именно этот белок является основным регулятором коллоидно-осмотического давления плазмы крови. Во-вторых, он осуществляет транспортную функцию, причем, в отличие от большинства других транспортных белков, переносит не только белки и ионы, но и пигменты, гормоны, свободные жирные кислоты, а также поступающие в организм синтетические лекарственные препараты. Кроме того, изменение концентрации этого белка меняет содержание свободных биологически активных веществ в плазме крови. Поэтому определение концентрации альбумина в плазме крови, в том числе и с помощью флуоресцентных зондов, является важным диагностическим показателем в клинической лабораторной практике. Следовательно, исследование механизмов связывания флуоресцентного зонда нильского синего с сывороточным альбумином человека носит важный прикладной медицинский аспект. Нильский синий представляет собой краситель оксазинового ряда, применяемый в гематологических клинических исследованиях. В ходе исследований были изучены зависимости флуоресценции (λвозб = 600 нм, λфл = 660 нм) нильского синего при его связывании с молекулами сывороточного альбумина человека от концентрации альбумина и от величины pH буферных растворов белка. Измерения проводились на спектрометре LS 55 (Perkin Elmer). Интенсивность флуоресценции нильского синего сильно возрастает при его связывании с белковыми молекулами. Как показано на рис. 1 (а), интенсивность флуоресценции нильского синего при его связывании с молекулами сывороточного альбумина зависит от величины pH растворов белка. В области значений pH раствора, меньших изоэлектрической точки сывороточного альбумина (pI 4,7), молекулы нильского синего слабо связываются с молекулами альбумина, поэтому интенсивность флуоресценции нильского синего сравнительно небольшая. При значениях pH раствора, больших pI белка, нильский синий активно связывается с молекулами альбумина, и интенсивность его флуоресценции сильно возрастает. Это объясняется тем, что нильский синий представляет собой положительно заряженный флуоресцентный зонд и, следовательно, он лучше связывается с молекулами сывороточного альбумина человека при тех значениях pH раствора, при которых молекулы белка заряжены отрицательно (при pH>pI). При pH
САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

311

целом заряжены положительно, но какие-то отрицательно заряженные участки на них есть, именно с ними и происходит связывание нильского синего. По мере увеличения pH (от pH 3,0 до pH 8,0) количество отрицательно заряженных участков на белке увеличивается, поэтому степень связывания с ними нильского синего увеличивается, и возрастает интенсивность флуоресценции нильского синего.

Рис. 1. Зависимость максимума интенсивности флуоресценции нильского синего (30 мкМ) при его связывании с сывороточным альбумином человека - (а) от значения pH буферного раствора для различных концентраций альбумина: 1 мг/мл альбумина (кривая 1), 3 мг/мл альбумина (кривая 2), 6 мг/мл альбумина (кривая 3), 10 мг/мл альбумина (кривая 4); (б) от концентрации альбумина для различных значений pH раствора: pH 3,0 (кривая 1), pH 4,0 (кривая 2), pH 5,0 (кривая 3), pH 6,0 (кривая 4), pH 7,0 (кривая 5), pH 8,0 (кривая 6)

Как представлено на рис. 1 (б), интенсивность флуоресценции нильского синего при его связывании с сывороточным альбумином человека зависит от концентрации белка в рамках каждого значения pH. При увеличении концентрации сывороточного альбумина интенсивность флуоресценции связавшегося с ним нильского синего возрастает, что говорит о возможности использования нильского синего для концентрационных оценок содержания белков в растворах.

312

ОПТИКА – 2005

ЛАЗЕРНАЯ ФЛУОРИМЕТРИЯ ГУМУСОВОГО ВЕЩЕСТВА В ВОДЕ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ НЕЙРОСЕТЕВЫХ ТЕХНОЛОГИЙ Волков П.А., Басов А.А. Московский Государственный Университет им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Исследованы возможности прецизионной диагностики гумусового вещества в воде методами лазерной флуориметрии: классификации полос флуоресценции по признакам их положения и формы с помощью алгоритма искусственных нейронных сетей; определение молекулярных фотофизических параметров методами кинетической и нелинейной флуориметрии. Водное гумусовое вещество (ВГВ) является важнейшим природным соединением с интересными химическими и физическими свойствами. Фундаментальное значение его исследования связано с изучением круговорота органического углерода в природе, с генезисом органического вещества в водных средах. Прикладное – с возможностью использования в качестве естественной флуоресцентной метки, присутствующей в любых водах, при изучении процессов смешения различных вод, например, речных и морских. Уже простейшая характеристика – интенсивность флуоресценции, нормированная на рамановское рассеяние – бывает достаточной в некоторых случаях. Но, если использовать признаки, характеризующие форму и положение полосы флуоресценции, то объем информации возрастает. Известно, что ВГВ разного генезиса имеют разный состав и несколько разные форму и положение полосы1. Но до сих пор эта разница трудно поддавалась надежной количественной регистрации. В работе исследуется возможность определения типа ВГВ по признакам, характеризующим его полосу флуоресценции, с использованием искусственных нейронных сетей (ИНС), в частности, классификационных алгоритмов. Еще больший объем информации может быть получен путем измерения молекулярных фотофизических параметров гумусового вещества методами лазерной флуориметрии. Исследованы возможности такого подхода к диагностике ВГВ с использованием нелинейной и кинетической флуориметрии 2,3, а так же их синтеза, приводящего к так называемому матричному методу 4. Задача решалась в рамках одно- и двух- флуорофорной модели формирования флуоресцентного отклика ВГВ на импульсное лазерное излучение. Для этой модели максимальное число фотофизических параметров составляет 11: сечение поглощения, времена жизни возбужденных состояний, скорости интеркомбинационной конверсии, синглет-синглетной аннигиляции, переноса энергии между флуорофорами различного типа, и локальные концентрации флуорофоров в молекулярных комплексах ВГВ. В работе приведены результаты численного моделирования обратных задач для различных вариантов применения указанных выше методов флуориметрии. Приводятся результаты экспериментов с препаратами гумусового вещества различных типов. Измерения проводились на лазерном спектрометре, на основе ИАГ:Nd лазера с умножителями частоты и стробируемого оптического многоканального анализатора.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

313

Использовалось излучение 2-й и 3-й гармоник с длинами волн 355 нм и 266 нм соответственно. Были получены кинетические кривые при разных интенсивностях возбуждающего излучения . На их основе получены матрицы I ij (Ti , I 0 j ) , где I ij и I 0 j - интенсивности флуоресценции и возбуждающего излучения, соответственно, Ti -время задержки строба приемника относительно лазерного импульса. Показано, что при определении сечения поглощения σ методом нелинейной флуориметрии основную погрешность вносит форма пространственно-временного распределения лазерного импульса. Если форма импульса измерена с хорошей точностью, то погрешность определения σ составляет 25-30%. При определении же времени жизни флуоресценции τ методом кинетической флуориметрии основную погрешность вносит неопределенность позиционирования “нулевого” строба приемника излучения. Если установить положение “нулевого” с точностью до ±0,5 нс, то можно достичь точности определения τ 1,5 нс. В результате решения обратных задач получены значения фотофизических параметров в рамках одно- и двух- флуорофорной модели. Эти значения сопоставлены с результатами классификации полос флуоресценции исследуемых препаратов. Выполненные исследования подтвердили перспективность применения развиваемого подхода для прецизионной диагностики ВГВ.

Работа выполнена при частичной поддержке РФФИ (грант № 03-02-16628). 1. Filippova E.M., Fadeev V.V., Chubarov V.V.,Glushkov S.M., Dolenko T.A. Applied Spectroscopy Reviews, 2001, v.36, №1, p.p.87-117. 2. S.A. Dolenko, T.A. Dolenko, V.V. Fadeev, I.V. Gerdova, M. Kompitsas. Optics Communications, 213, №4-6, 309-324, (2002). 3. С.А. Доленко, И.В. Бойчук, Т.А. Доленко, В.В. Фадеев. Квантовая электроника, 31, №9, 834-838, (2001). 4. V.V. Fadeev, T.A. Dolenko, D.V. Il’in, P.N. Litvinov, A.A. Meshkantsov. EARSeL eProceedings, 3, №1, 191-196, (2004).

314

ОПТИКА – 2005

ДИАГНОСТИКА ФИТОПЛАНКТОНА МЕТОДОМ НЕЛИНЕЙНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ФЛУОРИМЕТРИИ Остроумов Е.Е. МГУ им. М.В. Ломоносова, Москва, Россия. Показана возможность диагностики фитопланктона – определения видовой принадлежности, концентрации хлорофилла а и состояния фотосинтетического аппарата, методом нелинейной лазерной флуориметрии. Применение импульсных лазеров открывает новые возможности в диагностике фотосинтезирующих организмов (ФСО). Во многом благодаря применению пико- и фемтосекундной лазерной спектроскопии 1,2 – абсорбционной и флуоресцентной – достигнут большой прогресс в изучении процессов, протекающих на первичных стадиях фотосинтеза. Определены порядки величин многих фотофизических параметров. В данной работе для диагностики ФСО предлагается метод нелинейной лазерной флуориметрии (флуориметрии насыщения), основанный на измерении нелинейной зависимости интенсивности флуоресценции Iфл от интенсивности в импульсе возбуждающего лазерного излучения Iвозб. Из-за высокой локальной концентрации молекул пигментов в хлоропластах ФСО зависимость Iфл(Iвозб) начинает отклоняется от линейной при низких для импульсных лазеров интенсивностях Iвозб≈1 кВт/см2. Этот эффект с одной стороны усложняет процедуру определения концентрации молекул хлорофилла а (Хл а) из интенсивности флуоресценции, а с другой стороны открывает возможность определения молекулярных фотофизических параметров 3, которые могут быть использованы, в частности, как биоиндикаторы состояния водной экосистемы. В данной работе метод нелинейной флуориметрии доведен до стадии практического применения. Показано, что методом нелинейной флуориметрии можно определить ненасыщенный флуоресцентный параметр Ф0, пропорциональный концентрации молекул Хл а, и параметр А=στ2γn0, где σ – сечение возбуждения молекул Хл а, учитывающее как прямое поглощение света этими молекулами, так и перенос энергии на них с молекул вспомогательных пигментов; τ - эффективное время жизни молекул Хл а, учитывающее все процессы дезактивации возбуждения, кроме синглет-синглетной аннигиляции; γn0 – максимальная скорость синглет-синглетной аннигиляции возбужденных состояний молекул Хл а. Исследована зависимость А от факторов окружающей среды и видовой принадлежности водорослей. Работа выполнена при частичной поддержки РФФИ (грант № 03-02-16628). 1. L.B. Rubin, O.V. Braginskaya, M.L. Isakova, N.A. Efremov, V.Z. Paschenko. Journal of Luminescence, v.29, p.399-411, 1984. 2. T. Roelofs, C.-H. Lee, A. Holzwarth. Biophysical Journal, v.61, p.1147-1163, 1992. 3. Д.В. Маслов, В.В. Фадеев, П.Н. Литвинов. Вестник Московского Университета. Серия 3 физика, астрономия, №1, с.34-37, 2002.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

315

ВЛИЯНИЕ ЛЕКТИНА БЛОКИРОВАННОГО ФУКОЗОЙ НА АДИПОЦИТЫ ЧЕЛОВЕКА СКЛОННОГО К ОЖИРЕНИЮ Черкасова О.А. Саратовский государственный университет им. Н.Г. Чернышевского, Саратов, Россия. Настоящая работа посвящена проблеме изучению адипоцитов тучного человека под действием температуры и лектина. Приведены результаты действия блокированного лектина на адипоциты при нагреве и их структурные изменения в динамике. Показано уменьшение клеточного размера и гибель адипоцитов. Целью нашего исследования явилось изучение воздействия температуры и блокированного специфичными агентами бактериального лектина рода Azospirillum на гибель адипоцитов жировой ткани человека. В качестве объекта исследования использовали подкожный жир человека из области брюшной полости и ягодиц пациентов, склонных к ожирению (СКО) в возрасте 32 – 35 лет. Эксперименты выполнялись на свежих жировых клетках человека, полученных в процессе хирургического вмешательства. После извлечения методом аутопсии жировая ткань помещалась в физиологический раствор и промывалась, а затем замораживалась при температуре минус 10ºС. При микроскопическом исследовании выгодно иметь дело с небольшими кусочками ткани толщиной 100 – 300 мкм. Микроскопическое исследование проводилось на 284 клетках в 25 экспериментах. В работе был использован лектин бактерий штамма - Azospirillum brasilense Sp7, полученный из Института микробиологии РАН (г. Москва). Концентрация лектина составляла 10 мкг/мл. Лектин блокировали специфичным агентом, в нашем случае это фукоза, т.к. лектин фукозоспецифичен в соотношении (1:1). Смесь инкубировали при комнатной температуре в течение 30 минут. Тонкие образцы ткани обработанные таким растворам помещали во влажную среду чашки Петри на 30 минут. Затем образцы промывали фосфатно-солевым буфером (PBS). Полученные образцы ткани с жизнеспособными клетками помещали на термостолик, который фиксировался с помощью зажимов на предметном столике микроскопа и микроскопировались. В ходе наблюдений температура в образце поддерживалась постоянной в пределах физиологической гипертермии (43.5±0.5)ºC1. Основным параметром, по которому судили о состоянии жировых клеток, была выбрана площадь клеток. Исследования показали, что лектин блокированный фукозой ускоряет гибель адипоцитов, и клетки погибают за 80±5 мин (рис.1е). Известно, что клетки, обработанные чистым лектином и затем подвергнутые нагреву, гибли за 55±5 мин2-3. Следовательно, специфичность лектина имеет место. В ходе эксперимента выяснилось, что адипоциты изменяли свою овальную форму (рис.1в,г,д). На определенном этапе (50-60 мин нагрева) клетки образуют щюпальцы и в конечном итоге отрываются от самой клетки, образуя везикулы, окруженные мембранной (рис.1в). В районе 75 мин видим (рис.1д), что клетки вновь увеличиваются в размере, скорей всего в этот момент они играют роль фагоцитов. В конце эксперимента клетки все же погибают. В результате исследования были обнаружены следующие физиологические изменения: образование мембранных пузырей без нарушения целостности мембраны; сжатие клетки; образование клеточных телец;

316

ОПТИКА – 2005

фагоцитоз соседними клетками; отмирание одиночных клеток. Таким образом, можно предположить, что наблюдался процесс апоптоза2, т.к. именно ему характерны вышеперечисленные изменения и наблюдаемые клеточные тельца можно назвать апоптозными.

а) до нагрева

б) 5 мин нагрева

в) 58 мин нагрева

г) 72 мин нагрева

д) 76 минут нагрева

е) 82 минуты нагрева

Рис. 1. Гистологический срез жировой ткани тучного человека, предварительно обработанный лектином, блокированным фукозой, и подвергнутым действию температуры

Проведенные исследования показали, что клетки жировой ткани человека СКО предварительно обработанные лектином блокированным фукозой разрушались под действием температуры по механизму апоптоза. 1. Ф.В. Баллюзек, М.Ф. Баллюзек, В.И. Виленский и др. Управляемая гипертермия. С-Пб.: Невский Диалект (2001). 2. О.А. Черкасова О.А. // Современная техника и технологии в медицине, биологии и экологии, Новочеркасск: ЮРГТУ, 4-6, (2003). 3. О.А. Черкасова, Е.Г. Пономарева, В.Е. Никитина // Наука и образование – 2004, 6,131-135, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

317

ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА МОРФОЛОГИЮ АДИПОЦИТОВ Черкасова О.А. Саратовский государственный университет им. Н.Г. Чернышевского, Саратов, Россия. Настоящая работа посвящена проблеме изменения морфологических признаков у адипоцитов человека склонных к ожирению. Исследованы закономерности гибели жировых клеток при воздействии температуры, в диапазоне физиологической гипертермии, на ткани с патологий и без неё. Целью нашего исследования явилось изучение воздействия температуры на деградацию клеток жировой ткани человека. В качестве объекта исследования использовали свежий подкожный жир человека из области брюшной полости и ягодиц пациентов, склонных к ожирению (СКО) (по определению ИМТ – индекс массы тела) и больных сахарном диабетом СКО в возрасте 37 – 40 лет, полученный в процессе хирургического вмешательства. Изучение морфологических изменений жировых клеток под действием температуры проводили в экспериментах in vitro при комнатной температуре. Экспериментальная установка описана в работе1. Микроскопическое исследование проводилось на 100 клетках в 15 экспериментах для каждого вида ткани. Образцы ткани с жизнеспособными клетками помещали на термостолик и микроскопировали. В ходе наблюдений температура в образце поддерживалась постоянной в пределах физиологической гипертермии (43.5 ± 0.5)ºC2. Основными параметрами, по которым судили о состоянии жировых клеток, были выбраны линейные размеры клеток (большой и малый размер, площадь). Данный выбор обусловлен наглядностью и простотой способа наблюдения за изменениями, которые происходят с клетками во время воздействия на них внешнего фактора. В ходе исследования выяснилось, что адипоциты здорового человека СКО при действии температуры погибали за 130±10 мин (рис.1). Известно, что адипоциты практически здорового человека с нормальной массой тела гибли за 65±5 мин. Видно, что время гибели различается на 65±5 мин, т.е. в 2 раза. Это можно объяснить тем, что у людей СКО адипоциты увеличены в размере. Величина жировой клетки может зависеть от функционального состояния центров вегетативной нервной системы, регулирующей аппетит, а также от гормонов. Можно предположить, что клетки тучных людей более прочны в физиологическом плане. Они избирательно подходят к своей гибели и сопротивляются ей по мере своих возможностей. Аналогичная ситуация наблюдается и на жировых клетках человека СКО больного сахарным диабетом. Время гибели составляет 220±20 мин (рис.2), в то время как адипоциты человека больного сахарным диабетом с нормальной массой тела гибнут за 135±5 мин. В этом случае разница в гибели составляет 85±15 мин, т.е. в 1.6 раза. Жировые клетки увеличенного объёма in vitro проявляют относительную инсулиноустойчивость и таким образом они могут способствовать повышению основной и реактивной секреции инсулина так, чтобы возместить относительную инсулиноустойчивость. Устойчивость жировой ткани по отношению к инсулину может быть только частью снижения чувствительности к инсулину разных тканей, которая наступает при ожирении. Таким образом, можно утверждать, что в процессе ожирения устойчивость к инсулину может зависеть от изменений клеточной реактивности к этому гормону. Клеточное потребление глюкозы остается в пропорциональной зависимости от концентрации инсулина в крови. Так как жировая ткань обнаруживает значительную

318

ОПТИКА – 2005

чувствительность к действию инсулина, а инсулин вызывает торможение липолиза, то клеткам требуется больше времени для самоуничтожения. В случае жировой ткани человека с нормальной массой тела при патологии и без неё, разница в гибели адипоцитов составляет 70 минут. Почти такая же разница (65±5 минут) наблюдается и при сравнении жировых клеток здорового человека и человека СКО. При сравнении результатов на адипоцитах человека больного сахарным диабетом и тучного человека заметили, что время гибели совпадают. Разница наблюдается лишь в размере клеток. Отличие во временной характеристики гибели адипоцитов ткани человека больного сахарным диабетом от адипоцитов человека СКО может быть связано с различной чувствительностью мембран этих жировых клеток к нагреву. А также с различной степенью жесткости мембран этих клеток у здоровых и людей с патологией. Отсюда можно сделать вывод, что у тучного человека есть большая вероятность заболеть сахарным диабетом. Таким образом, данный анализ позволит определить и предупредить предрасположенность к сахарному диабету. На образцах ткани человека СКО и человека СКО при патологии, разница во времени гибели жировых клеток составляет 100 мин. Аналогичный результат видим и при сравнении жировой ткани человека при патологии с нормальной массой тела и тучного человека больного сахарным диабетом. 120

размер клетки, мкм

размер клетки, мкм

125 115 110 105 100 95 4 0

0

20

40

60

80

100 120 140

время нагрева, мин

Рис. 1. Динамика гибели адипоцитов человека СКО при нагреве в диапазоне физиологической гипертермии

240 220 200 180 160 140 120 100 80 4 0

0

40

80

120

160

200

время нагрева, мин

240

Рис. 2. Временная зависимость размера жировых клеток человека СКО с патологией при нагреве

Проведенные исследования показали, что клетки жировой ткани человека СКО разрушались под действием температуры, так же как и клетки жировой ткани людей с нормальной массой тела. Существенным различием было то, что адипоциты человека СКО под действием температуры гибли в среднем за 2 часа. Результаты проведенных экспериментов на жировой ткани с патологией совпали с результатами, полученными на жировых клетках человека СКО с той лишь разницей, что время гибели клеток увеличилось с двух до четырех часов. Данные исследования позволяют определить состояние жировой ткани человека с использованием термического воздействия. Предложенная методика позволяет выявить у человека патологию заболевания инсулинзависимого сахарного диабета, а также предупредить предрасположенность к нему. 1. О.А. Черкасова, Г.В. Симоненко, В.В. Тучин // Проблемы оптической физики, 32-38, (2003). 2. Ф.В. Баллюзек, М.Ф. Баллюзек, В.И. Виленский и др. Управляемая гипертермия. С-Пб.: Невский Диалект (2001).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

319

О ВЕРОЯТНОСТИ ИЗЛУЧАТЕЛЬНОЙ ДЕЗАКТИВАЦИИ ТРИПЛЕТНЫХ ВОЗБУЖДЕНИЙ АКЦЕПТОРОВ ЭНЕРГИИ В ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ ПРИ 77К Тищенко А.Б. Ставропольский государственный университет, Ставрополь, Россия. В работе обнаружено и исследовано увеличение константы скорости излучательной дезактивации триплетных молекул аценафтена и нафталина при их сенсибилизированном возбуждении в замороженных растворах толуола. Согласно существующим представлениям о межмолекулярном триплеттриплетном переносе энергии электронного возбуждения в конденсированных средах 1, 2 считается, что взаимодействия между компонентами донорно-акцепторной пары не влияет на константу скорости излучательной дезактивации молекул акцепторов. Однако в работе 3 показана ошибочность этого положения, следующего из квантово-механической теории Ферстера, с точки зрения современной теории безызлучательных переходов. В данной работе приведены результаты экспериментальных исследований показывающие, что при определенных условиях в результате взаимодействия между компонентами в паре константа скорости излучательной дезактивации в молекулах акцепторов может сильно изменяться. Показано что присутствие донора (бензофенона) в сфере обменных взаимодействий увеличивает константу скорости излучательной дезактивации триплетных молекул аценафтена в исследуемом интервале концентраций в несколько раз. Это увеличение тем больше, чем меньше среднее расстояние между партнерами в донорно-акцепторной паре. Установлена зависимость константы скорости от среднего расстояния между компонентами донорно-акцепторной пары 4 которая имеет вид:

k(R) = k 0 + Ae − α R , (1) где A и α - некоторые константы. Величина α характеризует быстроту увеличения ∆ k с уменьшением среднего расстояния между молекулами. Ее −1 значение, определенное графически для аценафтена равно α = 3.7 нм . Как видно из (1) константа A равна максимальному изменению величины k при R → 0 . Для аценафтена, когда донором является бензофенон, графически было −1 получено ее значение равное A = 0.549 c . Эта величина в пределах ошибки 2 −1 −1 эксперимента совпадает с величиной k 0 k Б = 0.537 c . Здесь k Б = 1.6 ⋅ 10 c а

k 0 = 1.8 ⋅ 10 −3 c −1 – константы скоростей излучательной дезактивации триплетных молекул бензофенона и аценафтена, при отсутствии в растворе молекул акцептора и донора соответственно. Таким образом константа A является одной из характеристик взаимодействия, учитывающей взаимное влияние доноров и акцепторов, определяемой их внутренней природой (структурой). С целью проверки выражения (1) была исследована зависимость вероятности излучательной дезактивации триплетных молекул нафталина при их сенсибилизированном

320

ОПТИКА – 2005

возбуждении от среднего межмолекулярного расстояния в донорно-акцепторной паре, когда донором энергии также являлся бензофенон. Как и для аценафтена, для нафталина k 0 << k Б . Полученная зависимость и в этом случае удовлетворительно описывалась уравнением (1). Экспериментально для нафталина были получены следующие значения констант: A Н = 1.5 c

−1

−1

и α Н = 3.8 нм . Значение величины

A для него, рассчитанное по формуле (1), при этом равнялось 1.6 c −1 . Следовательно, процесс перехода молекул акцепторов из триплетного состояния в основное можно рассматривать как сумму спонтанного перехода, характеризуемого внутренней природой (структурой) исследуемых молекул акцепторов, и вынужденного перехода, обусловленного наличием взаимодействия между компонентами пары. Константа скорости спонтанного перехода равна k 0 , а −α R

Ae , вероятность вынужденного излучения определяется величиной учитывающей взаимодействие в донорно-акцепторной паре. Таким образом экспериментально установлен факт увеличения константы скорости излучательной дезактивации энергии триплетного возбуждения в молекулах акцептора для случая, когда вероятность излучательного перехода триплетных молекул акцептора в основное состояние намного меньше чем для донора. Такое увеличение можно рассматривать как добавление вынужденного излучения, вызванного взаимодействием в донорно-акцепторной паре, к спонтанному, характерному для однокомпонентных растворов. Характер зависимости константы скорости излучательной дезактивации триплетных молекул акцептора от межмолекулярного расстояния в донорно-акцепторной паре является экспоненциальным и удовлетворительно описывается уравнением (1). 1. В.Л. Ермолаев, Е.Н. Бодунов, Е.Б. Свешникова и др., Безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения, Л.: Наука, 311 с., (1977). 2. В.Л. Ермолаев, Элементарные фотопроцессы в молекулах, М.-Л.: Наука, 1471621, (1966). 3. В.Я. Артюхов, Г.В. Майер, Журнал прикладной спектроскопии., 69, №2, 172180(2002). 4. М.А. Голубин, М.И. Дерябин, А.Б. Тищенко, Вестник Сев. Кав. ГТУ, №1(8), 38-41, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

321

ВЛИЯНИЕ ЗАСЕЛЕННОСТИ ТРИПЛЕТНОГО УРОВНЯ МОЛЕКУЛ АКЦЕПТОРА НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ТУШЕНИЯ ФОСФОРЕСЦЕНЦИИ ДОНОРА Авдеев А.В. Ставропольский государственный университет, Ставрополь, Россия. В работе показано, что в результате обеднения основного состояния молекул акцептора за счет перехода их в триплетное состояние, интенсивность фосфоресценции донора должна увеличиваться в процессе разгорания сенсибилизированной фосфоресценции. Межмолекулярный триплет-триплетный перенос энергии электронного возбуждения осуществляется в результате обменных взаимодействий 1. Тушение люминесценции донора по обменно-резонансному механизму, удовлетворительно описывается в рамках модели Ф. Перрена. При этом относительный квантовый выход люминесценции донора определяется выражением:

qд = exp(− υn а ) (1) q0д где q д и q 0 д – квантовый выход люминесценции донора в присутствии и в nа – отсутствие молекул акцептора в растворе; υ – сфера действия тушения; концентрация молекул акцептора в растворе. Тушение триплетных молекул донора осуществляется молекулами акцептора находящимися в основном состоянии. Все расчеты с использованием формулы (1) производятся в предположении, что большая часть молекул акцептора находится в основном состоянии их концентрацию n 0 а можно считать равной общей концентрации молекул акцептора в растворе n а . Однако опыты показывают, что при сенсибилизированном возбуждении молекул акцепторов, в триплетном состоянии может накапливаться до десяти и более процентов молекул акцептора при возбуждении стандартными источниками света 2. В результате этого происходит обеднение основного состояния, а, следовательно, и уменьшение концентрации центров тушения входящих в формулу (1). В настоящей работе приведены результаты исследования влияния обеднения основного состояния молекул акцептора, в процессе заселения триплетного уровня, на эффективность тушения фосфоресценции донора. Показано, что когда концентрация триплетных молекул акцептора n Tа изменяется в процессе их накопления по экспоненциальному закону:

n Та = αn а ⎡⎢1 − exp⎛⎜ − t ⎞⎟⎤⎥ , ⎝ τ н ⎠⎦ ⎣

(2)

то выражение (1) с учетом (2) при выполнении условия τ д << τ а приобретает вид:

qд ⎧ ⎫ (3) = exp(− υn а ) ⋅ exp ⎨αn а ⎡⎢1 − exp⎛⎜ − t ⎞⎟⎤⎥ ⎬ , ⎝ τ н ⎠⎦ ⎭ q0д ⎣ ⎩ где α – коэффициент, показывающий какая часть молекул акцептора находится в триплетном состоянии в стационарном режиме (при t → ∞ ); τ д и τ а – время

322

ОПТИКА – 2005

жизни триплетных молекул донора и акцептора соответственно; τ н – время накопления триплетных молекул акцептора. Таким образом, если тушение фосфоресценции донора описывается в рамках модели Ф. Перрена, то в процессе заселения триплетного уровня молекул акцептора должно наблюдаться увеличение интенсивности фосфоресценции молекул донора. Однако экспериментально установить такие изменения пока не удается. В работе обсуждаются возможные причины этого, в том числе возможность изменения вероятности излучательного перехода в молекулах донора, обусловленная обменными взаимодействиями в донорно-акцепторной паре 3,4. В работе также приведены результаты исследования влияния реабсорбции излучения донора на триплетных молекулах акцептора. Показано, что изучение кинетики изменения интенсивности фосфоресценции донора в процессе заселения триплетного уровня молекул акцептора, позволяет определить время накопления, а следовательно, и концентрацию триплетных молекул акцептора. 1. В.Л. Ермолаев, Е.Н. Бодунов, Е.Б. Свешникова и др. Безызлучательный перенос энергии электронного возбуждения., Л.: Наука, 311 с., 1977. 2. М.И. Дерябин, О.И. Куликова, В.В. Солодунов, Журн. приклад. спектроскоп., 67, №6, 735–737. 3. М.И. Дерябин, А.Б. Тищенко, Известия ВУЗов. Физика, №10, 3-6, (2004). 4. М.А. Голубин, М.И. Дерябин, А.Б. Тищенко, Вестник Сев. Кав. ГТУ, №1(8), 38-41, (2004).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

323

ИЗУЧЕНИЕ СТРУКТУРЫ КОМПЛЕКСОВ ПОЛИЭЛЕКТРОЛИТМИЦЕЛЛА МЕТОДОМ ДИНАМИЧЕСКОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА Д.В. Булаков, А.М. Салецкий, Алексеев Д.Б. МГУ им Ломоносова, Москва, Россия. В последние время широкое распространение в производстве получили поверхностно-активные вещества (ПАВ) и полиэлектролиты. Это связано с тем, что эти вещества широко используются для изготовления полимерных мембран, применяемых для очистки водных систем, в медицине, косметике, пищевом производстве, текстильном производстве и других технологиях. Актуальным становиться изучение комплексов поверхностно-активных веществ с заряженными полимерами, которое позволит получить информацию о происходящих в растворе структурных изменениях и возможности их регулирования. Важнейших характеристик полимер-мицеллярных комплексов являются их форма и размер. Знание этих параметров комплексов для различных концентраций и степеней полимеризации полиэлектролита позволит создавать полимер-мицеллярные комплексы заданной структуры. С помощью коррелятора PHOTOCOR-FC исследовалось динамическое рассеяние света в различных растворах ЦПХ (ПАВ) и ПАК (ПЭ). Установлено влияние полиэлектролита на размер образующегося комплекса мицеллаполиэлектролит. Показано, что форма полимер-мицеллярных комплексов является сферической. Для систем с различными степенями полимеризации и концентрациями полиэлектролита наблюдается различная дисперсия распределения по размерам образующихся комплексов. При больших степенях полимеризации полиэлектролита наблюдается образование комплексов двух типов с различными средними размерами и дисперсиями их распределения.

324

ОПТИКА – 2005

УЧЁТ ВЛИЯНИЯ УНИВЕРСАЛЬНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ И ВОДОРОДНЫХ СВЯЗЕЙ В РАМКАХ ТЕОРИИ МОЛЕКУЛЯРНЫХ ОРБИТАЛЕЙ ХЮККЕЛЯ Кривулько К.Ф., Клищенко А.П. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. С использованием модифицированной теории молекулярных орбиталей Хюккеля (ω - техники) сделан учет универсальных взаимодействий и водородных связей. Это позволило в рамках развиваемого подхода рассчитать спектральные характеристики сольватированных молекул красителей и их и их ван-дер-ваальсовских комплексов и сопоставить с экспериментальными результатами для ряда соединений. Кулоновские интегралы атомов молекулы при расчетах по ω-техникой определяются из самосогласованного цикла, основой которого является соотношение α = α 0 + ω0β 0 ( n − q ) (1)

где α 0 – некоторое начальное значение кулоновского интеграла, определяемое электроотрицательностью изолированного атома, n – количество π - электронов, вносимых атомом в сопряженную систему молекулы, q − π - электронный заряд на атоме, β - стандартный резонансный интеграл (берется для ароматической С-С в бензоле), ω0 – параметр, имеющий смысл одноцентрового интеграла межэлектронного отталкивания 1, 2. При описании возбужденного состояния параметр ω следует брать меньшим, чем для основного состояния. В случае наличия внешнего воздействия со стороны молекул сольватной оболочки или молекулы лиганда в ван-дер-вальсовском комплексе, следует изменить расчетную процедуру. Нами показано, что кулоновские интегралы атомов молекулы красителя, испытывающих в наибольшей степени внешнее влияние, следует рассчитывать, исходя из соотношения α = α 0 + ω0β 0 (n − q ) /(1 − sdq ) . (2) Данное соотношение используется для молекул находящихся в основном состоянии. При расчёте возбуждённого состояния кулоновские интегралы, вышеуказанных атомов, определяются по формуле (3) α = α 0 + ωβ 0 (n − (1 + η)q /(1 − sdq) , где параметр s положителен и определяет величину ион-дипольного 3 взаимодействия атома А (рис.1) с наиболее близко расположенной молекулой из сольватной оболочки (молекулой лигандом). Параметр η отрицателен и определяет величину дисперсионного взаимодействия между электронной оболочкой атома А и электронной плотностью наиболее близко расположенной молекулу. Многие молекулы красителей образуют с молекулами сольватной оболочки (молекулами лигандами в ван-дер-ваальсовских комплексах 4) водородные связи 5. Естественно, что без учёта данного обстоятельства невозможно произвести адекватный анализ рассматриваемых систем. Предлагаемый в работе теоретический подход был применён к сольватированным молекулам красителей (3аминофталимид, 9-цианоантрацен), и их ван-дер-ваальсовским комплексам с различными молекулами лигандов.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

325

Рис.1. Схема расположения молекулы красителя относительно диполя, моделирующего молекулу растворителя, либо молекулу лиганда

При расчете по модифицированной ω-технике использовались стандартные стрейтвизеровские параметры. На основании проведённого анализа были вычислены смещения частот 0-0 переходов, как при сольватации, так и комплексообразовании. Непосредственное сравнение результатов расчётов с имеющимися экспериментальными данными 4, 6 позволило оценить значения резонансных интегралов для различных водородных связей. 1. Э. Стрейтвизер Теория молекулярных орбит: Пер. с англ. М.: Мир, 436, (1965). 2. Дж. Маррел, С. Кеттл, Дж. Теддер. Теория валентности: Пер. с англ. М.: Мир, 520, (1968). 3. К. Райхардт. Растворители и эффекты среды в органической химии: Пер. с англ. М.: Мир, 763, (1991). 4. И.М. Гулис, А.И. Комяк, К.А. Саечников. Фотофизика ван-дер-ваальсовских комплексов сложных молекул в сверхзвуковой струе, Journal of applied spectroscopy, 62, №6.,140-145, November-December 1995. 5. Дж. Пиментел, О. Мак-Клеллан. Водородная связь, изд-во «Мир»., М., 463, (1964). 6. Н.Г. Бахшиев. Введение в молекулярную спектроскопию, изд-во Ленинградского университета, Л., 216, (1987).

326

ОПТИКА – 2005

ПОЛУКОЛИЧЕСТВЕННЫЙ ЭКСПРЕСС-АНАЛИЗ ДИАМИНХЛОРИД ПАЛЛАДИЯ МЕТОДОМ АТОМНОЭМИССИОННОЙ СПЕКТРОМЕТРИИ Червяковский К.И., Ляшенко Л.С.* УП «Унидрагмет БГУ», Минск, Белоруссия, *Белорусский государственный университет, Минск, Белоруссия. Разработана методика полуколичественного анализа примесей: Ag, Cu, Sn. Pb, Mg, Si и Pt в порошке соли палладия методом атомноэмиссионной спектрометрии. Использование вторичного металлосодержащего сырья в современном мировом производстве металлов быстро и неуклонно растет. В ряде промышленно развитых стран производство вторичных металлов составляет 30 – 40 % от общего объема металлургической промышленности. Приоритетным направлением представляется сбор и переработка сырья, содержащего благородные металлы, которые высоко ценятся и имеют постоянно высокую ликвидность на мировом рынке. Содержание данных металлов во вторичном сырье значительно выше, чем в природном 1. В республике Беларусь переработкой вторичного сырья, содержащего благородные металлы, занимается унитарное предприятие «Унидрагмет БГУ». Одним из промежуточных продуктов при получении высокочистого палладия (суммарная концентрация примесей не превышает 0,1 %) является соль данного благородного металла – диаминхлорид палладия. Для контроля ее качества используется атомно-эмиссионный спектральный анализ– один из наиболее широко используемых методов спектрального анализа высокочистых веществ в современной промышленности2. В настоящее время, в результате быстрого развития полупроводниковых приборов и вычислительной техники, современный спектрометр включает в себя следующие три основные части: источник возбуждения спектра, спектральный прибор и регистрирующую часть, состоящую из оптического многоканального анализатора (ОМА) и ПЭВМ. Применение таких спектрометров позволяет значительно сократить время и упростить процедуру анализа по сравнению с анализом на спектрографе. Целью данной работы являлась разработка методики полуколичественного экспресс-анализа примесей (Ag, Cu, Pt, Pb, Sn, Mg, Si) в диаминхлорид палладия методом атомно-эмиссионной спектрометрии. Использовался спектрометр ЭМАС 200ДДМ. Первая задача, которая решалась при разработке методики, – выбор аналитических линий определяемых элементов. На основе анализа литературных данных 3 о чувствительности атомных и ионных линий примесей, не перекрывающихся со спектральными линиями элемента основы – палладия, и с чувствительными линиями других примесей, с учетом разрешающей способности спектрометра ЭМАС 200ДДМ нами были выбраны следующие аналитические линии (см. таб.1).Так как ширина спектрального диапазона ОМА при дифракционной решетке 1800 штрихов/мм – 34 нм, выбранные нами линии лежат в двух спектральных диапазонах. Вторая задача – выбор условий регистрации спектров при анализе проб в виде мелкодисперсного порошка, решалась экспериментальным путем. В результате

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

327

предварительных экспериментов было установлено, что достаточная -3 чувствительность определения всех примесей (∼ 10 %) с минимизированными потерями дорогостоящих образцов достигается при следующих условиях проведения анализа: нижний угольный электрод марки S 3, «рабочая» часть которого представляет собой цилиндр диаметром 6 мм и глубиной кратера 2 мм полностью заполненный порошком, подвергается воздействию дугового разряда переменного тока силой 1,7 А в течение 30 с. Противоэлектродом служит угольный стержень, заточенный на усеченный конус. Расстояние между электродами – 3 мм. Таблица 1. Длины волн аналитических спектральных линий элементов примесей. Примесь

Длины волн аналитических линий при анализе Pd, нм 328.068 Ag 324.754 Cu 283.307 Pb 286.333 Sn 285.213 Mg 288.159 Si 273.395 Pt Полуколичественный анализ диаминхлорид палладия на спектрометре ЭМАС 200ДДМ можно проводить только по методу усиления спектральных линий. Суть метода состоит в том, что в зависимости от концентрации примеси изменяется интенсивность ее аналитической спектральной линии. Для установления диапазонов изменения интенсивности спектральных линий в зависимости от порядка ее концентрации был проведен параллельный анализ 30 образцов диаминхлорид палладия на спектрометре (зарегистрированы интенсивности аналитических спектральных линий примесей) и на спектрографе (определена концентрация примесей методом появления спектральных линий). Анализ полученных данных позволил определить диапазоны изменения интенсивности спектральных линий в зависимости от порядка ее концентрации. 1. Переработка вторичного сырья, содержащего драгоценные металлы: Производственно-научное издание / Научный редактор Ю.А. Крылов. – М.: Гиналмаззолото, 1996. – 290 с. 2. Спектральный анализ чистых веществ / Г.Н. Беков, А.А. Бойцов, М.А. Большов и др.; Под ред. Х.И. Зильберштейна – 2-е изд., перераб. и доп. – СПб.: Химия, 1994. – 336 с. 3. Таблицы спектральных линий / А.Н. Зайдель, В.К. Прокофьев, С.М. Райский, Е.Я. Шрейдер. – М.: Физ. мат. лит., 1962. – 605 с.

328

ОПТИКА – 2005

МЕТОД МНОГОМЕРНОГО СТАТИСТИЧЕСКОГО АНАЛИЗА ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ИК-СПЕКТРОВ ТЕТРАЗОЛИЛАКРИЛАТНЫХ СОПОЛИМЕРОВ Успенская М.В., Дейнека Г.Б., Сиротинкин Н.В.*, Горский В.А.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *Санкт-Петербургский государственный технологический институт, Санкт-Петербург, Россия. С целью уточнения особенностей химического строения тетразолилакрилатных сополимеров были проведены ИК-Фурьеспектроскопические исследования с использованием метода многомерного статистического анализа. Продемонстрирована применимость математического аппарата на первоначальном этапе исследований сшитых акриловых сополимеров. Показаны корреляционные зависимости между интенсивностями и сдвигами полос поглощения и условиями синтеза сополимеров. Спектроскопические методы широко применяются при изучении структуры различных веществ, в частности, акрилатных сополимеров в химии высокомолекулярных соединений1–3. В немногочисленных работах4,5, рассматриваемые ИК-спектры поглощения тетразолсодержащих полимеров использовались для доказательства наличия мономерных фрагментов в молекулярной цепи и, соответственно, для суждения только о факте протекания реакции полимеризации. Детальное изучение строения тетразолилакрилатных сополимеров, а также выявление факторов, оказывающих влияние на структуру и, соответственно, свойства изучаемых сополимеров ранее не проводилось. Одной из сложнейших задач является использование спектроскопических методов для описания полной корреляции между теоретически предсказанными пиками поглощения и наблюдаемыми ИК-спектрами акриловых полимеров. Эта задача еще больше усложняется при переходе от изучаемых полимеров к сополимерам. Рассмотрение спектров поглощения веществ с использованием математического аппарата, в частности, метода многомерного статистического анализа, применяемого для изучения сложных систем, и выявление корреляционных зависимостей сдвигов максимумов пиков поглощения и их интенсивностей дает возможность предварительного описания строения тетразолилакрилатных сополимеров. В ходе работы были изучены ИК-Фурье-спектры поглощения тетразолилакрилатных сополимеров методом многомерного статистического анализа и установлены зависимости изменений интенсивностей и сдвигов пиков от условий синтеза исследуемых образцов. Сетчатые сополимеры получали радикальной полимеризацией акриловой кислоты и 5-винилтетразола (ВТ) с различной степенью нейтрализации α=0.0 – 1.0 в водном растворе при температуре 40 – 60 0С. Полимеризацию проводили при начальной концентрации мономеров 30 мас.% и концентрации 5-винилтетразола 0 – 100 мас.% к массе акриловой кислоты, концентрации сшивающего агента – метиленбисакриламида 0 – 0.9 мас.% от массы мономеров. Процесс полимеризации проводили в ампулах и реакционную смесь перед добавлением инициатора

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

329

подвергали дезоксигенации аргоном в течение 2 – 3 мин. Характеристика и способы очистки остальных реагентов, а также методика проведения сополимеризации приведены в работе 6. В ходе работы были изучены 20 образцов тетразолилакрилатных сшитых сополимеров. Спектральные характеристики определяли на ИК-Фурье-спектрометре Spectrum one фирмы Perkin Elmer с приставкой НПВО с алмазным кристаллом на одно отражение. Для выявления взаимосвязей между изучаемыми признаками был использован корреляционнный и факторный (метод главных компонент) анализ7, 8. На основании изучения ИК-Фурье-спектров поглощения методом многомерного статистического анализа установлены корреляционные зависимости между сдвигами пиков поглощения и условиями синтеза тетразолсодержащих сополимеров. Показано, что использование статистического метода дает первоначальные сведения о структуре сополимеров и определяет дальнейшие шаги исследования. Включение в схему исследования важнейшего для супервлагоабсорбентов параметра – влагосодержания, позволило дать оценку характера межмолекулярного взаимодействия, ослабляющегося с увеличением степени набухания. Выделена особая роль тетразольного фрагмента и степени нейтрализации карбоксильной группы в формировании прочностных характеристик в ряду сополимеров акриловой кислоты и 5 – винилтетразола. 1. Курмаз С.В., Рощупкин В.П., Кочнева И.С.// Пластич. массы., № 3, 34 – 38, (2002). 2. Зареченский В.М., Хорошевский Ю. М., Казакевич Ю.Е., Холин Ю.В.// ЖПХ, 68, Вып. 4, 636 – 642, (1995). 3. Пахомов М.В., Хижняк С.Д., Ларионова Н.В., Глазковский Ю.В.// Высокомолек. соед., 41, Сер. Б, № 5, 891 – 894, (1999). 4. Круглова В.А., Воропаева Е.Ф., Анненков В.В., Кижняев В.Н.// Изв. вузов. Химия и хим. технология, 30, № 12, 105 – 109. (1987). 5. Анненков В.В., Мазяр Н.Л., Круглова В.А. // Высокомолек. соед. 43, Сер. А, № 8, 1308 – 1311, (2001). 6. Успенская М.В., Янковский С.А., Бобашева А.С. // ЖOХ, 68, № 5, 784 – 789, (1998). 7. К. Иберла. Факторный анализ.// М., Статистика, 1980. 8. Дейнека Г.Б. Полухин В.Н.// ОМП., Т. 9, 3 – 6, (1988).

330

ОПТИКА – 2005

МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ПОСТУПЛЕНИЯ ПРИМЕСЕЙ В ПЛАЗМУ ДУГОВОГО РАЗРЯДА ПЕРЕМЕННОГО ТОКА Червяковский К.И. УП «Унидрагмет БГУ», Минск, Белоруссия. Предложена математическая модель поступления вещества пробы в плазму дугового разряда переменного тока. Получено аналитическое выражение, описывающее изменение скорости поступления примесей в разряд со временем. Важнейшей задачей теории атомно-эмиссионного анализа является аналитическое описание процессов, влияющих на интенсивность спектральных линий определяемых элементов. К настоящему времени процессы переноса, возбуждения, ионизации, влияния матричных и третьих элементов, происходящие с атомами элементов пробы в плазме дугового разряда, достаточно хорошо изучены и математически смоделированы. Описание же самого процесса поступления примесей в разряд при анализе как массивных, так и малых образцов, в большинстве случаев носит феноменологический, порой противоречивый характер. Данная работа посвящена выводу аналитического выражения, описывающего процесс поступления микропримесей ( ≤ 10-3 %) в дуговой разряд переменного тока при анализе пробы методом глобульной дуги (разряд происходит между расплавленной каплей металла и противоэлектродом) в случае, когда механизм переноса примесей из внутренних слоев пробы на поверхность диффузионный. Для решения данной задачи предлагается следующая физическая модель процесса поступления вещества пробы в дуговой разряд переменного тока. Проба в рамках данной модели рассматривается, как небольшое тело сферообразной формы, помещенное в нагретую среду (происходит процесс испарения) и бомбардируемая потоком высокоэнергетических частиц (атомов и ионов), вызывающих микровзрывы на верхней части ее поверхности. Поток высокоэнергетических частиц имеет постоянную плотность j и площадь его поперечного сечения больше площади поперечного сечения пробы. Количество поступающего вещества пробы в разряд в результате одного микровзрыва – q полагаем постоянным. Изменение (уменьшение) массы пробы dM за время dt есть сумма масс вещества пробы, поступившего в разряд в результате теплового испарения и микровзрывов. В случае теплового испарения пробы отношение количества примеси dn1 , испарившейся за бесконечно малый промежуток времени dt , к количеству металла-основы dN 1 , испарившегося за этот промежуток времени, пропорционально относительной концентрации примеси на поверхности:

dn1 n = σ пов = σC пов , dN 1 N пов

(1)

P10 * 0 0 ∗ где σ = 0 γ , P1 и P2 – давления пара чистых веществ: примеси и основы; γ – P2 коэффициент активности примеси на поверхности основы, n пов - количество атомов примеси на поверхности образца, N пов - количество атомов основы на поверхности

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

331

образца. Для примесей испаряющихся быстрее основы σ f 1 , медленнее σ p 1 , и совместно с основой σ =1. Состав пара, образующегося в результате микровзрыва, полагаем соответствующим составу поверхности образца. Следовательно, отношение количества примеси dn 2 , поступающей в разряд за бесконечно малый промежуток времени dt , к количеству металлу основы dN 2 , поступающего в разряд за этот промежуток времени в результате микровзрывов, равно концентрации примеси на поверхности:

dn 2 n = пов = C пов . dN 2 N пов

(2)

На основании данной модели и модели, описывающей испарение пробы в дуговой разряд (не учитывается процесс электрической эрозии)1, нами было получено выражение, описывающее кинетику изменения массы пробы M при воздействии на нее дугового разряда переменного тока и изменение скорости поступления примеси w(t) в плазму дугового разряда переменного тока: 1

⎛ M ⎞3 ⎜⎜ ⎟⎟ = 1 − At , M ⎝ 0⎠ 4 ⎡ − π 2 Dt ⎤ ∗ (1 − At) w(t) = 3An 0 σ ⋅ exp ⎢ 2 ⎥ ⋅ (q(t) − p(t) ⋅ F(t) ) D − r (1 At) ⎣0 ⎦ где M 0 - начальная масса пробы, A=

α1 + α 2 M 0 3M 0

2 3

1 3

1 3

(3) (4)

2 3

⎛ 48 2 ⎞ k(T2 − T1 ) ⎛ 3⎞ , α2 = 2 ⋅ q ⋅ j⋅ π ⎜ π ⎟ ⎟ . ρ λ 4ρ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠

, α1 = ⎜

1 3

k - коэффициент теплообмена, T2 и T1 - температуры среды и поверхности пробы, λ - теплота парообразования, ρ - плотность металла-основы, r0 - начальный радиус пробы; n 0 - начальное число атомов примеси в пробе, D - коэффициент α2 ∗ , диффузии примеси в металле-основе, σ = σ + (1 − σ) α1 α2 + 1 M03 π2D π2D 1+ 1+ π2D 3Ar02 (1 − At) D 3Ar02 (1 − At) p(t) = − 2 , q(t) = , π2D π2D r0 (1 − At) 2 ∗ (1 − At) 2 ∗ σ + σ + 3Ar02 (1 − At) 3Ar02 (1 − At) t

t

τ

0

0

0

F(t ) = exp( − ∫ p( τ )dτ) ⋅ ∫ q( τ ) ⋅ exp( ∫ p( λ)dλ)dτ . 1. Я.Д Райхбаум. Физические основы спектрального анализа. – М.: Наука, 1980. – 159 с

332

ОПТИКА – 2005

РАЗРЕШЁННЫЕ И ЗАПРЕЩЁННЫЕ ЗОНЫ В ПЕРИОДИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЕ УСИЛИВАЮЩИХ АНИЗОТРОПНЫХ СЛОЁВ Травин Д.В., Розанов Н.Н.* Санкт-Петербургский Государственный Университет Информационных Технологий, Механики и Оптики, Россия, * ГОИ им. С.И. Вавилова, Институт Лазерной Физики, Россия. Получено дисперсионное уравнение для волнового числа излучения, распространяющегося в периодической структуре усиливающих анизотропных слоёв. Показано, что при некотором ненулевом угле падения запрещённые зоны отсутствуют. Как показано в работе 1, усиление при нормальном падении волны (при определённых параметрах) отсутствует. В настоящей работе рассматривается распространение плоской монохроматической волны (наклонное падение) через периодическую систему слоёв: усиливающий анизотропный диэлектрик-воздух (рис. 1):

Рис. 1

Дисперсионное уравнение для k – параметра Флоке, – было получено согласно алгоритму, представленному в книге 2, исходя из системы уравнений Хилла для каждого из слоёв на одном периоде структуры и теоремы Блоха (Флоке). Анизотропная среда с усилением описывается тензором диэлектрической проницаемости, ненулевые (диагональные) компоненты которого: ε yy = 1 , ε xx = n ,

ε zz = n − iχ , n > 1 - показатель преломления, χ - показатель усиления (дихроичная среда с усилением в одном из направлений распространения). Дисперсионное уравнение имеет вид: 2 ((γ + cos 2 (θ )) ⋅ (cos(βω ) - cos(αω )) + 2γcos(θ )(cos(βω ) + cos(αω ))) ⋅ 1 ⋅ = cos(kd ) , (1) 4γcos(θ ) где

ω - частота (безразмерная) падающей волны: ω = ϖ ⋅ T 2π , ϖ - частота, T –

α=

- l1 - l 2 + l 2 cos(θ )(1 + γ )

β=

l1 + l2 - l2 cos(θ )(1 - γ )

, l1 и l 2 γ γ 2 −1 1 / 4 толщины слоёв, d = l1 + l 2 , γ = ((-n + iχcos (θ ) - iχ )(n( n + iχ )) ) , θ - угол период,

падения.

,

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

333

Также можно получить графики зависимости действительной и мнимой частей k от частоты ω (рис. 2 и 3):

Рис. 2. Зависимость Re( k ) от

ω

Рис. 3. Зависимость Im( k ) от

ω

При некотором угле θ f ( θ f ≠ 0,θ f ≠ π / 2 ), находимом из условия

Im(k (ω ,θ f )) ≡ 0 , ω ∈ (−∞;+∞) ,

(2)

запрещённая зона отсутствует, т.о., волновое число чисто действительное:

Рис. 4. Зависимость

Re(k )

от

ω , θ =θ f

Рис. 5. Зависимость

Im(k )

от

ω , θ =θ f

Явный вид уравнения (2) выводится из решения уравнения (1); уравнение (2) является нетривиальным и не может быть решено аналитически точно в общем виде. Отсутствие запрещённой зоны при угле падения θ = θ f , несмотря на характер среды (одномерный фотонный кристалл), может быть объяснено теорией интерференционного усиления и ослабления волн. 1. Л.А. Мельников, О.Н. Козина, Опт. и спектр., 94, №3, 454-461, (2003). 2. М.Б. Виноградова, О.В. Руденко, А.П. Сухоруков, Теория волн. М.: Наука, 1990, 156-157 с.

334

ОПТИКА – 2005

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ БЕНЗИНОВЫХ ФРАКЦИЙ В БЛИЖНЕЙ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ Балабин Р.М. Российский Государственный Университет нефти и газа им. И.М. Губкина, Москва, Россия. Изучена возможность применения спектроскопии в ближней инфракрасной области для определения показателей состава и качества бензиновых фракций. Одним из наиболее современных и перспективных методов анализа углеводородный систем (к которым в большинстве относятся продукты нефтепереработки) является спектральный метод. Информативность и быстрота получения результатов позволяет надеяться на его внедрение в лабораторную практику на производственных предприятиях. В то же время, остаётся ряд нерешенных проблем, связанных с необходимостью анализа сложных, многокомпонентных смесей. Одним из методов «расшифровки» спектров смесей, состоящих из сотен, тысяч или десятков тысяч компонентов, с целью предсказания состава и показателей качества является метод анализа многомерных данных (Multivariate Data Analysis) – MDA. Анализ многомерных данных (MDA) - это современный подход к моделированию многомерных (многофакторных) процессов и явлений, основанный на применении проекционных математических методов, позволяющих выделить в больших массивах данных скрытые переменные и анализировать связи, существующие в изучаемой системе. На первом этапе авторами была проведена оцифровка 555 спектров различных бензиновых фракций, измеренных с помощью БИК-анализатора ФТ-10 фирмы Lumex, и перевод их в матричный формат. Затем, используя пакет MATLAB компании MathWork, написан ряд алгоритмов, необходимых для проведения дальнейшего анализа. К этим алгоритмам относятся: метод регрессии на главные компоненты (PCR), метод проекции на латентные структуры (PLS), алгоритм предсказания определяемых свойств по заданному спектру, алгоритм поиска ошибки калибровки (SEC), алгоритм поиска стандартной ошибки кросс-валидации (SECV) , алгоритм поиска стандартной ошибки предсказания (SEP) и др. Важнейшим вопросом многомерного анализа является вопрос о количестве главных компонент, необходимых для наиболее точного предсказания свойств объектов, не входящих в калибровочную модель. Увеличение количества главных компонент на первом этапе ведёт к уменьшению как величины SEC, так и SECV. При дальнейшем росте числа ГК величина SEC продолжает падать, а SECV начинает расти. Оптимальным считается число ГК, при котором SECV минимальна. Используя полученную в результате обработки модель, создана методика быстрого анализа качества бензиновых фракций на основе спектроскопии в ближнем инфракрасном диапазоне, применимая как в процессе получения компонентов товарного бензина, так и при их смешении. Время измерения всех необходимых свойств сокращено с часов до минут при малой стоимости единичного измерения.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

335

СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ИНДУСТРИАЛЬНЫХ МАСЕЛ В БЛИЖНЕЙ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ Балабин Р.М. Российский Государственный Университет нефти и газа им. И.М. Губкина, Москва, Россия. Изучена возможность инфракрасной области индустриальных масел.

применения спектроскопии в для определения показателей

ближней качества

Для современной отечественной нефтехимической промышленности актуальной проблемой является создание быстрых и эффективных методов анализа показателей качества продуктов нефтепереработки и нефтехимии. Стандартные методы ГОСТа, отличаясь высокой точностью и сходимостью, не отвечают современным требованиям по оперативности: время получения информации о составе и показателях качества пробы может достигать трех часов. В представляемой работе был использован хемометрический подход к созданию экспресс-методов анализа показателей качества индустриальных масел. Задача была сформулирована как создание метода анализа, сопоставимого по точности и сходимости результатов со стандартным (методом ГОСТ), но многократно превосходящего последний по скорости определения технологических показателей продукта и сырья. Анализ многомерных данных (MDA) - это современный подход к моделированию многомерных (многофакторных) процессов и явлений, основанный на применении проекционных математических методов, позволяющих выделить в больших массивах данных скрытые переменные и анализировать связи, существующие в изучаемой системе. В результате анализа получена высокая корреляция между референтными и предсказанными данными (см. рис. 1, плотность масла). 120 y = 0.9913x + 0.5625 R 2 = 0.9913

ρ пол.

80

40

0 0

40

ρ лаб.

80

120

Рис. 1. Корреляция между экспресс- и лабораторным анализом индустриального масла

336

ОПТИКА – 2005

ОПРЕДЕЛЕНИЕ НАПРАВЛЕННОГО КОЭФФИЦИЕНТА ИЗЛУЧЕНИЯ СТЕКЛА В СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ 8-14 МКМ Кузнецов Д.Ю., Сидельников С.С. Петербургский Энергетический Институт повышения квалификации, Санкт-Петербург, Россия. Описаны способ и экспериментальная установка определения направленного коэффициента излучения материалов с помощью измерительного тепловизионного прибора. Приведены результаты экспериментов по определению направленного коэффициента излучения стекла. После принятия СНиП 23-02 (Тепловая защита зданий) тепловизионный контроль качества тепловой защиты зданий стал обязательным при приемке здания в эксплуатацию и для определения фактического значения сопротивления теплопередаче ограждающих конструкций. Однако, существующие в настоящее время нормативные методы тепловизионного обследования зданий в натурных условиях1-2 не распространяются на светопрозрачные конструкции. Это связано с низкой точностью измерения температуры поверхности стекол пирометрическими приборами, что в свою очередь обусловлено отличием оптических свойств стекла от непрозрачных строительных материалов. Одним из ключевых параметров, определяющих точность пирометрического контроля, является коэффициент направленного излучения и его зависимость от угла визирования поверхности. Исследования направленного коэффициента излучения НКИ проводились на лабораторном стенде (рис.1а), представляющем собой камеру спокойного воздуха, с расположенным в ней столиком с образцом в виде стакана цилиндрической формы, контактными датчиками температуры поверхности камеры и образца, а также датчиками температуры воздуха. Стакан наполнялся водой требуемой температуры. Если обеспечить постоянство температуры по поперечному сечению образца и постоянство температуры окружающего радиационного фона, то распределение радиационной температуры по рассматриваемому горизонтальному сечению, регистрируемое тепловизором на термограмме (рис. 1б), будет обусловлено только изменением значения НКИ материала стакана. С помощью измерительного тепловизора регистрировалось распределение радиационной температуры по цилиндрической поверхности стекла одновременно с регистрацией результатов измерения контактными датчиками термодинамических температур поверхности стакана и внутренних поверхностей камеры. Для определения НКИ на полученных термограммах снималось распределение радиационной температуры по поперечному сечению цилиндра. С помощью программы обработки термограмм рассчитывалось значение термодинамической температуры поверхности по полученным значениям радиационной температуры, измеренным значениям температуры окружающего фона, и по задаваемым значениям коэффициента излучения. Значение коэффициента излучения подбиралось из условия равенства рассчитанного значения термодинамической температуры и результата контактного измерения температуры поверхности. Значение угла визирования в каждой точке сечения рассчитывалось, как показано на рис.1в.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

337

18,5°C 18 17 16 15 14 13,5°C

а

б 1

НКИ

б R

0,9

і

x і

L

0,8 0,7 0,6 0,5 0,4 0

в

15

30

45

60

75

90

Угол, град.

г

Рис. 1 Измерение НКИ с помощью измерительного тепловизионного прибора. (а - схема стенда для измерения НКИ; б – полученная термограмма; в – схема расчета угла визирования; г - экспериментально полученная зависимость НКИ от угла визирования для стекла при температуре поверхности 35,8ºС.)

Полученные результаты показали, что НКИ стекла мало изменяется в диапазоне ±40º относительно нормали к поверхности, при углах ±60º НКИ уменьшается на 10-15% и при увеличении угла больше ±60º значение НКИ быстро падает. Полученные данные показывают, что при термографическом контроле остекления необходимо ограничить допустимый угол визирования поверхности диапазоном ±40º, тогда как для несветопрозрачных строительных материалов (кроме металлов) установлено ограничение угла визирования ±60º 1. 1. ГОСТ 26629-85 Здания и сооружения. Метод тепловизионного контроля качества теплоизоляции ограждающих конструкций. 2. ГОСТ 26254-84 Здания и сооружения. Методы определения сопротивления теплопередаче ограждающих конструкций.

338

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ПРОПУСКАНИЯ ФУЛЛЕРЕНСОДЕРЖАЩИХ ОРГАНИЧЕСКИХ СТРУКТУР В БЛИЖНЕЙ ИК – ОБЛАСТИ СПЕКТРА Шулев В.А., Варнаев А.И, Каманина Н.В. ГОИ им. С.И. Вавилова, Санкт-Петербург, Россия. Изучено нелинейное пропускание фуллеренсодержащих органических материалов: полиимидов, полианилинов, а также полимердиспергированных жидкокристаллических систем на их основе на длинах волн 1047, 1080 и 1315 нм. Комплексообразование, возможность двуспектрального управления, светоиндуцированное изменение показателя преломления рассматриваются как возможные механизмы оптического ограничения излучения в ближнем ИК-диапазоне спектра. Как правило, при объяснении эффекта ограничения оптического излучения в видимом диапазоне спектра учитываются такие механизмы как рассеяние, многофотонное поглощение, термический нагрев, поглощение на свободных носителях, обратное насыщенное поглощение. В силу оптических свойств самих молекул фуллеренов, последний механизм рассматривается как основной процесс для обсуждения результатов экспериментов на длине 532 нм. В данном случае эффект определяется созданием возбужденных состояний молекул фуллерена с сечением поглощения, превышающем сечение поглощения c основного состояния молекулы1. Расширение области действия оптических ограничителей излучения в ИК-диапазон – актуальная проблема при решении задач оптоэлектроники, оптоинформатики, лазерной техники, что связано, в том числе, с возможностью использования новых наноматериалов в системах защиты от аварийного включения. Наличие полос поглощения в ИК-диапазоне спектра в фуллеренсодержащих полиимидах и полианилинах, эффективное комплексообразование в фоточувствительных матричных системах при введении различного рода сенсибилизаторов, в том числе фуллеренов, проверенное масс-спектрометрическими измерениями, существенное изменение наведенного значения показателя преломления при лазерной засветке, - позволили приступить к проведению исследований их нелинейно-оптических свойств в ближнем ИК-диапазоне. В данной работе проведены непосредственные измерения нелинейного пропускания для систем: полиимид-С70 и полианилин-С60- нематический жидкий кристалл (НЖК). В результате исследований, проведённых на длинах волн 1047, 1080 и 1315 нм, были получены следующие результаты: порог ограничения для системы полианилин-С60-НЖК составляет 0.5 Дж·см–2 и для системы полиимид–С70 0.6÷0.8 Дж⋅cм-2. При использовании двуспектрального управления возможно снизить порог на порядок. Семикратный уровень ослабления излучения получен для системы полианилин-С60-НЖК, 2 и 16-ти кратное ослабление наблюдалось для системы полиимид–С70, соответственно на 1080 и на 1315 нм. 1. Елецкий А.В., Смирнов Б.М., Успехи физических наук, 165, №9, с. 977-1009, (1995). 2. Kamanina N.V., Voronin Yu.M., Varnaev A.V., Bagrov I.V., Zhevlakov A.P., Synthetic Metals, 138, nos. 1-2, p. 317-322 (2003).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

339

ВЫЧИСЛЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ВОЛНОВОДНЫХ МОД В ТРУБЧАТОМ СВЕТОВОДЕ Васильев А. Е. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Построена математическая модель и проведен расчет модовой структуры для трубчатого оптического волновода в случаях изотропного и анизотропного материалов стенок трубок (в частности, биологических тканей). Представлена математическая модель для описания распространения света в трубчатых волокнах, имеющих поперечные размеры, сравнимые с длиной световой волны. Получены уравнения граничных условий для тангенциальных компонент электромагнитного поля и матрицы характеристических уравнений для определения постоянных распространения направляемых волноводных мод трубчатого волновода. Представлены результаты расчётов этих постоянных в случаях изотропного и анизотропного материалов стенок трубок, имеющих параметры и характерные особенности такой биологической ткани как дентин человеческого зуба. Определена модовая структура электромагнитного поля в трубчатом волокне. Результаты предназначены для экспериментаторов, изучающих биологическую структуру твердых тканей человеческого зуба оптическими методами, и могут быть полезны для специалистов, заинтересованных в изучении волноводных свойств диэлектрических волоконных световодов. Работа частично поддержана грантом РФФИ 05-03-32576 и программой «Интеграция» (государственный контракт № П0045/2307)

340

ОПТИКА – 2005

ЗАВИСИМОСТЬ ИНТЕНСИВНОСТИ ОТРАЖЕННЫХ В КРИСТАЛЛЕ ЛУЧЕЙ ОТ УГЛА ПАДЕНИЯ И ПОЛЯРИЗАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ Филиппова И.С., Пикуль О.Ю., Строганов В.И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. Приведены зависимости интенсивности лучей при когда плоскости главного сечения кристалла отраженных лучей не совпадают. Показано, что падения лучи, с углами отражения большими, исчезают.

отражении в случае, для падающих и при больших углах чем углы падения,

В работах1, 2 описано и исследовано явление четырехлучеотражения, которое заключается в рождении четырех лучей после отражения от наклонной грани при особом расположении оптической оси в призме, изготовленной из анизотропного кристалла. Ниже приведены результаты по измерению интенсивности лучей, отраженных от наклонной грани призмы (рис. 1).

Рис. 1. Ход лучей в призме из CaCO3 (вид сверху); ZZ – направление оптической оси призмы (под углом 45° к плоскости рисунка)

Луч 3 (оо) проходит сквозь призму, как через изотропную среду. Для лучей 5 (ео) и 4 (ее) углы отражения меньше, чем угол падения. Для луча 2 (ое) угол отражения больше, чем угол падения. Следовательно, при некотором угле падения, меньшем, чем 90°, угол отражения луча 2 (ое) будет равен 90°. Дальше этот луч исчезнет, а световая энергия перераспределится в оставшиеся три луча. Это подтверждается графиком, приведенным на рис. 2. Углы отсчитывались в сторону увеличения угла падения света на отражающую грань призмы. Далее рассматривалась зависимость интенсивности отраженных лучей от степени поляризации падающего на призму излучения. Эллиптичность падающего излучения менялась с помощью кварцевой пластинки, которая поворачивалась вокруг вертикальной оси. Степень поляризации падающего лазерного излучения сильно влияет на интенсивность отраженных лучей. Это видно из графика, приведенного на рис.3

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

Рис. 2. Зависимость интенсивности отраженных лучей от угла падения света на наклонную грань призмы, изготовленной из кристалла кальцита. Взаимодействия: 1 – ео; 2 – ее; 3 – оо; 4 – ое

341

Рис. 3. Зависимость интенсивности лучей от угла поворота кварцевой пластинка (от степени поляризации падающего излучения). Взаимодействия: 1 – ое; 2 – ее

1. Л.В. Алексеева, И.В. Повх, В.И. Строганов, Письма в журнал технической физики, 25, № 1, 46 – 51, (1999). 2. Л.В. Алексеева, Б.И. Кидяров, П.Г. Пасько, И.В. Повх, Оптический журнал, 69, № 6, 79 – 81, (2002).

342

ОПТИКА – 2005

СНОС НЕОБЫКНОВЕННЫХ ЛУЧЕЙ ПРИ ЧЕТЫРЁХЛУЧЕРАСЩЕПЛЕНИИ Филиппова И. С., Кравцова Н. А., Строганов В. И., Алексеева Л. В., Соколовский Р. И. Дальневосточный государственный университет путей сообщения, Хабаровск, Россия. При особом расположении оптической оси кристалла возникает четырёхлучерасщепление. Два луча находятся в плоскости отражения, два выходят из этой плоскости. Выявлены причины выхода лучей из плоскости отражения. В работах 1,2 показано, что можно вырезать образец из оптически анизотропного кристалла таким образом, что при падении одного луча возникает четыре луча с различными направлениями вектора поляризации. Это происходит вследствие того, что положение плоскости главного сечения кристалла меняется для отражённых на наклонной грани образца лучей. Данное явление можно использовать при конструировании новых оптических приборов, например, может быть применено в системах оптической связи для разделения одного оптического канала на четыре; в системах обработки и хранения оптической информации. Уже в первых работах 1,2 замечено, что два луча из четырёх выходят из плоскости отражения, а два остаются в этой плоскости. Ниже приведены результаты экспериментальных исследований и высказаны предложения о причинах этого явления. Эксперимент проведён на прямоугольных призмах, изготовленных из кристаллов кальцита (отрицательный) и парателлурита (положительный). В общем случае оказалось, что величина смещения лучей зависит от типа кристалла (положительный или отрицательный), от величины двулучепреломления ∆n кристалла, от положения оптической оси в призме, от положения падающего луча и от того, в какую грань направлен падающий луч. Показано, что для отрицательного кристалла (кальцита; угол падения α = 45°) если снос наблюдается, например, вверх, то для положительного – вниз. Выявлено, что величина сноса зависит от точки падения луча на отражающую грань. Чем больше расстояние, пройденное отражённым или падающим лучом вдоль грани, параллельной плоскости, содержащей оптическую ось, тем больше величина сноса. Если грани призмы перпендикулярны её основанию, то от расстояния между призмой и экраном величина сноса не зависит, меняются только угловые размеры изображения на экране. В случае наклона одной из граней по отношению к основанию призмы под некоторым углом величина сноса изменяется. Основной причиной смещения лучей является снос необыкновенных лучей за счёт двулучепреломления кристалла, так как волновые векторы отражённых необыкновенных лучей в кристалле направлены под углом 45° к оптической оси кристалла, что приводит к выходу из плоскости отражения вектора Умова – Пойтинга для отражённых лучей. Для данных призм угловое смещение составляет: кальцит ≈ 6,2°, парателлурит ≈ 3,7° 3. Вектор Умова – Пойтинга для отражённых

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

343

необыкновенных лучей направлен под данными углами по отношению к плоскости отражения. 1. А.В. Алексеева, И.В. Повх, В.И. Строганов, Письма в журнал технической физики, 25, №1, 46 – 51, (1999). 2. Л.В. Алексеева, Б.И. Кидяров, П.Г. Пасько, И.В. Повх, В.И. Строганов, Оптический журнал, 69, №6, 79 – 81, (2002). 3. А.А. Мурый, В.И. Строганов, Бюллетень научных сообщений, №8 / Под редакцией В. И. Строганова, Хабаровск. Издательство ДВГУПС. 50 – 56, (2004).

344

ОПТИКА – 2005

SPECTROSCOPY OF EXCITONS IN LEAD TUNGSTATE CRYSTALS Krasnikov A., Nikl M.*, Zazubovich S. Institute of Physics, University of Tartu, Tartu, Estonia * Institute of Physics AS CR, Prague, Czech Republic Luminescence characteristics of lead tungstate crystals were studied in the 4.2300 K temperature range. Optical creation of defect in these crystals at 80-220 K under irradiation in the exciton and defect-related absorption regions (3.4-5.0 eV) was detected by the thermally stimulated luminescence method. For the first time, various localized exciton states were identified and their decay into stable defects was found. It was shown that the disintegration of various exciton states results also in thermal quenching of the blue emission. Single crystal of lead tungstate became a subject of intense study about ten years ago as a perspective scintillator for the high-energy physics. However, many different interpretations existed up to now both on the origin of luminescence of these crystals and on the processes occurring under their excitation in the exciton and defect-related absorption regions. In the present paper, characteristics of luminescence from the excitonand defect-related states as well as the processes of the photo-thermally stimulated disintegration of these states were studied for many undoped and doped lead tungstate (PbWO4) crystals of different origin, prepared by different methods in different laboratories, annealed at different conditions and containing different concentrations of various impurity and crystal structure defects. Different positions, halfwidths and temperature dependences were observed for the blue (peaking at 2.80-2.65 eV) emission spectrum in different crystals. Dependences of the emission spectrum on excitation energy and the excitation spectrum on emission energy were found in the same sample. The effects were explained by the presence of strongly overlapping emission bands arising from the self-trapped and various localized excitons of the type of WO42-. From dependences of the thermally stimulated luminescence (TSL) intensity on irradiation temperature, binding energies of the self-trapped and localized exciton states were found to be about 0.08 eV and 0.20 eV, respectively. The dominant TSL peaks, created in the PbWO4:Mo, Ce crystal by the UV radiation and located at 110 K, 202 K and 247 K, were ascribed to the release of electrons from the {WO43--A3+}, {Pb+-WO3}, and MoO43- centres, respectively, and the related trap depths (about 0.12 eV, 0.46 eV, and 0.52 eV, respectively) were calculated using the initial rise method. It was concluded that under irradiation of the crystal in the exciton absorption region, defects are mainly created without release of free charge carriers due to the disintegration of the excitons (ex0) localized near trivalent rare-earth ions (A3+), near oxygen vacancies of the type of WO3, or near MoO42- groups. The following processes are shown to take place: ex0A3+ → {WO43--A3+}; ex0WO3 → {Pb+-WO3}; ex0MoO42- → MoO43-.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

345

РАСЧЁТ ПОРОГОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ВРМБ-ЗЕРКАЛ С РАЗЛИЧНЫМИ ТИПАМИ ОБРАТНОЙ СВЯЗИ В ИМПУЛЬСНОМ РЕЖИМЕ Н.В.Грушина Физический факультет Московского государственного университета им.М.В.Ломоносова, Москва, Россия. Повышение качества излучения и улучшение энергетических характеристик твердотельных лазеров актуально в свете их разнообразных применений в науке, технике, медицине. Одним из способов одновременного решения обеих проблем является применение в качестве зеркала лазерного резонатора нелинейно-оптического устройства, использующего обратное вынужденное рассеяние Мандельштама-Бриллюэна (ВРМБ). Возбуждение лазерным импульсом обратного ВРМБ увеличивает добротность лазерного резонатора в процессе генерации, что приводит к росту выходной энергии импульса и более эффективному использованию инверсной населенности. Вследствие обращения волнового фронта при обратном вынужденном рассеянии Мандельштама-Бриллюэна, отраженное от ВРМБ-зеркала излучение сохраняет исходное пространственное распределение, что при высоком качестве затравочного пучка обеспечивает генерацию мощных импульсов дифракционного качества. Для повышения эффективности ВРМБ-зеркала, возбуждаемого в ходе генерации твердотельного лазера, очень перспективно применение схем с оптической обратной связью, которые в значительной степени снижают порог возбуждения вынужденного рассеяния[1-3]. В данной работе выполнен численный расчет пороговых характеристик ВРМБ-зеркал с различными типами обратной связи в импульсном режиме. Рассмотрены петлевая схема с самопересекающимся пучком накачки[1], кольцевая схема[2] и схема с двойной петлей обратной связи [3]. В предположении гауссовой временной формы лазерного импульса рассчитаны момент tпор достижения порогового значения инкремента усиления ВРМБ и параметр Рпор / Рмакс, от которого зависит эффективность подключения ВРМБ-зеркала к лазерной генерации. Он представляет собой отношение мощности Рпор в момент tпор к мощности импульса в максимуме Рмакс. Исследованы зависимости этих величин от лазерной мощности, уровня потерь при обходе схем, степени обратной связи (кольцевая схема), коэффициента отражения возвращающего зеркала (двойная петлевая схема). Полученные пороговые характеристики схем обратной связи позволяют прогнозировать эффективность подключения ВРМБ-зеркала к резонатору твердотельного лазера в условиях конкретной задачи. Установлено, в частности, что величина Рпор / Рмакс немонотонно зависит от уровня потерь вследствие перемещения момента времени tпор с заднего фронта лазерного импульса на его возрастающую часть Показано, что при прочих равных условиях петлевые схемы обеспечивают более существенное снижение пороговой мощности, чем кольцевая, что объясняется дополнительным вкладом в инкремент усиление стоксовой компоненты ВРМБ, возникающим при параметрическом взаимодействии лазерной и рассеянной волн в петлевых схемах.

346

ОПТИКА – 2005

1. В.И. Одинцов, Л.Ф.Рогачева. Письма в ЖЭТФ, т.36, № 8, стр.281-284, 1982. 2. G.K.N. Wong, M.J. Damzen. IEEE Journal of Quantum Electronic, v.26, № 1, p.p.139-148, 1990. 3. Д.А. Николаев, В.И. Одинцов. Квантовая электроника, т.16, № 9, стр.18781881,1989.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

347

Секция 5. Физика лазеров и лазерные технологии УСИЛЕНИЕ ИЗОБРАЖЕНИЙ В ЛАЗЕРНЫХ ПРОЕКЦИОННЫХ СИСТЕМАХ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ФАЗОВО-КОНТРАСТНОГО МЕТОДА ЦЕРНИКЕ Слугин В.В., Сомс Л.Н. *, Покровский В.П.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *НИИ лазерной физики (ФГУП НПК ГОИ им. С.И. Вавилова), Санкт-Петербург, Россия. Рассмотрено новое применение фазово-контрастного метода Цернике для усиления изображений при условии насыщения лазерной активной среды Системы виртуальной реальности требуют использования экранов большого размера, позволяющих получать реалистичное изображение с высокой четкостью и естественностью цветопередачи, воспроизводимостью цветовой гаммы и высоким контрастом. Существующие технологии (плазменные панели, проекционные системы на базе высокояркостных кинескопов, квантоскопов, ЖК-или микрозеркальных модуляторов света с газоразрядной лампой в качестве источников света) не обеспечивают необходимого качества изображения, а также обладают рядом существенных недостатков. Значительного улучшения параметров изображения можно добиться, если использовать для проецирования лазеры, которые, кроме того, позволяют получать изображения с практически неограниченной глубиной резкости. Однако, существующие системы для лазерной проекции изображения имеют недостаточно высокий контраст, что связано в основном с ограниченным числом градаций серого, которое могут обеспечить ЖК- либо микрозеркальные модуляторы света. Для повышения контрастности можно использовать лазерное усиление изображения. Для этого необходимо преодолеть следующее противоречие: с одной стороны энергетическая эффективность лазерных устройств определяется полнотой съема энергии, накопленной в возбужденной активной среде, с другой – с ростом эффективности энергосъема и сопровождающего его насыщения усиления возрастают также и нелинейные искажения сигнала, несущего информацию об изображении. Для устранения данной проблемы предлагается выполнить перекодирование информации, несущей изображение, из амплитудной в фазовую область, усилить полученный амплитудно-однородный сигнал и выполнить обратное преобразование информации в амплитудную область, наподобие того, как это реализуется в методе фазового контраста Цернике (Рис.1). Было проведено численное моделирование преобразования фазового распределения единичной интенсивности, соответствующего изображению участка штрих-кода. Разрешение исходного изображения 6695 пикселей, порядка 40 на малую полосу штрих-кода. Распределение фазы рассчитывалось по формуле (1): I = exp(i ⋅ mξ ( x)) (1),

348

ОПТИКА – 2005

Рис.1. Предлагаемая схема усиления изображения

где ξ ( x) - распределение интенсивности в исходном изображении (0…1), m – глубина фазовой модуляции. Расчеты проводились при значениях модуляции фазы m = 0.1…2,5 рад. Обнаружены значительные искажения исходного изображения при m>2 рад. На Рис. 2. представлены результаты расчетов при m = 0,8 рад.

Рис.2. Распределение интенсивности в исходном изображении (А) и в изображении, преобразованном по методу Цернике (Б)

Значительное влияние на контраст и искажения в получаемом изображении оказывает выбор размера пластинки Цернике. При оптимальном выборе диаметра пластинки, как видно из графиков, контраст составил порядка 80%, что представляется достаточным. Таким образом, показана принципиальная возможность использования данного метода для усиления изображений. В перспективе он может быть использован для построения систем виртуальной реальности, предназначенных для отработки навыков пилотирования в военной и гражданской авиации, судовождении и т.д.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

349

ХАРАКТЕРИСТИКИ ШИРОКОПОЛОСНЫХ ОПТИЧЕСКИХ УСИЛИТЕЛЕЙ НА КВАНТОВЫХ ТОЧКАХ Русов С.Г. Институт физики им. Б.И. Степанова НАН Беларуси, Минск, Беларусь. В работе рассматривается использование многочастотных оптических усилителей на квантовых точках для систем телекоммуникаций. Приводятся результаты теоретического исследования по определению параметров таких усилителей. Телекоммуникации является бурно развивающейся областью промышленности. Разработка и внедрение новых устройств, позволяющих увеличить пропускную способность телекоммуникационных сетей и уменьшить стоимость их создания, является на данный момент одной из основных задач. Также стоит задача обеспечить полностью оптическую передачу и обработку информации. Для этого необходимо, чтобы на всем пути прохождения сигнала работали только схемы с оптическим управлением. Усилители оптических сигналов являются одним из ключевых звеньев в передаче информации. Они должны обеспечить усиление и восстановление формы оптических сигналов, передаваемых в сети, противодействую процессам затухания. В настоящий момент стоит вопрос об увеличении пропускной способности линий за счет уменьшения спектральной разницы между соседними каналами и увеличения полосы пропускания. Крайне остро стоит вопрос об увеличении существующего верхнего предела используемых длин волн (до 1650 нм), который на данный момент выглядит непреодолимым в частности из-за ограничений рабочего диапазона существующих усилителей. Известно, что полупроводниковые материалы имеют очень широкую полосу усиления, и они могли бы обеспечить многочастотное усиление оптических сигналов в широком спектре. Однако это не так, поскольку спектр усиления является однородно уширенным и усиление сигнала на одной частоте сказывается на возможности усиления и на остальных частотах. При создании полупроводниковых лазеров на основе квантовых точек пока что нет возможности обеспечить одинаковый размер всех точек. Размер квантовой точки определяет и частоту, на которой возможна генерация. Наличие в образце квантовых точек с неоднородным уширением разного размера приводит к ухудшению параметров полупроводниковых лазеров. Однако с другой стороны именно разброс квантовых точек по размерам является положительным свойством при создании широкополосных оптических усилителей. При этом каждая из точек усиливает излучение только на своей частоте, и вследствие неоднородности контуров усиления можно получить одинаковый уровень усиления с независимым насыщением в каждом канале. В работе моделировался полупроводниковый оптический усилитель, основываясь на скоростных уравнениях, при этом свойства квантовых точек учитывался мезоскопически. Такой подход позволяет эффективно исследовать динамику устройства и давать необходимые рекомендации для экспериментальных исследований. Полученные результаты показывают, что полупроводниковые усилители на квантовых точках способны обеспечить усиление, которое обладает температурной независимостью, низким шумом, высоким усилением и низким перекрестным усилением, в том числе и в новой области спектра.

350

ОПТИКА – 2005

РАСЧЕТ ОСНОВНОЙ МОДЫ РЕЗОНАТОРА ПИКОСЕКУНДНОГО ТВЕРДОТЕЛЬНОГО ЛАЗЕРА С ПРОДОЛЬНОЙ ДИОДНОЙ НАКАЧКОЙ Кострюков П.В. Московский государственный университет имени М.В.Ломоносова, Москва, Россия. С помощью метода Фокса-Ли изучена основная мода резонатора пикосекундного импульсно-периодического твердотельного лазера с диодной накачкой в квазистационарном режиме и режиме регенеративного усилителя. Использование продольной схемы накачки активных элементов импульснопериодических твердотельных пикосекундных лазеров излучением диодных линеек позволяет существенно повысить эффективность генерации в одномодовом режиме за счет оптимального согласования пучка излучения накачки и моды резонатора. Использование продольной схемы приводит к неоднородному распределению инверсии в активном элементе и, следовательно, к неоднородному усилению. При этом основная мода, вообще говоря, отличается от моды резонатора без усиления. Поскольку в общем случае профиль усиления K(r) не может быть описан гауссовой функцией, для учета деформации основной моды резонатора, возникающей вследствие неоднородного усиления в активном элементе, может быть применен итерационный метод Фокса-Ли1. Метод основан на использовании дифракционного интеграла Кирхгофа и позволяет в параксиальном приближении рассчитать распределения комплексной амплитуды на элементах резонатора и дифракционные потери для данной моды. В настоящей работе исследована основная мода аксиальносимметричного лазерного резонатора при различных профилях коэффициента усиления K(r) в активном элементе, а также прослежена эволюция поля в резонаторе при переключении пикосекундного лазера в режим регенеративного усилителя (режим генерации короткого цуга). Модельный резонатор состоял из двух плоских зеркал, и размещенных внутри активного элемента и линзы. Для расчета моды резонатора, формирующейся в квазистационарном режиме в отсутствие насыщения усиления, предполагалось, что при проходе пучка через активный элемент инверсия населенностей в нем не изменялась. В случае когда прокачиваемая область шире моды “пустого” резонатора, неоднородность усиления изменяет ширину моды, но оставляет ее гауссовой на всех элементах резонатора. При уменьшении диаметра прокачиваемой области коэффициент усиления на полный проход увеличивается, но мода претерпевает качественные изменения: волновой фронт на зеркалах становится не плоским, распределения поля на элементах резонатора становятся заметно отличными от гауссовых, на внутренних элементах распределения отличаются для случаев прямого и обратного проходов по резонатору. При этом существенно возрастают дифракционные потери на один проход. Прослежена эволюция пространственной структуры поля и энергии пикосекундного импульса в резонаторе при переключении лазера в режим регенеративного усилителя. В этом случае учитывался съем инверсии населенностей в активном элементе при проходе через него импульса. Для наблюдения огибающих коротких цугов, близких к реально наблюдающимся, в резонатор были искусственно

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

351

внесены линейные потери. Получены огибающие коротких цугов при различных линейных потерях, при одной и той же полной инверсии, но ее различном распределении в активном элементе. Показано, что существует ширина распределения инверсии, при которой энергия импульса в коротком цуге достигает наибольшего значения. Также в результате моделирования получена динамика распределения инверсии в активном элементе в течение короткого цуга. 1. A.G.Fox, Tingye Li, Bell. Syst. Tech. J. 40, 453-480, (1960).

352

ОПТИКА – 2005

ВЛИЯНИЕ ДОПОЛНИТЕЛЬНОГО КАНАЛА РЕЛАКСАЦИИ ТИПА АП-КОНВЕРСИИ НА ВТОРОЙ ПОРОГ ЛАЗЕРНОЙ ГЕНЕРАЦИИ Лемеза А.М., Власов Р.А., Михневич С.Ю., Афанасьев А.А. Институт Физики, Национальная Академия Наук Беларуси, Минск, Беларусь. В рамках двухуровневой модели исследовано влияние дополнительного канала релаксации типа ап-конверсии на второй порог лазерной генерации. Показано, что условие “плохого резонатора” не является необходимым для возникновения бифуркации Хопфа, причем возможно существенное понижение второго порога лазерной генерации именно за счет процесса ап-конверсии. В последние три десятилетия наблюдался значительный интерес к динамике лазерной генерации. В том числе больное внимание было уделено хаотическому режиму лазерных систем, в который система переходит через бифуркацию Хопфа. Основная заслуга в этом направлении принадлежит Хакену, который установил фундаментальную взаимосвязь между гидродинамическими уравнениями Лоренца и уравнениями, описывающими поведение одномодового лазера, тем самым показав возможность детерминированного хаоса в лазерной системе 1. Много внимания было уделено влиянию макроскопических параметров на возникновение порог возникновения хаотического режима. Наиболее полное раммотрение было дано Бакасовым и Абрахамом 2. Однако условие “плохого резонатора”, а также большие значения параметра накачки ставили под сомнение возможность практической реализации данного явления. Относительно недавно был рассмотрен случай одномодового лазера с плотной активной средой, где были учтены диполь-дипольные взаимодействия 3,4. Как отмечают авторы 3,4, дипольдипольные взаимодействие могут значительно понизить второй порог лазерной генерации и ослабить условие плохого резонатора даже при достаточно низких концентрациях. Но использованная величина параметра диполь-дипольных взаимодействий в значительной мере справедлива для мазеров, чем для лазеров. В плотной среде кроме ближних диполь-дипольных взаимодействий на режим лазерной генерации существенной значение могут оказать дополнительные каналы релаксации типа ап-конверсии и крос-релаксации. Авторами 5 была предложена модель (система уравнений Максвелла-Блоха в наиболее общем виде), описывающая двухуровневую среду при учете дополнительных каналов релаксации типа апконверсии. И показано, что влияние последних более существенно по сравнению с диполь-дипольными взаимодействиями 5. Целью нашей работы явилось исследование возникновения хаотического режима генерации для одномодового лазера при учете ближних диполь-дипольных взаимодействий и процесса ап-конверсии. С использованием модели, предложенной авторами 5, нами найдены стационарные решения и исследованы условия возникновения бифуркации Хопфа для системы уравнений описывающая поведение одномодового лазера при влиянии эффектов локального поля и процессе ап-конверсии. Вследствие нелинейности вносимой процессом ап-конверсии, по сравнению с результатами работ 3,4, получено дополнительное стационарное решение. Таким образом, общее число решений

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

353

четыре. Два из них соответствуют состоянию выключения, два – режиму генерации. Исследование решений показывает, что качественный вид поведения системы зависит от справедливости классического условия “плохого резонатора”. Кроме того, в рассматриваемой нами модели для возникновения хаотического режима генерации условие “плохого резонатора” не является необходимым. Если оно не выполняется, то переход системы в хаотический режим генерации все же происходит, но при достаточно больших параметрах накачки. Полученное в работе 3,4 обобщенное условие “плохого резонатора” на случай ближних диполь-дипольных взаимодействий показало, что кроме конфигурации резонатора значительную роль могут сыграть нелинейные эффекты. В классическом же случае условие возникновения хаотического режима зависит только от соотношения между временами релаксаций поляризации, инверсии и амплитуды электромагнитного поля. В рассмотренном нами случае условие “плохого резонатора” становится зависимым от параметра накачки, причем с увеличением накачки оно становится менее жестким. Исследование влияния только ап-конверсионного процесса показывает, что если условие “плохого резонатора” выполняется, то удается существенно понизить второй порог лазерной генерации. В то же время значение параметра накачки соответствующее первому порогу остается неизменным, что, в принципе, и следовало ожидать, так как вероятность возбуждения близкорасположенных атомов при малых накачках довольно мала. Прямое численное решение системы согласуется с полученным аналитическим выражениями и условиями. Суммируя вышесказанное, можно отметить, что влияние ближних дипольдипольных взаимодействий много слабее чем влияние процесса ап-конверсии. При этом, условие плохого резонатора не требуется для возникновения бифуркации Хопфа, оно автоматически выполняется при достижении параметром накачки соответствующего значения. Наконец, существует параметр накачки, при котором прекращается генерация и происходит возрастание инверсной заселенности до своего максимального значения. 1. 2. 3. 4. 5.

H. Haken, Phys. Lett., 53 A, 77-78 (1975). A.A. Bakasov, N.B. Abraham, Phys. Rev. A, 48, № 2, 1633-1660 (1993). M. Fromager, M. Brunel, and F. Sanchez, Phys. Rev. A, 61, 053804 (2000). F. Sanchez, M. Brunel, and G. Martel, Phys. Rev. A, 61, 033817 (2000). M.P. Hehlen, H.U. Gudel, Q. Shu, J. Rai, and S.C.Rand, J. Chem. Phys, 104, № 4, 1232-1244 (1995).

354

ОПТИКА – 2005

ВЫБОР ТИПА ЛАЗЕРА ДЛЯ ЭФФЕКТИВНОГО УПРАВЛЯЕМОГО ЛАЗЕРНОГО ТЕРМОРАСКАЛЫВАНИЯ ОКСИДНЫХ МАТЕРИАЛОВ Сысоев В.К., Захарченко А.В., Вятлев П.А., Вятлев П.А., Лезвинский К.Л., Булкин Ю.Н.* ФГУП «НПО им. С.А. Лавочкина», Химки, Россия, *РФЯЦ-ВНИИЭФ, Саров, Россия. Проведена оптимизация типа лазера для эффективного лазерного термораскалывания оксидных материалов по спектральному диапазону и характеру излучения. Применение излучения СО2-лазеров для управляемого термораскалывания показало высокую эффективность для высокоточной размерной обработки диэлектрических материалов 1-2, от стекол для жидкокристаллических экранов, до сапфировых чипов для светодиодов. Однако имеющаяся технология имеет ряд ограничений, затрудняющих ее применение. Это получение высококачественной кромки материала и затруднение раскроя материала во взаимопересекающихся направлениях. Как известно1-2, основой технологии управляемого лазерного термораскалывания диэлектрических материалов является зарождение микротрещины и управление ее движением лазерным пучком и хладогентом. Микротрещина зарождается на первоначальном дефекте, который в имеющихся установках создается искусственно с помощью алмазной пирамиды, где в последующем эту точку освещают лазерным лучом эллиптической формы. Хладогент из форсунки падает на горячий след луча, усиливая термонапряжение до образования управляемой микротрещины. При пересечении лучом линии уже произведенного термораскалыванием высококачественного скола материала не удается управлять микротрещиной, и необходимо создать новый микродефект на следующем сколе материала. Инструмент для создания дефекта с регулируемыми характеристиками должен быть бесконтактным, что предполагает использование импульсного лазера. Выбор такого лазера будет определяться спектральными и теплофизическими характеристиками обрабатываемого материала, а также импульсными характеристиками лазерного излучения (энергия и длительность импульса). Наши эксперименты показали, что для используемых материалов (оксидные стекла, сапфир, кристаллический кварц) возможно образование микродефекта от нескольких импульсных лазеров (неодимового (1,06 мкм), эрбиевого (2,94 мкм), СО2 с модуляцией добротности (10,6 мкм) и ТЕА СО2-лазера (10,6 мкм)). Измерения показали, что наиболее приемлемым инструментом для дефектообразования является эрбиевый и ТЕА СО2-лазер. Как правило, в этих работах в основном используется СО2-лазер. Однако у этой технологии есть проблемы: из-за небольшой глубины проникновения излучения СО2-лазера (50 мкм) образуется неглубокая микротрещина, что приводит к ограничению по толщине термораскалываемых материалов. Представляется актуальным реализация данной технологии на основе применения излучения других типов лазеров, например Nd, Sr, CO, так как их спектр излучения (λ = 1…7 мкм) располагается вблизи границы полосы прозрачности

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

355

многих стекол, и такое излучение эффективно проникает в объем материала (0,3 – 0,8 мм) (Рис.1).

Рис.1 Схема применения различных лазеров для управляемого лазерного термораскалывания стекол

Экспериментальные работы, проведенные на лазерной установке с применением СО2 и СО-лазера, показали, что более высокое качество сколов получается при использовании СО-лазера. При реализации режима сквозного термораскалывания использование объемного нагрева уменьшает влияние краевых эффектов, так как величина растягивающих напряжений перед лазерным пучком для СО-лазера меньше, чем для СО2-лазера. 1. Г.А. Мачулка, Лазерная обработка стекла // Радио и связь, 136, 1979. 2. В.К. Сысоев, Б.П. Папченко, А.В. Захарченко, П.А. Вятлев, Оптический журнал, №2, 41-45, (2004).

356

ОПТИКА – 2005

ИССЛЕДОВАНИЕ ЛАЗЕРНО-ПЛАЗМЕННОГО ИСТОЧНИКА ВАКУУМНОГО УЛЬТРАФИОЛЕТА НА ОСНОВЕ Sn И LiF Кулик А.В., Андреев А.А.*, Платонов К.Ю.*, Салль Е.Г.*, Яшин В.Е.* Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия, *ФГУП ''НПК ГОИ им. С.И. Вавилова'', Санкт-Петербург, Россия. Исследовано взаимодействие мощного лазерного импульса с мишенями из Sn и LiF при различных условиях облучения. Определены коэффициенты поглощения лазерной плазмы. Получены диаграммы разлета осколков и спектры излучения плазмы. В последние годы, в связи с бурным развитием электроники и вычислительной техники, резко возрос интерес к источникам излучения в диапазоне вакуумного ультрафиолета (ВУФ). Применение фотолитографических установок на основе ВУФ источников позволит, в ближайшем будущем, изготавливать интегральные схемы с характерным размером элементов порядка 30 нм. Наибольший интерес представляют источники линейчатого излучения с длиной волны в окрестности 13,5 нм, где находится максимум коэффициента отражения многослойных зеркал, поскольку излучение от источника должно быть собрано и направлено на записывающую среду через соответствующую маску. Среди наиболее перспективных можно выделить лазерно-плазменные установки, в которых источником ВУФ излучения служит горячая плазма, образующаяся при взаимодействии высокоинтенсивного лазерного излучения с мишенью. Необходимому диапазону 10...15 нм соответствуют излучательные переходы в ионах с низкой степенью ионизации, которая достигается при относительно невысоких интенсивностях лазерного излучения на мишени (около 1011...1013 Вт/см2). В данной работе в качестве мишеней использовались одни из лучших, с точки зрения энергетической и спектральной эффективности преобразования материалы − олово (Sn) и LiF. Теоретические и экспериментальные исследования1,2 показывают, что энергетический КПД лазерно-плазменных источников на основе олова и LiF достигает 2,5−3%. В проведенном эксперименте мощный импульс (Е=30 мДж, τ = 0,3 нс) Nd:YAG-лазера фокусировался на плоскую поверхность мишени, находящуюся в вакуумной камере под углом к падающему излучению. Интенсивность, получаемая на мишени варьировалась от 1011 до 1013 Вт/см2 путем изменения размера фокального пятна. Было установлено, что коэффициент поглощения лазерной Sn плазмы слабо зависит от интенсивности лазерного излучения и превышает 65% в вышеуказанном диапазоне изменения интенсивности. Кроме того обнаружилось значительное превышение доли тормозного поглощения над резонансным. В случае с кристаллом LiF оценочное значение коэффициента поглощения составило примерно такое же значение. В связи с тем, что при использовании твердотельных мишеней существует проблема существенного загрязнения окружающей оптики, была исследована диаграмма направленности разлета продуктов взаимодействия лазерного излучения с материалом мишени. В результате были получены характерные эллипсовидные

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

357

области осажденного вещества, причем максимум разлета осколков приходился на направление, нормальное к поверхности мишени. Масса испаряемого за один лазерный импульс вещества составила 10-6 г в случае оловянной мишени и 10-7 г в случае мишени из LiF. Взаимная ориентация области осажденных осколков и пятна фокусировки лазерного излучения подтвердило наличие так называемого ''flip-over'' эффекта, описанного в работе3. Полученный тонкий слой осажденного олова был использован в качестве мишени. Эксперименты показали, что коэффициент поглощения для тонкослойной мишени практически не отличается от того же параметра в случае ''толстой'' мишени и составляет примерно 67%. Расчеты проведенные по двумерному гидродинамическому коду показали приблизительно такую же диаграмму направленности вылета ионов как и в эксперименте. Также были получены спектры излучения лазерной плазмы (рис.1).

Рис.1. Спектры излучения плазмы LiF (слева) и плазмы Sn (справа)

Теоретические оценки и численное моделирование позволило найти оптимальные параметры лазерного импульса необходимые для эффективного преобразования лазерного импульса в излучение с длиной волны 13,5 нм. 1. Jansson P.A.C., Hansson B.A.M., Hemberg O., et al., Appl. Phys. Lett., 84, 22562258, (2004) 2. Shimada Y., Nishimura H., Hashimoto K., et al., Proc. SPIE, 5374, 912-917, (2004) 3. Anisimov S.I., Luk’yanchuk B.S., Luches A., Applied Surface Science 96-98, 2432, (1996)

358

ОПТИКА – 2005

ВРЕМЕННЫЕ ОСЦИЛЛЯЦИИ МАТРИЦЫ ПЛОТНОСТИ ДВУХУРОВНЕВОЙ АТОМНОЙ СИСТЕМЫ В СИЛЬНОМ И СЛАБЫХ ЗОНДИРУЮЩИХ ПОЛЯХ Кузьмин А.И., Пулькин С.А., Уварова С.В., Фрадкин Э.Е. Санкт-Петербургский государственный университет, Санкт-Петербург, Россия. Численно исследуются временные зависимости разности населенностей уровней атома и недиагональных элементов матрицы плотности под действием сильного и слабых зондирующих полей. Для симметричного частного случая численные решения подтверждаются теоретическими расчетами. Рассмотрен случай, когда на среду, состоящую из двухуровневых атомов с частотой перехода ω21 действуют сильное ES и слабые E Pl поля: 1 1 L E S (t ) = − (Ε S e iδ S t e −iω 21t + c.c.) и EP (t ) = − ∑ (Ε Pl eil∆ P t e− iω 0 P t + c.c.) , 2 2 l =1 где δ S = ω S − ω 21 , L = 60 , ∆ P = ω Pl − ω Pl −1 – частотное расстояние между компонентами слабых полей, ω 0 P = 1 (ω PL + ω P1 ) - средняя частота слабых полей. 2

Для решения задачи использован формализм матрицы плотности в рамках приближений неподвижного атома и вращающейся волны. Численно решeна система дифференциальных уравнений матрицы плотности. В установившемся режиме недиагональные элементы матрицы плотности совершают сложные колебания. Изменение параметров сильного и пробных полей влияет на временные зависимости разности заселенностей уровней N12 и недиагонального элемента матрицы плотности ρ12 . Период колебаний ρ12 (t ) определяется самым малым значением δ S , ∆ P или комбинации данных частотных расстояний. Для симметричного случая ω 0 S = ω 21 при δ S = ∆ P колебания ρ12 периодические и восприимчивость атомной системы симметрична относительно частоты перехода. При отстройке ω 0 S сильного поля от частоты перехода ω 21 колебания мнимой и ненулевой реальной частей ρ12 имеют одинаковый период. Разность заселенностей уровней - величина положительная, т.е. система без инверсии населенностей уровней. Усиление слабых зондирующих полей происходит за счет перекачки энергии от сильного поля посредством атомной системы. В случае симметричного расположения компонент сильного и слабых полей относительно частоты перехода ( δ S = 0 ) и малых амплитуд пробного поля ( Ε Pl << Ε S ) аналитически решена система дифференциальных уравнений матрицы плотности1. Теоретические результаты хорошо согласуются с численными расчетами.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

359

RANDOM LASERS BASED ON VESICULAR AND POROUS POLYMERS Vadym V.Koreniuk, Vasil P.Yashchuk, Olga A.Prygodiuk, Liudmila P.Paskal, Eugen O.Tikhonov* Kyiv National Taras Shevchenko University; Kyiv, Ukraine, * Physics Institute, the Ukrainian Academy of Science; Kyiv, Ukraine. The experimental investigations of random laser based on vesicular and porous polymer films activated with dye were carried out. The results demonstrate high efficiency of the gas vesicles usage for the lasing rise in the random laser. In the random laser positive feedback is provided by multiple scattering [1]. Such scattering significantly increases the path length or dwells time of light in the active medium like the cavity mirrors do in the conventional laser. Hence, the lasing threshold decreases with light scattering efficiency increasing. Thus, the improving of this efficiency is a very important task. Traditionally, multiple scattering is provided by the high concentration of the scattering particles (108-1011cm-3) embedded into the active medium. The scattering efficiency in the suspension depends on relative (to the active medium) refractive index nrel=npart/nmedium of the particles, their effective size and concentration. But as the refractive indexes of active media are high (∼ 1.5 for solid polymeric solutions) the relative refractive index of the highly refractive materials (rutile, diamond) is less than nrel=1.6 The close value of the relative refractive index (nrel=1.5) can be obtained using gas vesicles in the active medium. Such vesicles can be produced by UV irradiation of the many component polymers. Variation of the intensity and duration of UV irradiation can vary those centers concentration. Their size depends on hitting time of the films. While the vesicles are used it negotiates the problem of homogeneity of the redistribution of the scattering centers. Furthermore, the vesicles use obviates the necessity of the particles purification from the absorbing impurities decreasing energy yield. The polymer films containing solid solutions of the R6G (10-3M) with gas vesicles as scattering particles were prepared. The vesicle diameter and intervesicles distance in the film fluctuate at the rate 1.5. In different films these sizes can vary from 1mkm to 10 mkm. The spectral parameters and lasing threshold dependences on the polymer composition, film thickness, concentration and size of the scattering centers (vesicles) of these random lasers were investigated. The samples was pumped by the Q-switched YAG:Nd3+ laser. Emitted light was registered with diffractive spectrograph and CCD camera and then digitized with the computer. Lasing of these films is more efficient than one of the conventional random laser with embedded highly refracted scattering particles. Obtained lasing spectra are 3-4 times narrower and their lasing spectrum bandwidth is close to 2nm. The lasing threshold is significantly lower and it does not exceed 1MW/cm2. When pump intensities reach 30-50 MW/cm2 lasing spectrum bandwidth 1.5 times increases. This is caused by the gain band widening caused by growth of inversion between the energy layers of dye molecular. The spectrum bandwidth and lasing threshold depend on the mean vesicles diameter and the diameter to the inter-vesicles distance ratio. The vesicle diameter 1-2mkm and the ratio 1:1 are the optimal parameters. When pump intensity is an order higher than threshold intensity the partial irreversible films darkening was observed resulting in the lasing threshold ∼4 times growth

360

ОПТИКА – 2005

and lasing spectrum widening by 25%. The darkening is probably conditioned by partial polymer decomposition that limits the irradiation tolerance of the films. The porous samples (solid solution of the astrophloxin dye in the polyvinyl acetate hosting matrix) of ∼1мм thickness with mean porous size∼0.150мм were also investigated. The threshold pump intensity in these samples is approximately 1.5 times lower than the threshold in the samples with scattering particles of highly refracted materials (fine disperse Al2O3 particles ∼15mkm), but it is 5 times higher than the threshold in the films with 1mkm vesicles. The porous and scattering particles sharing caused following two times decreasing of the threshold intensity. It approaches lasing parameters of the porous polymers with scattering particles to vesicular films ones. These investigations demonstrate the polymer films with gas vesicles are promising active media for random laser producing as the gas vesicles are more effective scattering centers than the fine dispersed particles of high refractive materials. The improving of the lasing properties of the investigated samples can be achieved by optimization of the vesicles concentration and size, and dye concentration. 1. H. Cao, Waves Random Media, 3, p.R1–R39, (2003).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

361

NUMERIC SIMULATION AND EXPERIMENTAL RESEARCH OF THE SPATIAL SIZE EFFECT OF RANDOM LASER LASING O.A.Prygodiuk, V.P.Yashchuk, M.V.Zhuravsky, V.V.Koreniuk Kyiv National Taras Shevchenko University, Kyiv, Ukraine. The investigations of the lasing parameters of random laser dependence on the excited region size were carried out both experimentally and by Monte-Carlo simulation. Random laser is realised in active medium with strong light scattering at high concentration of dispersion centres [1, 2]. Feedback causing the lasing rise is formed by multiple scattering, which lengthens the photon pass and in this way keeps light within the active medium. Lasing occurs when the light amplification along the photon trajectories approaches the certain threshold value. Therefore any factors influencing the amplification along the trajectories influence the laser parameters. Moreover, it is expected that the relation between the active medium size and photon trajectory length influences the lasing threshold and spectrum width. The patterns of photon trajectories were simulated by Monte-Carlo method in the gain medium depending on the concentration of randomly distributed dispersion centres. The amplification efficiency along these trajectories as well as photons amount dependencies on the medium gain efficiency and on excited area size have been calculated. As the result, the dependence of lasing threshold of the random laser on the active volume size of the medium and scattering particles concentration was calculated. As it was obtained the decreasing of the excited area size (determined by pump beam diameter d) below the certain limit dth causes the abrupt increasing of lasing threshold. This limit monotonously decreases under increasing of scattering centres concentration. It was shown, that this value of diameter dth corresponds to the transverse size of photon trajectory in the active medium. When the excited area diameter decreases lower dth photon trajectory partially lies outside the excited area reducing the effective amplification of radiation and leading to increasing of the lasing threshold. The described effect can be defined as lasing spatial size effect of the random laser. The experimental research of the effect in the random laser on rhodamine 6G in a solid polyvinylacetate solution has been provided. The lasing was pump by the second harmonic of the Nd3+YAG. The scattering centres are particles of silica (diameter 0.51mkm). The limit existence was confirmed: below this limit the threshold increases abruptly but above it the threshold remains almost constant. This limit active medium and the rate of the lasing threshold growth depend on a ratio between the excited medium depth and sample thickness. It displays size effect in lengthwise (respectively to the pump beam) direction. The excited area of luminescence-to-lasing transition is narrowing with increasing of the pump beam diameter. The obtained results demonstrate the appropriateness to introduce the characteristic size of photons trajectories in the strongly scattering medium, allow determining the minimal sizes of the random laser and defining its optimal pump requirements. 1. A.Z.Genack, J.M.Drake, Nature, 386 (1994), p.400 2. E.Tikhonov, V.P.Yashchuk, O.A.Prigodjuk, V.Bezrodny, Solid State Phenomena, 99-100 (2004), pp.77-82

362

ОПТИКА – 2005

NUMERIC SIMULATION OF LIGHT BEHAVIOUR IN THE STRONGLY SCATTERING MEDIUM UNDER ABSORPTION AND AMPLIFICATION M. Zhuravsky, Vasil P. Yashchuk, O. Prygodiuk Kyiv National Taras Shevchenko University, Kyiv, Ukraine. Modelling of photons behaviour in strongly scattering medium under absorption and amplification was carried out by Monte-Carlo method. Strong scattering essentially changes the process of light propagation in the medium and can lead to lasing rise or additional absorption appearance if the medium is amplifying or absorbing respectively. Up to now the effects were investigated only experimentally that is inadequate to understand the mechanisms of their behaviour. Thus the simulation of light propagation in the strongly scattering medium under the amplification and absorption conditions is a pressing problem. To solve the problem we created an original program simulating by Monte-Carlo method the photon propagation through the absorbing (gaining) medium with evenly distributed scattering particles. The center sizes are assumed to be larger than light wavelength. Thus scattering indicatrix is calculated under geometric optics. The program allows computing of the photons trajectories and producing a statistical analysis of the photons according to the determined criteria: a number of the photons scattered certain times, a number of photons coming certain pass through the medium, a number of photons reaching the detector, those ones which trajectories are within the determined volume. It was shown the portion of photon scattered with certain multiplicity depends significantly on the scattering particle concentration n and an interparticle medium absorption (amplification) coefficient k. Under the n increasing the portion of multiply scattered photons grows and depends on absorption an attenuation property of medium. It causes the non additive influence of absorption and amplification on radiation that is emerged as additional absorption and lasing accordingly. The additional absorption and lasing appear under the multiple scattering regime only originating under the particle concentration to be over the certain value (k ≥ 2·108 ÷ 6·108 cm−3 for the particles diameter of 5 mkm). This value depends on the absorption coefficient (amplification) of the medium k. It increases under the k decreasing. It results from the fact the higher scattering multiplicity is needed for the additional absorption appearing when k lessening. In the absorption medium the further 1.5-2 times increasing of the k leads to the sharp increasing of the attenuation coefficient K up to complete disappearing of the transmitted beam. In the amplifying medium the k increasing leads to the transmission T sharp increasing and to the lasing (T>1). The n-range of K (or T) increasing extends to lower concentration region at the higher absorption (amplification) coefficient. Under the k decreasing the rate dK/dn (dT/dn) increases. Therefore transition to lasing in a highly amplifying medium takes place smoothly with k increasing, and in a lowly amplifying medium it takes place as an quasithreshold action and occurs at high values of n. These rules caused by higher multiplicity of photon scattering in the medium of high particle concentrations and according to greater sensitivity to n. Obtained data can be used for development of highly effective light attenuators, random lasers, and also for interpretation of experimentally obtained results of strongly scattering media investigation.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

363

ИССЛЕДЫОВАНИЕ ТЕРМИЧЕСКОЙ ЛИНЗЫ АКТИВНОГО ЭЛЕМЕНТА ND:YVO4 С АКСИАЛЬНОЙ ДИОДНОЙ НАКАЧКОЙ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ СПОСОБАХ ЕГО КРЕПЛЕНИЯ Офицеров Е.Н., Кийко В.В. Институт общей физики имени А.М.Прохорова Российской Академии Наук, Москва, Россия. Исследованы термооптические искажения активного элемента (Nd:YVO4) твердотельного лазера с диодной накачкой при различных способах его крепления. Разработана и экспериментально проверена математическая модель, позволяющая рассчитывать оптическую силу термической линзы, возникающей в кристалле при аксиальной накачке. Нагрев активных элементов твердотельных лазеров, вследствие 1,2 преобразования части поглощенной энергии накачки в тепло , приводит к возникновению значительного градиента температуры, в плоскости сечения перпендикулярной оптической оси. В активном элементе возникают температурный градиент показателя преломления и механические напряжения, приводящие к появлению так называемой тепловой линзы, вследствие чего происходит изменение параметров схемы резонатора, которое обычно приводит к искажению волнового фронта излучения, увеличению расходимости, ухудшению параметров генерируемого излучения 3. В работе исследованы термооптические искажения активной среды твердотельного лазера и разработана математическая модель расчета фокусного расстояния тепловой линзы активного элемента (Nd:YV04), возникающей при диодной накачке, при различных способах крепления. Измерения тепловой линзы, возникающей в активном элементе при аксиальной накачке, проводились с помощью метода Гатмана, основанного на контроле параметров волнового фронта излучения накачки, прошедшего через исследуемый оптический элемент4,5. В качестве источника накачки активной среды был использован лазерный диод (АТС 2550) с диаметром перетяжки около 250 мкм и мощностью до 3 Вт. Он же являлся источником опорного излучения. Была разработана математическая модель расчета фокусного расстояния тепловой линзы для двух типов крепления активного элемента с размерами 3х3х1 мм: конвективным теплоотводом – крепление I и с теплоотводом по всей поверхности кристалла – II. Для проверки разработанных математических моделей проведены экспериментальные исследования, которые показали, что производные отдельных аберраций исследуемой активной среды носят менее выраженный характер при использовании крепления II, чем при креплении I вследствие увеличения симметричности термооптических искажений. Результаты работы показали, что оптическая сила тепловой линзы, найденная экспериментально хорошо согласуется с результатами теоретического анализа. Полученные теоретические и аналитические зависимости, оптической силы тепловой линзы активного элемента, закрепленного в теплоотвод, от мощности излучения накачки в 2 раза меньше, по сравнению с креплением I. Метод Гартмана позволяет исследовать аберрации более высоких порядков, которые влияют на дифракционное качество пучка. Определены среднеквадратичные отклонения по полю (СКО) и построены зависимости значений СКО от изменения величины мощности излучения накачки. СКО рассчитывались относительно опорного

364

ОПТИКА – 2005

волнового фронта излучения при минимальной тепловой линзе. Полученная величина производной по мощности накачки среднеквадратичного отклонения по полю волнового фронта в случае крепления II в 2 раза меньше по сравнению с креплением I. 1. Solid-State Lasers: a graduate text // Walter Koechner, Michael Bass, SpringerVertrag New York, Inc., 409p. 2003. 2. Analytical model of the temperature distribution and the thermally induced birefringence in laser rods with cylindrically symmetric heating // M.Schmid, Th.Graf, H.P.Weber, J. Opt. Soc. Am. B, Vol. 17, № 8, 1398-1404, (2000). 3. Thermal modeling of continuous-wave end-pumped solid-state lasers // M.E.Innocenzi, H.T.Yura, C.L.Fincher, R.A.Feieds, Appl.Phys.Lett.56 (19), (1990). 4. Geometrical parameters in the Hartmann test of aspherical mirrors // A.Morales, D.Malacara, Appl. Opt., Vol. 22, № 4, 3957-3959, (1983). 5. Hartmann test of aspherical mirrors // D.Malacara, Appl. Opt., Vol. 11, № 1, 99101, (1972).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

365

ИССЛЕДОВАНИЕ ИОНИЗАЦИОННОЙ РЕАКЦИИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ДИАПАЗОНЕ ДЛИН ВОЛН 850…1064 НМ Нечаев А.В., Маврицкий О.Б., Егоров А.Н.*, Скоробогатов П.К.* Московский инженерно-физический институт (государственный университет), Москва, Россия, *ЭНПО Специализированные электронные системы, Москва, Россия. В работе анализируется возможность применения лазерного излучения в диапазоне длин волн 0,69…1 мкм для моделирования воздействия широкого класса ионизирующих излучений на различные типы полупроводниковых приборов и интегральных микросхем. Определена оптимальная длина волны для адекватного моделирования быстропротекающих процессов. Способность светового излучения с энергией квантов, превышающей ширину запрещённой зоны полупроводника, ионизировать объём полупроводника определяет принципиальную возможность использования лазерного излучения (ЛИ) для моделирования воздействия импульсных ионизирующих излучений на полупроводниковые приборы и интегральные схемы (ПП и ИС)1. Для случая ИС на основе кремния наиболее простым и дешевым является использование твердотельных неодимовых лазеров с длиной волны 1,06 или 1,08 мкм, излучение которых позволяет создать достаточно однородную по глубине ионизацию практически для всех технологических типов ИС. Длительность импульсов этих лазеров в режиме модулированной добротности составляет десятки наносекунд, что приблизительно соответствует длительности мгновенной составляющей импульса гамма-излучения. Эквивалентная мощность поглощённой дозы, формируемая ЛИ в приповерхностной области полупроводника, зависит от коэффициента межзонного поглощения энергии и интенсивности ЛИ. Основным путём повышения эквивалентной мощности является увеличение интенсивности ЛИ, однако её рост свыше 106 Вт/см2 затруднён необходимостью учёта термодинамических эффектов. Поэтому представляется целесообразным повышение эквивалентной мощности поглощённой дозы за счёт использования ЛИ с более короткой длиной волны (например, использование второй гармоники). Препятствием, затрудняющим использование второй гармоники неодимового лазера для моделирования объёмных эффектов в кремниевых полупроводниковых и интегральных схемах, является сильная неравномерность распределения ионизации по глубине кристалла, связанная с высоким значением коэффициента поглощения энергии. В этом смысле наиболее оптимальным является использование промежуточных длин волн (0,8…1,0 мкм)2, при которых наблюдается существенный выигрыш в эффективности использования ЛИ при сохранении равномерности ионизации активных областей ИС (до глубин 10…25 мкм). Использование ЛИ с такими длинами волн может существенно способствовать распространению методов лазерных имитационных испытаний также и на ИС, основанные на других полупроводниковых материалах (арсенид галлия и т.п.).

366

ОПТИКА – 2005

Для решения данной задачи создана уникальная ЛМУ на основе перестраиваемого лазера LX314 фирмы СОЛАР ЛС, работающего в диапазоне длин волн 0,69…1 мкм с возможностью преобразования перестроенного излучения во вторую гармонику (0,35…0,5 мкм) и хорошим пространственным распределением выходного пучка (Гауссов либо П-образный с локальными вариациями интенсивности не более 20%). Активной средой лазера является кристалл Al2O3:Ti3+, обладающий экстремально широкой полосой генерации, для накачки которого используется вторая гармоника наносекундного неодимового лазера. В настоящей работе исследована зависимость ионизационной реакции от длины волны лазерного имитационного излучения в объёмных КМОП ИС, изготовленных по 2 мкм технологическому процессу. Экспериментально показано, что эффективность использования излучения с длиной волны 970 нм в 5 раз выше по сравнению с излучением неодимового лазера на длине волны 1064 нм. Эта длина волны может быть использована для уменьшения требуемой интенсивности лазерного излучения для тестов ИС при высоких мощностях дозы облучения. С уменьшением длины волны до значений 910…900 нм и ниже происходило нарушение адекватности, обусловленное существенной неоднородностью ионизации в микросхеме, что особенно важно для объёмных ИС. 1. А.И Чумаков. Действие космической радиации на интегральные схемы, М. «Радио и Связь». 2004. 2. P.K.Skorobogatov, A.Y.Nikiforov, O.B.Mavritsky, A.N.Egorov. Influence of Wavelength on CMOS IC Dose Rate Laser Simulation Adequacy // Radiation Effects on Components and Systems (RADECS 2004); Madrid, September 22 – 24, 2004.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

367

ФОРМИРОВАНИЕ СВЕТОИНДУЦИРОВАННЫХ ДИФРАКЦИОННЫХ РЕШЕТОК В ТОНКОМ СЛОЕ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ Кутавичюс В.П., Кабанов В.В., Кицак А.И., Жавнерко Г.К.*, Кекало Е.А.* Институт физики им. Б.И.Степанова НАН Беларуси, Минск, Беларусь, *Институт химии новых материалов НАН Беларуси, Минск, Беларусь. Проведены исследования возможности формирования динамических решеток в тонком слое магнитной жидкости посредством интерференции двух пересекающихся лазерных пучков. При определенном значении интенсивности излучения в слое магнитной жидкости наблюдалось образование стационарной дифракционной решетки. Светоиндуцированные динамические решетки формировались в магнитной жидкости, которая представляла собой устойчивый коллоид, состоящий из частиц магнетита со средним диаметром около 10 нм и водного носителя. В качестве стабилизатора использовался тетраметиламмоний гидроксид. Объемное содержание магнетита со стабилизатором составляло примерно 20%. Кювета с тонким слоем магнитной жидкости (толщина слоя ∼25 мкм) помещалась в область интерференции двух лазерных пучков с длиной волны =532 нм. При достижении средней 2 интенсивности излучения 6,2 Вт/см в слое магнитной жидкости за счет пространственной модуляции концентрации частиц магнетита формировалась динамическая решетка. Время ее релаксации по окончании возбуждения составляло несколько секунд. Увеличение суммарной интенсивности излучения до 21,2 Вт/см2 приводило к записи стационарной дифракционной решетки, которая не исчезала на протяжении нескольких суток вплоть до высыхания водного носителя. В докладе также рассмотрены условия формирования стационарных дифракционных решеток в клеевых композитах, содержащих магнитную жидкость с различными стабилизаторами. Анализируются механизмы образования и время существования динамических и стационарных светоиндуцированных решеток.

368

ОПТИКА – 2005

ПРИМЕНЕНИЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ЛАЗЕРА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ПАРАМЕТРОВ ОБЪЁМНЫХ ГОЛОГРАММ Златов А. С., Кушнаренко А. П. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. С целью применения в голографических экспериментах исследованы характеристики излучения полупроводникового лазера KLM-650, при использовании которого проведены измерения спектральной и угловой селективности объёмных голограмм-решёток с различной пространственной частотой (640-1100 мм-1). Для измерения параметров объемных голограмм, обладающих высокой селективностью, необходимо использовать излучение, пространственная расходимость которого существенно меньше угловой селективности исследуемой голограммы. Это главное требование к источнику излучения в данном эксперименте. На практике используются два основных метода исследования объемных голограмм, которые формируют дополнительные требования к освещающему излучению. 1.Освещение голограммы проводится монохроматическим излучением, спектральный состав которого существенно меньше спектральной селективности голограммы. Этот метод используется при исследовании угловой селективности голограммы. 2.Освещение голограммы проводится широкополосным излучением, спектральный состав которого значительно больше спектральной селективности голограммы. Этот метод используется при исследовании спектральной селективности голограммы 1,2. В работе рассмотрены параметры излучения полупроводникового лазерного модуля KLM-650 (расходимость, спектральный состав) в различных режимах генерации с точки зрения вышеперечисленных требований. Свойства излучения полупроводникового лазерного модуля зависят от тока, протекающего через p-n-переход. При токе, ниже некоторого порогового значения излучение является некогерентным и лазерный модуль работает как светодиод, имеющий довольно широкий спектральный состав. При токе, больше порогового значения, лазерный модуль работает как лазер, генерирующий когерентное монохроматическое излучение. Независимо от режима излучения расходимость излучения формируется оптической системой и определяется ее свойствами. Были проведены измерения интенсивности излучения лазерного модуля от тока, протекающего через p-n-переход, и измерения пространственного распределения интенсивности (расходимости) излучения в различных режимах работы лазерного модуля. Показана возможность использования данного излучения в голографическом эксперименте. Спектры излучения исследуемого лазерного модуля при различных значениях тока через p-n-переход приведены на рис.1. Для исследования спектральной селективности был выбран режим, при котором ширина спектра излучения лазерного модуля составляла 9,5 нм, расходимость пучка не превышала 0,4 мрад.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

369

Для исследования угловой селективности был использован режим генерации когерентного излучения, при котором ширина спектра менее 0,3 нм, а расходимость пучка также не превышала 0,4 мрад.

Рис. 1. Зависимость спектрального состава излучения полупроводникового лазерного модуля KLM-650 от тока, протекающего через p-n-переход

Результаты измерений параметров фазовых пропускающих голограммрешёток, зарегистрированных на различной пространственной частоте, приведены в табл. 1. Для получения голограмм были использованы образцы полимерного материала «Диффен» 2 толщиной 1-2 мм. Для контроля параметров голограмм были проведены расчеты так же представленные в таблице. Таблица 1. Экспериментальные результаты Параметры объёмных голограмм Измеренные Образец №

, мм-1

, мрад

Рассчитанные изм,

нм

расч,

нм

1

640

1,60±0,05

5,3±0,4

4,9±0,3

2

640

1,50±0,05

4,5±0,4

4,7±0,2

3

790

0,90±0,05

3,4±0,4

2,8±0,3

4

1100

0,50±0,05

1,3±0,4

1,5±0,3

1. О.В.Андреева, С.В.Артемьев, Л.Н.Капорский, А.П.Кушнаренко. Использование полупроводниковых источников излучения при исследовании спектральной селективности объемных голограмм. //Оптич. журн., т.72, №3, с.31-33, 2005. 2. О.В.Андреева, В.Г. Беспалов, В.Н. Васильев, А.А.Городецкий, А.П.Кушнаренко, Г.В.Лукомский, А.А.Парамонов. Исследование спектральной селективности объемных голограмм с помощью импульсного излучения фемтосекундной длительности. //Оптика и спектр., 2004, т.96, №2, с.190-196.

370

ОПТИКА – 2005

ЛАЗЕРНОЕ ФОРМИРОВАНИЕ ГИБРИДНЫХ МЕТАЛО – СТЕКЛЯННЫХ НАНОЗОНДОВ Зыонг З.В., Вейко В.П., Яковлев Е.Б. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. В работе показана возможность лазерного формирования гибридных метало–стеклянных зондов, которые могут использоваться в ряде сканирующих зондовых микроскопов. При применении гибридных метало–стеклянных зондов можно скомбинировать в комплекс туннельный, атомно-силовой, электросиловой и другие микроскопы. Сканирующая зондовая микроскопия (СЗМ) – один из мощных современных методов исследования морфологии и локальных свойств поверхности твердого тела с высоким пространственным разрешением. Сканирующие зондовые микроскопы – это семейство микроскопов, принцип работы которых заключается в сканировании иглообразного зонда над поверхностью образца на расстоянии 0,1 – 10 нм и в регистрации информационных параметров различных типов воздействия зонда с поверхностью. Так, работа туннельного микроскопа основана на явлении протекании туннельного тока между металлической иглой и проводящим образцом; различные типы силового взаимодействия лежат в основе работы атомно-силового, магнитно-силового и электросилового микроскопов1.

Гибридный метало–стеклянный зонд представляет собой металлический нанозонд в стеклянной оболочке (см. рис). Формирование гибридного зонда из стеклянной трубочки (диаметрами 1мм и 0.6 мм) и медного проволока диаметром 60 мкм возможно при лазерной вытяжке. При этом вытяжка состоит из двух стадий : первая стадия вытяжки – создает перетяжку и слияние медной проволоки в стекле и вторая стадия – вытяжка до обрыва. Так как гибридный зонд содержит стеклянный элемент, который проводит свет, и метал, проводящий электрический ток, он может одновременно объединить и туннельный, и электросиловой, и оптический ближнепольный, и даже атомносиловой микроскопы.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

371

Комбинирование различных типов сканирующих зондовых микроскопов увеличит достоверность полученной информации о свойствах поверхности твердого тела, которые очень часто искажаются из-за внешних воздействий. 1. В.Л.Миронов, «Основы сканирующей зондовой микроскопии», учебное пособие, Институт физики микроструктур, Нижний Новгород 2004 г.

372

ОПТИКА – 2005

МЕТОД И УСТРОЙСТВО ДЛЯ КОНТРОЛЯ ПОВЕРХНОСТИ ЦИЛИНДРОВ ПЕЧАТИ Мамилов С.А., Галкин А.А., Есьман С.С., Кравченко В.И., Плаксий Ю.С. ООО "БИЭЛТ", Киев, Украина. Представлено метод для оптического контроля качества формных цилиндров глубокой печати и анилоксовых валов и устройство для его реализации. Метод базируется на использовании для профилометрии схемы низкокогерентного интерферометра который обеспечивает сбор данных о трехмерном рельефе. Устройство предназначено для оптического контроля качества формных цилиндров глубокой печати и анилоксовых валов. Наиболее распространенными на сегодняшний день технологиями изготовления форм глубокой печати являются электромеханическая гравировка, прямая и косвенная лазерная гравировка (маски с последующим химическим травлением) поверхностного металлического слоя печатного цилиндра. При использовании любой из указанных технологий, качество печатной формы определяется, прежде всего, геометрической формой ячеек, предназначенных для переноса краски. Существующие устройства для контроля размеров и формы ячеек либо измеряют лишь поперечные размеры ячеек, либо их глубину (контрольно-измерительный комплекс Сheck-Master ІІ). Поставленная задача состояла в разработке метода оптического контроля качества цилиндров глубокой печати с увеличенным рабочим полем и повышенной скоростью сбора данных. Принципиально расширить рабочее поле и увеличить быстродействие, по сравнению с существующими методами, можно, применив для профилометрии схему низкокогерентного интерферометра, который обеспечивает сбор данных о трехмерном рельефе путем анализа интерферограмм всего участка поверхности цилиндра, отображаемого на матрице фотоприемника, при сканировании опорного зеркала вдоль оптической оси. В качестве источника излучения использован лазерный диод с длиной волны излучения 650 нм и шириной полосы ~5 нм. Излучение источника преобразуется расширителем пучка в коллимированный пучок и по схеме интерферометра Майкельсона расщепляется светоделительным кубиком на предметный и опорный пучки, которые после отражения соответственно от поверхности измеряемого объекта и опорного зеркала сводятся светоделителем и проецируются на фотоприемник – КМОП матрицу цифровой камеры. Проекционная линза является, по существу, длиннофокусным объективом, формирующим изображение поверхности объекта на фотоприемнике. В отличие от общепринятых схем, в данной установке перемещается по оптической оси не объект, а опорное зеркало, что допустимо при применении длиннофокусных объективов с достаточной глубиной резкости, перекрывающей глубину рельефа измеряемой поверхности.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

373

ИССЛЕДОВАНИЕ ЗАВИСИМОСТИ ГЛУБИНЫ РАЗДЕЛЯЮЩИХ ТРЕЩИН ОТ СКОРОСТИ ПЕРЕМЕЩЕНИЯ ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ И ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК МАТЕРИАЛА Никитюк Ю. В., Середа А. А., Побияха А. С. Учреждение образования «Гомельский государственный университет имени Франциска Скорины», Гомель, Республика Беларусь. В данной работе проведено исследование глубины разделяющей микротрещины при реализации процесса управляемого лазерного термораскалывания от скорости перемещения лазерного пучка при постоянной плотности мощности лазерного излучения, с учетом температурной зависимости теплофизических свойств стекла. Наиболее эффективным из способов разделения стеклоизделий является управляемое лазерное термораскалывание. Реализация этого процесса обеспечивает возможность получения микротрещины на заданную глубину. Для выяснения особенностей механизма лазерного термораскалывания была получена информация о распределении термоупругих полей. В связи с трудностями, возникающими при попытке использования аналитических методов для расчета термоупругих полей в нелинейной постановке задачи был использован метод конечных элементов. Для расчета термонапряжений использовалась квазистатическая постановка задачи, которая означает, что напряженное состояние устанавливается значительно быстрее, чем тепловое равновесие. Погрешность в определении величины термонапряжений, связанная с пренебрежением инерционными эффектами, согласно 1 оказывается очень малой. Для избежания существенных погрешностей, при выполнении расчетов учитывалось, что в процессе лазерной обработки стекла температура в области лазерного излучения может изменятся от 20°С до 537°С (температура стеклования силикатного стекла), при этом его теплопроводность изменяется от 0.88 до 1.5 Вт/м⋅К, а теплоемкость – от 860 до 1090 Дж/кг⋅К. Плотность стекла ρ принималась равной 2450 кг 3 /м , модуль упругости - E=68⋅109 МПа, коэффициент Пуассона - ν=0,221, коэффициент температурного расширения αт=89⋅10 -7 (1/°С) согласно 2. Во время экспериментальных исследований расстояние от заднего фронта пучка до переднего фронта зоны подачи хладагента L было равным 0.5⋅10-3 м, а воздушно – водяная смесь подавалась со скоростью 0.8 м/с, что обеспечивает охлаждение с коэффициентом теплоотдачи равным 6800 Вт/м2К, что и было учтено при расчетах. На рисунке 1 представлено распределение полей напряжений σ22 в плоскости разделения силикатного стекла для расчетных режимов термораскалывания круглым лазерным пучком (А – радиус пучка, h – толщина образца). Как видно из рассмотрения рисунка 1, при реализации управляемого лазерного термораскалывания формируются зона растягивающих напряжений перед лазерным пучком и зона сжимающих напряжений в месте воздействия лазерного пучка. Однако в отличие от сквозного термораскалывания на поверхности образца формируется еще одна зона растягивающих напряжений в месте подачи хладагента, величина которых достигает порядка 40 МПа. При этом зона растягивающих

374

ОПТИКА – 2005

напряжений сформированных хладагентом окружена сжимающими напряжениями, сформированными лазерным пучком. Таким образом, в случае управляемого лазерного термораскалывания развитие микротрещины контролируется сжимающими напряжениями, а ее глубина определяется расположением границы перехода растягивающих напряжений в сжимающие, в поле которых развитие трещины затруднено. На рисунке 2 приведены расчетные данные для режима управляемого лазерного термораскалывания пучком с поперечным сечением в виде круга радиусом 2 мм и плотностью мощности излучения 1,57⋅106 ВТ/м2. Как видно из рассмотрения рисунка 2 зависимость глубины залегания микротрещины от скорости обработки носит экспоненциальный характер и при увеличении скорости быстро снижается. Полученные результаты моделирования находятся в хорошем соответствии c экспериментальными данными, полученными ранее.

Рис. 1. Распределение полей напряжений σ22 в плоскости разделения силикатного стекла

Рис. 2. Зависимость глубины z разделяющей микротрещины от скорости лазерного пучка v

1. Н.Н.Шабров Метод конечных элементов в расчетах деталей тепловых двигателей, Л.: Машиностроение, 1983. – 212 с. 2. Стекло. Справочник. Под. Ред. Н. М. Павлушкина. М., Стройиздат. 1973. 487 с.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

375

ЛАЗЕРНАЯ РЕЗКА СТАЛИ 65Г Баевич Г.А., Грищенко В.В., Козлов А.И. Учреждение образования «Гомельский государственный университет имени Франциска Скорины», Гомель, Республика Беларусь. Проведены экспериментальные исследования лазерной резки образцов из стали 65Г толщиной 2 мм непрерывным и импульсным лазерным излучением с длиной волны 1.06 мкм. Выявлены особенности лазерной резки и определены оптимальные технологические режимы. Сталь 65Г широко используется в машиностроении для изготовления пружин, рессор, упорных шайб, тормозных лент, фрикционных дисков, шестерней, фланцев, корпусов подшипников и других деталей, к которым предъявляются требования повышенной износостойкости. Возникает настоятельная производственная необходимость в разработке и промышленном освоении методов резки данной стали, сочетающих высокие показатели, как по производительности процесса, так и по точности и качеству поверхностей реза. К числу таких перспективных процессов разделения материалов следует отнести лазерную резку металлов, основанную на процессах нагрева, плавления, испарения, химических реакциях горения и удаления расплава из зоны реза. Для лазерной резки металлов основными параметрами, определяющими производительность и качество, являются плотность мощности лазерного излучения, скорость резки, давление и состав подаваемого газа, размер и конфигурация сопла для подачи газа, расстояние от среза сопла до поверхности материала, поглощающая способность поверхности материала. Существенное влияние на качество и производительность резки металлов оказывает выбор рода газа. При проведении экспериментальных работ по резке как в непрерывном так и в импульсном режимах в зону обработки подавалась струя кислорода, выполняющая две функции: увеличение поглощенной доли излучения вследствие образования на поверхности пленки окисла и удаление образовавшейся пленки и расплава из зоны реза до тех пор, пока материал не будет полностью разрезан. В таблице приведены экспериментальные режимы лазерной резки образцов из стали 65Г. Режим лазерной Марка Толщина, Мощность Скорость Давление газа, МПа резки материала мм лазера, Вт резки, мм/с 170 0,5 0,5 непрерывный Сталь 65Г 2,0 35 0,8 0,3 импульсный Исследования качества обработки и шероховатости поверхности образцов, полученных при лазерной резке, проводились на инструментальном микроскопе МБС-9 с максимальным увеличением 88х. На рисунке 1 представлены фотографии структуры поверхности реза.

376

ОПТИКА – 2005

а) б) Рис.1. Структура поверхности реза с увеличением 88х а - непрерывный режим; б - импульсный

Полученные экспериментальные данные позволяют судить о том, что обработка импульсно-периодическим излучением с использованием ИАГ-лазера позволяет получать более точные и качественные резы, ввиду того, что зона теплового воздействия у данного типа лазеров меньше, а также отсутствует эффект автогенной резки. Поэтому импульсный режим лазерной резки предпочтительно применять при выполнении работ по разделению материалов в тех случаях, когда к полученным деталям применяются высокие требования по точности и качеству поверхностей реза, а также при резке материалов небольших толщин, когда производительность процесса не играет первостепенной роли. 1. А.Г. Григорьянц. Основы лазерной Машиностроение, 1989. – 304 с.

обработки

материалов

.-М.:

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

377

МОДЫ ВЫСШЕГО ПОРЯДКА АСТИГМАТИЧНОГО ГАУССОВА ПУЧКА В НЕПЛАНАРНОМ ЧЕТЫРЕХЗЕРКАЛЬНОМ РЕЗОНАТОРЕ Зайцева Т.Э., Брославец Ю.Ю., Фомичев А.А. Московский физико-технический институт (ГУ), Москва, Россия. Предложена физико-математическая модель, описывающая формирование распределения поля пучка, как основной моды, так и мод высших порядков, в четырёхзеркальном неплоском резонаторе с гауссовой диафрагмой. Лазерные гироскопы, благодаря хорошей точности, надежности, высокой устойчивости к механическим воздействиям, нашли широкое применение в системах управления, ориентации и навигации. Большое количество работ направленных на повышение точности и стабильности лазерного гироскопа 1−4 привело к устранению многих причин, уменьшеньшающих его стабильность и точность и увеличивающих дрейф. Тем не менее, существует ряд факторов, приводящих к искажению выходной характеристики гироскопа. Одним из таких факторов, ухудшающих точность гироскопа, является дифракционная невзаимность, приводящая к расщеплению частот, зависящему от диаметра и положения диафрагмы, активной среды и распределения поля внутри резонатора4. Поэтому важным фактором, влияющим на точностные параметры гироскопа, является поперечная модовая структура излучения. В большинстве гироскопов стараются создать условия для генерации нулевой моды гауссова распределения. Хотя в ряде работ получены очень интересные результаты2, показавшие практически устранение захвата частоты при генерации мод более высокого порядка. В нашей работе численное моделирование, показало, что при изменении размеров диафрагмы, астигматичный пучок в резонаторе существенно меняет свою структуру в обьеме резонатора и его перетяжки в перпендикулярных плоскостях, смещаются в сторону сферического зеркала при уменьшении размеров диафрагмы. В неплоском четырехзеркальном резонаторе пучок в поперечном сечении, в амплитудном распределении имеет форму эллипса, а в фазовом имеет либо форму эллипса, либо сечение гиперболического параболоида, повернутого в плоскости сечения пучка на определенный угол относительно плоскости падения на зеркало. Таким образом, пучок обладает астигматизмом. При выборе угла излома, такого, что за обход резонатора в поперечном сечении он разворачивался на 90° , происходит существенное уменьшение астигматичности пучка на выходном зеркале в поперечном распределении амплитуды, при этом астигматизм в фазовом распределении сохраняется. В работе создана физико-математическая модель, позволяющая описывать формирование распределения поля пучка в непланарном четырехзеркальном резонаторе. Рассмотрены частные случаи резонатора с углами излома ϕ = 32.0312° и ϕ = 65.5292° , выбранные так, что пучок в поперечном сечении, при одном обходе резонатора, поворачивался на 90° или 180° соответственно. Эти два случая характерны тем, что в резонаторе, при распространении пучка по свободному пространству, между зеркалами, не происходит вращения поля.

378

ОПТИКА – 2005

a

б

Рис.1. Распределения амплитуды (a) и фазы (б) в поперечном сечении пучка

Рассчитаны параметры собственной моды резонатора с углами излома обеспечивающими формирование пучков с вращением при распространении в свободном пространстве амплитудного и фазового распределения поля (рис.1).

а

б

Рис.2. Распределение амплитуды в поперечном сечении резонатора для моды с m=1 n=1.

В представленной работе проведено численное моделирование формирования мод описываемых астигматичными Эрмита-Гауссовыми пучками (рис.2) различного порядка, в непланарном резонаторе. Пространственное распределение амплитуды поля астигматичной моды Эрмита-Гаусса, распространяющейся вдоль оси z, определяется произведением полиномов Эрмита и функции Гаусса: ⎡ − ik ⎛ x 2 y 2 ⎞⎤ ⎛ 2x ⎞ ⎛ 2 y ⎞ ⎟H n ⎜ ⎟ exp ⎢ ⎟⎟⎥ ⎜⎜ + U mn = Amn H m ⎜⎜ (1) ⎟ ⎜ σ ⎟ σ 2 q q m n 1 2 ⎠ ⎝ ⎝ ⎠ ⎝ ⎠ ⎣ ⎦ и задается четырьмя комплексными параметрами: σ m , σ n , q1 , q2 . 1. В.П.Быков, О.О.Силичев, Лазерные резонаторы, Москва 2003 г. 2. Dana Z. Anderson, Weng W. Chow, аnd Marlan O. Scully , OPTICS LETTERS.Vol. 5, N 10, 413 October 1980 г. 3. Савельев И.И., Хромых А.М., “Квантовая электроника”, 3, №7, 1517, 1976 г. 4. Радина Т.В. ОПТИКА И СПЕКТРОСКОПИЯ, том 80, №5, с862-870, 1996 г.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

379

ПРОСТРАНСТВЕННАЯ КОГЕРЕНТНОСТЬ ИЗЛУЧЕНИЯ Nd:ИАГ ЛАЗЕРА С ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИМ ЗАТВОРОМ Шеневский И.П., Ютанова Е.Ю. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия Проведены расчеты амплитудно-фазового распределения излучения на выходе Nd:ИАГ лазера с электрооптическим затвором. Для различных чисел Френеля экспериментально получены функции пространственной когерентности при длительности импульса лазера 12 нс. Показано, что область когерентности не превышает 300 мкм, что ограничивает его использование в голографическом эксперименте. Пространственная когерентность является одной из важнейших характеристик лазера излучения определяющая его применимость в интерференционных и голографических экспериментах. В работе исследовалась пространственная когерентность излучения второй гармоники Nd:ИАГ лазера SOLAR LQ-129 ( λ = 532 нм) с длительностью импульса τ = 12 нс, частота повторения импульсов 50 Гц и средней мощностью 4 Вт. На первом этапе проводились расчеты амплитуднофазовых характеристик поля на выходном зеркале резонатора после первого прохода по формуле Гюйгенса - Френеля: + a+ a 2ik −ikρ E ( x, y , t ) = ∫ ∫ e E 0 f m ( x, y )dxdy , (1) πρ 4 −a −a где E0 -постоянный амплитудный множитель; α - размер прямоугольного отверстия по x и y; k - волновой вектор; ρ - расстояние между зеркалами резонатора f m ( x, y ) случайная функция описывающая поле спонтанного излучения на первом зеркале резонатора. Использовался следующий алгоритм: поле на n проходе по резонатору рассчитывается с использованием формулы (1), в которую подставляется значение поля на n-1 проходе; пучок излучения, распространяясь к первому зеркалу, усиливается в активной среде лазера длиной l a с однородным по координатам и зависящим от времени коэффициентом усиления gn(t). В дальнейшем, отражаясь с коэффициентом отражения R от первого зеркала, излучение усиливается еще раз и, пройдя выходное зеркало с коэффициентом отражения r, часть излучения In(1-r) выходит из резонатора, а другая часть повторяет цикл. Таким образом, на выходе формируются n/2+1 полей лазерного излучения с различной интенсивностью, суммируя которые, можно вычислить функцию пространственной когерентности [1]. Результаты расчета и голографического эксперимента по методике [1] показали, что за время включения электрооптического затвора и формирования лазерного импульса длительностью 12 нс, не успевает сформироваться устойчивое одномодовое поле генерации, даже при числе Френеля F = 1 и область когерентности в основном определяется исходной неоднородностью шумового поля. 1. Беспалов В.Г., Жевлаков А.П., Лещенко Д.О., Ютанова Е.Ю., Опт. и спектр., 80, 871-876 (1996)

380

ОПТИКА – 2005

Секция 6. Оптика и образование ЛАБОРАТОРНАЯ УСТАНОВКА ДЛЯ ОПРЕДЕЛЕНИЯ НАПРАВЛЕННОГО КОЭФФИЦИЕНТА ИЗЛУЧЕНИЯ МАТЕРИАЛОВ В СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ 8-14 МКМ Кузнецов Д.Ю., Сидельников С.С. Петербургский Энергетический Институт повышения квалификации, Санкт-Петербург, Россия. Описана экспериментальная установка для определения направленного коэффициента излучения материалов с помощью измерительного тепловизионного прибора, которая демонстрирует влияние направленного коэффициента излучения на результаты тепловизионного контроля. Одним из ключевых параметров, определяющих точность пирометрического контроля, является коэффициент направленного излучения (НКИ) и его зависимость от угла визирования поверхности. При проведении подготовки специалиста термографического контроля важно наглядно продемонстрировать влияние НКИ на результаты определения температуры, получаемые с помощью тепловизора. Для этих целей была разработана лабораторная установка, которая позволяет выполнять исследования НКИ различных материалов с помощью измерительных тепловизионных приборов. Лабораторная установка, представляет собой камеру спокойного воздуха, с расположенным в ней столиком с образцом исследуемого материала цилиндрической формы, контактными датчиками температуры поверхности камеры и образца, а также датчиками температуры воздуха. Перед началом эксперимента образец помещается в термостат для достижения заданной исходной температуры. С помощью измерительного тепловизора регистрировалось распределение радиационной температуры по цилиндрической поверхности образца одновременно с регистрацией результатов измерения контактными датчиками термодинамических температур поверхности образца и внутренних поверхностей камеры. Неоднородность распределения радиационной температуры по поперечному сечению цилиндра наглядно демонстрирует как влияние НКИ на результаты пирометрического контроля, так и изменение величины НКИ в зависимости от угла визирования поверхности.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

381

ЛАЗЕРНЫЕ ТЕХНОЛОГИИ В СТРОИТЕЛЬСТВЕ Леонова Н.А. Тольяттинский военный технический институт, Тольятти, Россия. Этот файл содержит возможный вариант раскрытия темы «Лазеры» с использованием профессионально значимых понятий, что позволяет реализовать межпредметные связи курса физики с профессиональными дисциплинами при подготовке инженера – строителя Лазер характеризуется как устройство, в котором энергия: тепловая, химическая, электрическая преобразуется в энергию электромагнитного поля – лазерный луч. Лазерный луч является самым емким носителем информации и в этой роли – принципиально новым средством ее передачи и обработки. Лазеры обеспечивают высокую степень поляризации излучения при использовании газоразрядных трубок с окнами, наклоненными под углом Брюстера к оптической оси резонатора, что обуславливает уменьшение потерь при отражении, причем генерируемый лазером свет становится плоскополяризованным. Лазерный луч, ориентированный определенным образом, является опорной линией или создает световую плоскость, относительно которых при помощи фотоприемниках устройств могут выполняться необходимые измерения. При возведении сложных зданий и сооружений в монолитном или сборномонолитном исполнении необходимо обращать особое внимание на оперативный геодезический контроль точности возведения с немедленной обработкой измерений и применением при необходимости корректирующих воздействий. Дело в том, что любые нарушения точности приводят к необходимости проведения дополнительных доводочных работ, а в ряде случаев и к необратимому снижению качества, в том числе несущей способности возводимых конструкций. Применение лазерных технологий позволяет исключить личные ошибки мерщика и совершенствует методику измерений по таким направлениям: создание карты для хранения данных; передача измерений в персональный компьютер; контроль наблюдений (задание допусков) и др. Геодезические работы в строительстве линейных сооружении, монтаже подкрановых путей, вертикальной планировке целесообразно выполнять лазерными приборами. Остановимся на некоторых примерах. Лазерные нивелиры предназначены для построения видимой горизонтальной и вертикальной плоскостей. При этом один из лучей, вращаясь, образует видимую лазерную плоскость, второй луч проецирует перпендикулярную линию, а некоторые приборы создают только вертикальный луч (зенит и надир). Подобные нивелиры незаменимы для строительно-монтажных работ в условиях слабой освещенности, выпускаются отечественными и иностранными фирмами. Основное отличие лазерных построителей (нивелиров) от оптических нивелиров заключается в возможности увидеть построенную разбивочную плоскость. Теодолиты – самые распространенные приборы для измерения горизонтальных и вертикальных углов. По конструкции современные теодолиты подразделяются на оптические, электронные и лазерные (электронный теодолит со встроенным лазером). Лазерный теодолит незаменим при работе в тоннелях, подземных выработках, в условиях слабой освещенности. Прибор совмещает в себе функции электронного теодолита и лазерного визира. Возможность настройки значений функциональных клавиш пользователем делает прибор удобным в использовании.

382

ОПТИКА – 2005

Электронные тахеометры серии (оборудованные новым цифровым дальномером) позволяют измерять расстояния без использования отражателей, позволяет выполнять измерения на точки, на которые невозможно или опасно устанавливать отражатель. Узкий видимый лазерный луч имеет малый диаметр, поэтому измерения сквозь препятствия (листву, деревья, заборы) стали как никогда простыми. Переключение режима работы «без отражателя» – «призма» – «пленка» осуществляется одной кнопкой.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

383

МОДУЛЬНЫЙ СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИЙ КОМПЛЕКС ДЛЯ УЧЕБНЫХ И ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИХ ПРИМЕНЕНИЙ Глушков Д.В., Купреев А.Г. Белорусский государственный университет, Минск, Беларусь. Разработан многоцелевой лабораторный комплекс, состоящий из набора унифицированных приборных модулей, из которых может быть скомпонован ряд приборов и установок для решения задач исследовательского, аналитического и обучающего профиля. При проведении экспериментальных исследований в области лазерной физики и спектроскопии, решении прикладных задач аналитического профиля, а также при организации учебных лабораторных практикумов по указанным направлениям требуется широкий парк специализированного оборудования. Решение задачи обновления аппаратурной базы традиционным способом требует закупки большого набора дорогостоящих приборов. Альтернативное решение может базироваться на использовании современных недорогих элементов: источников излучения на базе полупроводниковых лазеров и светодиодов различных спектральных диапазонов, многоэлементных фотоприемников на основе ПЗС-матриц, компактных спектрометрических модулей. На основе указанной элементной базы создан многоцелевой лабораторный комплекс, состоящий из набора унифицированных приборных модулей, из которых быстро может быть скомпонован ряд установок, позволяющих решать исследовательские, аналитические и образовательные задачи. Цена комплекса в несколько раз ниже цены традиционного оборудования, обычно требующегося для оснащения учебных лабораторий соответствующего профиля. На настоящий момент разработан следующий набор приборных модулей: 1. Спектрометр на базе ПЗС-линейки предназначен для работы в области спектра 400–700 нм. При малых габаритах (150∗150∗80 мм) прибор обеспечивает разрешение не хуже 0,5 нм на всем диапазоне, имеет относительное отверстие 1:3, регулируемую ширину щели, возможность оптоволоконного ввода и чувствительность, позволяющую регистрировать спектры люминесценции растворов органических красителей в концентрациях до 10-10 М/л (при работе в режиме вычитания темнового сигнала и с набором по большому числу циклов). Спектрометр управляется компьютером через USB-порт, имеет простое и удобное программное обеспечение, а также имеет возможности для расширения прибора внешними устройствами для работы в специальных приложениях. Спектрометр может использоваться как непосредственно для регистрации спектров испускания различных источников, так и в составе сборок, позволяющих решать другие спектроскопические задачи. 2. Спектрофотометрический модуль в комбинации со спектрометром образует спектрофотометр для измерения спектров поглощения и отражения. Модуль содержит многоэлементный светодиодный источник оригинальной конструкции с компьютерным управлением, систему осветителя, кюветное отделение и позволяет получать зондирующее излучение в относительно узких спектральных диапазонах, переключаемых по заранее заданной программе, что функционально обеспечивает предварительную грубую монохроматизацию излучения и соответствующее снижение искажений в процессе измерения поглощения за счет рассеянного широкополосного излучения. Отсутствие движущихся частей в схеме повышает

384

ОПТИКА – 2005

надежность и долговечность прибора. Возможность быстрого и выборочного переключения светодиодов сокращает время снятия спектров до единиц секунд в отдельных спектральных диапазонах. Рабочий диапазон модульного спектрофотометра 400-700 нм, спектральное разрешение – не хуже 1 нм. Возможно изготовление вариантов прибора с иными диапазонами. Прибор обеспечивает уверенное определение оптической плотности в диапазоне от 0 до 2,5 с точностью 0,02…0,16 единиц оптической плотности. Энергопотребление модульного спектрофотометра позволяет использовать его в комбинации с портативным компьютером в полевых условиях. 3. Спектрофлуорометрический модуль в комбинации со спектрометром образует спектрофлуориметр с дискретно переключаемыми длинами волн возбуждения. Оптическая схема включает систему возбуждения на основе светодиодов высокой яркости, высокоэффективную систему светосбора и позволяет программно выбирать одну (или несколько) из 6 областей возбуждения в спектральном диапазоне 350 – 550 нм без необходимости дополнительной юстировки. При регистрации спектров флуоресценции спектральное разрешение определяется характеристиками базового спектрометра. 4. Модуль комбинационного рассеяния содержит систему фокусировки лазерного излучения на объекте и систему светосбора конфокального типа, светофильтры для подавления рассеянного излучения возбуждающего лазера. В комбинации с базовым спектрометром и лазером (например, описанным ниже дешевым полупроводниковым) образует КР-спектрометр, обеспечивающий возможность регистрации спектров комбинационного рассеяния в диапазоне от 200 см-1 с разрешением до 10–15 см-1. 5. Лазерный модуль выполнен на базе полупроводникового лазерного диода мощностью 50 мВт, содержит систему прецизионной стабилизации тока и температуры, объектив для коллимирования пучка и интерференционный фильтр для подавления излучения суперлюминесценции. Длина волны генерации 681 нм и полуширина 0,5 нм. Все модули имеют единое конструктивное оформление, удобные элементы для сочленения. Разработаны примеры типовых учебных задач, которые могут решаться с использованием модульного комплекса. Приведенный перечень модульных элементов не является исчерпывающим, комплекс может быть адаптирован к решению широкого круга задач, включая, например, ряд специальных (применение в химической, фармацевтической промышленности, в непрерывном контроле концентрации определенных химических соединений, при проведении медицинских анализов и т.д.).

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

385

РЕГИСТРИРУЮЩИЕ СРЕДЫ ДЛЯ ОБЪЕМНОЙ ГОЛОГРАФИИ – РАЗРАБОТКА ЗАНЯТИЯ ПО КУРСУ «ПРИКЛАДНАЯ ГОЛОГРАФИЯ» Андреева Н.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Представлены методические разработки лекционного материала и лабораторного практикума по тематике спецдисциплины прикладная голография нового образовательного направления «Фотоника и оптоинформатика». Программа данного занятия для студентов инженерно-технических специальностей разработана на технологической базе научно-исследовательской лаборатории Государственного оптического института им.С.И. Вавилова (ГОИ). Лекционный курс «Прикладная голография» поддерживается эксклюзивным практикумом, который в настоящее время включает 7 лабораторных работ, 5 из которых используют в качестве объекта исследования голограммы, полученные на объемных регистрирующих средах. Эти голограммы являются элементами полученными в лабораторных условиях на материалах разработанных в лабораториях ГОИ. Развитие трехмерной голографии и ее практических приложений неотделимы от прогресса в области разработки и создания материалов для регистрации трехмерных голограмм. Необходимость обеспечить потребности объемной голографии, стимулировали работы по созданию новых и уникальных регистрирующих сред для записи оптической информации. Наиболее плодотворной оказалась идея создания безусадочных объемных регистрирующих сред на основе пористых стекол. Одним из перспективных регистрирующих объемных материалов являются пористые фотоматериалы на основе галоидного серебра. Жесткий каркас таких материалов обеспечивает пористое стекло, а в качестве светочувствительной композиции применяется ряд разнообразных систем. Регистрирующие среды на основе пористого стекла по физико-механическим свойствам близки к свойствам силикатного стекла, обладают таким же коэффициентом расширения и являются практически безусадочными. Уникальность достижимых параметров, которые позволяет обеспечить жесткая силикатная матрица, не оставляет сомнений в том, что такие среды будут востребованы для решения неординарных задач, возникающих в различных областях науки и техники. Понимание физических процессов происходящих в регистрирующих средах и особенностей их изготовления необходимы для полноценного усвоения материала курса «Прикладная голография». Успехи в области регистрирующих сред отражены в узкопрофильной технической литературе и информация малодоступна для технических работников и студентов данного направления. Курс «Прикладная голография» полностью обеспечивается необходимой методической литературой, содержащей работы мирового уровня в этой области.

386

ОПТИКА – 2005

СОЗДАНИЕ ВИРТУАЛЬНОГО МУЗЕЯ ИСТОРИИ ОПТИЧЕСКОГО ПРИБОРОСТРОЕНИЯ И ОПТИЧЕСКОГО ОБРАЗОВАНИЯ Шеламова Т.В., Колесников Ю.Л. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия Рассматривается вопрос по созданию Виртуального музея истории оптического приборостроения и оптического образования, перспективы его использования в сфере образования. На сегодняшний день задача создания Виртуального музея истории оптического приборостроения и оптического образования является своевременной и актуальной в сфере науки и образования. В последние годы в мире наблюдается не только значительный рост числа пользователей глобальной сети Интернет, но и, как следствие, создание разнообразных образовательных и информационных ресурсов. Следует отметить, что в числе этих ресурсов особое место занимают виртуальные музеи, разработанные для освещения истории не только различных научных и образовательных учреждений, но и для освещения истории различных отраслей науки в целом. Были созданы виртуальные музеи Московского государственного университета, Саратовского государственного университета и других крупнейших вузов нашей страны. Кроме этого созданы и находятся в состоянии интенсивного развития виртуальные музеи различных отраслей науки и техники (например, Виртуальный компьютерный музей, Музей истории Интернет в России, Ангарский музей часов, Интернет-музей телевидения и радио, а также многие другие). Несмотря на то, что в современном пространстве Интернет имеется много разнообразных ресурсов, имеющих непосредственное отношение к истории оптической промышленности и оптическому образованию (например, сайт Государственного оптического института, сайт ОАО "ЛОМО" и других предприятий данной отрасли), а также ресурсов различных образовательных учреждений и оптических организаций, реализующих образовательные программы по оптике, оптотехнике, фотонике и другим оптическим направлениям, виртуального музея в области оптики не существует. Основой для создания виртуального музея оптического приборостроения может служить Виртуальный музей Санкт-Петербургского государственного университета информационных технологий, механики и оптики (http://www.ifmo.ru/museum/), который на сегодняшний день уже включает в себя большое количество информации в данной области науки и техники1. 1. Васильев В.Н., Колесников Ю.Л., Чуфаров Е.В., Шеламова Т.В., Щербакова И.Ю. Виртуальный музей университета как средство изучения истории оптического приборостроения и оптического образования // Оптический журнал, 72, №3, 69—73, (2005)

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

387

РОЛЬ ИНФОРМАЦИОННО-ОБРАЗОВАТЕЛЬНОГО ПОРТАЛА В ОБЛАСТИ ФОТОНИКИ, ОПТОИНФОРМАТИКИ И НАНООПТИКИ ПРИ ОСУЩЕСТВЛЕНИИ УЧЕБНОГО ПРОЦЕССА Колесников Ю.Л., Козлов С.А., Шлюжайте Ю.В. Санкт-Петербургский государственный университет информационных технологий, механики и оптики, Санкт-Петербург, Россия. Затрагивается вопрос об использовании Интернет-порталов в сфере образования, а также возможные перспективы использования в учебном процессе Интернет-портала в области фотоники, оптоинформатики и нанооптики. В настоящее время во всех сферы деятельности человека стремительно внедряются информационные технологии, не исключением является и сфера образования. Наиболее популярным подходом в данном случае является построение, наполнение и сопровождение Интернет-порталов различных видов. Происходит это по той причине, что Интернет-порталы поддерживают большое количество функций, основное из которых — предоставление пользователям возможности взаимодействия как с системой, так и друг с другом. В связи с развитием таких научно-технических направлений, как фотоника, оптоинформатика и нанооптика, актуальным на настоящее время является создание информационно-образовательного Интернет-портала, целью которого является освещение событий и достижений в данных научно-технических направлениях. В чем же актуальность этой разработки, если, как уже упоминалось, в современном пространстве Интернет существует множество информационно-образовательных ресурсов, в том числе и данной тематики? Прежде всего, следует отметить, что, несмотря на обширное количество Интернет-ресурсов, действительно информативных не так много, как хотелось бы. В большинстве своем тематические Интернет-порталы в основе содержат каталоги ссылок на другие ресурсы данной тематики. Таким образом, требуется посетить не один сайт, прежде чем нужная информация будет получена. На сегодняшний день фотоника, оптоинформатика и нанооптика являются одними из важнейших научно-технических направлений в современном мире развивающихся информационных и оптических технологий, и признаны во всем мире. Так как СПбГУ ИТМО уже не первый год ведет подготовку специалистов в области фотоники, оптоинформатики и нанооптики, разработка портала в области фотоники, оптоинформатики и нанооптики ставит своей целью, прежде всего, обеспечить информацией именно студентов, преподавателей и специалистов данного профиля. Это в свою очередь означает, что содержание информационнообразовательного портала должно базироваться на тех направлениях, которые составляют основу знаний. А основное внимание в учебном процессе по данному профилю уделяется оптике, оптическому материаловедению и теории информации. Понятно, что успешное осуществление учебного процесса и повышение эффективности и развитие образования данного направления будет достигнуто тогда, когда студенты, преподаватели и специалисты будут владеть необходимой в учебной и научной деятельности информацией, соответствующей современному

388

ОПТИКА – 2005

уровню развития данного научно-технического направления, удовлетворяющей информационные потребности пользователей в этих областях. На начальном этапе разработки информационно-образовательного портала был проведен анализ существующих в Интернете информационных ресурсов данной тематики. В ходе исследования существующих ресурсов были проанализированы ресурсы, посвященные отдельным научно-техническим направлениям. Среди рассмотренных ресурсов особое внимание хочется уделить следующим: http://photonica.ru/ — русскоязычный портал по фотонике, http://www.photonics.com/ — англоязычный портал по фотонике, http://nanotechweb.org/ — англоязычный портал по нанотехнологиям. На основе данного обзора были определены цели и задачи, с которыми осуществляется построение нового информационнообразовательного Интернет-ресурса. Исходя из поставленных задач и с целью эффективного использования разрабатываемого Интернет-ресурса как в качестве образовательного, так и в качестве информационного подспорья в научноисследовательской работе, устанавливаются определенные требования к алгоритму работы портала и его научно-методическому наполнению, работа над чем в настоящее время и ведется.

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

389

Секция 1. Нелинейная и когерентная оптика....................................................................5 ВЛИЯНИЕ ЧАСТИЦ АТМОСФЕРНОГО АЭРОЗОЛЯ НА ЗАРОЖДЕНИЕ ФИЛАМЕНТОВ В ЛАЗЕРНОМ ПУЧКЕ Качан Е.П., Милицин В.О. .............................................................................. 5 УПОРЯДОЧЕННЫЕ ФИЛАМЕНТЫ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИМПУЛЬСА В ОБЪЕМЕ ПРОЗРАЧНОЙ СРЕДЫ Панов Н. А., Косарева О. Г............................................................................ 7 ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАЗМЕННЫХ КАНАЛОВ ПРИ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИИ ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА В ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ Безбородов А.Е., Шленов С.А. .................................................................................................................................................................... 10 ПРОСТРАНСТВЕННОЕ УПРАВЛЕНИЕ МНОГОФИЛАМЕНТАЦИЕЙ В МОЩНОМ ФЕМТОСЕКУНДНОМ ЛАЗЕРНОМ ИМПУЛЬСЕ Дормидонов А. Е. ......................................... 11 НОВЫЙ МЕХАНИЗМ ДВУХФОТОННОЙ МОДИФИКАЦИИ ПРОЗРАЧНЫХ СРЕД УЛЬТРАКОРОТКИМИ ЛАЗЕРНЫМИ ИМПУЛЬСАМИ Афанасьев А.В., Кузнецов А.И., Битюрин Н.М............................................................................................................................................. 13 DISSIPATIVE SOLITONS IN BRAGG GRATINGS Tran X.Tr.......................................................... 14 ТЕМНЫЕ И СВЕТЛЫЕ ДИСКРЕТНЫЕ СОЛИТОНЫ В ОДНОМЕРНЫХ ФОТОННЫХ РЕШЕТКАХ В НИОБАТЕ ЛИТИЯ Шандарова К.В., Шандаров В.М............................................. 15 ДИФФЕРЕНЦИРОВАНИЕ И УДВОЕНИЕ ЧАСТОТЫ СВЕРХКОРОТКИХ ИМПУЛЬСОВ ПРИ РАССТРОЙКЕ СКОРОСТЕЙ Черных В.А., Сухоруков А.П.................................................. 17 ОСОБЕННОСТИ САМОФОКУСИРОВКИ И ДВУХВОЛНОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В РЕЗОНАНСНЫХ СРЕДАХ Горбач Д.В., Романов О.Г. ..................................................................... 19 ГЕНЕРАЦИЯ ВТОРОЙ ГАРМОНИКИ В АКТИВНО-НЕЛИНЕЙНЫХ КРИСТАЛЛАХ С РЕГУЛЯРНОЙ ДОМЕННОЙ СТРУКТУРОЙ Деткова В.М. .......................................................... 20 ЗАПИСЬ СТАЦИОНАРНЫХ ГОЛОГРАФИЧЕСКИХ РЕШЕТОК В ПОЛИМЕРНЫХ ПЛЕНКАХ Русинов А.П. ........................................................................................................................ 22 ВЕКТОРНОЕ ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛАХ ТИТАНАТА ВИСМУТА Гусельникова А.В., Шандаров С.М., Плесовских А.М., Ромашко Р.В.*, Кульчин Ю.Н.* ......................................... 24 ТЕРМОИНДУЦИРОВАННОЕ АНОМАЛЬНОЕ ДВУЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ Криштоп В.В., Строганов В.И., Литвинова М.Н., Ефременко В.Г. ............................................................................................................................................................. 26 ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЙ ПРЕОБРАЗОВАТЕЛЬ ИЗОБРАЖЕНИЯ В СВЕТОВОДЕ С ТЕПЛОВОЙ НЕЛИНЕЙНОСТЬЮ Харская Т.Г., Ивахник В.В., Никонов В.И............................. 27 GENERATION OF HARMONICS DURING NONLINEAR REFLECTION OF TWO FEWCYCLE LIGHT PULSES WITH DIFFERENT SPECTRAL COMPOSITION Yastrebova N.V. .... 29 ФЕМТОСЕКУНДНОЕ ЛАЗЕРНОЕ МИКРОСТРУКТУРИРОВАНИЕ ПОВЕРХНОСТИ КРЕМНИЯ Остапенко И. А., Заботнов С. В. ........................................................................................ 31 КОЭФФИЦИЕНТ ПОГЛОЩЕНИЯ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ ВНУТРИ СЛАБОПОГЛОЩАЮЩЕЙ ВОДНОЙ МИКРОЧАСТИЦЫ ПРИ ЕЁ ОПТИЧЕСКОМ ПРОБОЕ Апексимов Д.В., Гейнц Ю.Э., Землянов А.А. ...................................................................... 33 ЧАСТОТНО-НЕВЫРОЖДЕННЫЕ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ СОСТОЯНИЯ БИФОТОНОВ Е.В.Морева, Г.А.Масленников, С.П.Кулик, Р.Ф.Галеев ....................................................................... 35 РАСПРОСТРАНЕНИЕ ИМПУЛЬСА САМОИНДУЦИРОВАННОЙ ПРОЗРАЧНОСТИ В СРЕДАХ С ПРОСТРАНСТВЕННОЙ ДИСПЕРСИЕЙ Гладуш Ю.Г., Камчатнов А.М.*............. 37 ФОРМИРОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ОПТИЧЕСКОГО ОТКЛИКА В РАСТВОРАХ КРАСИТЕЛЕЙ ПРИ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОМ ПЕРЕНОСЕ ЭНЕРГИИ Михневич С.Ю., Горбацевич С.К.* ....................................................................................................................................... 38 MEASURING FOUR-PHOTON CORRELATION FUNCTIONS IN THE PULSED MODE Iskhakov T.Sh., Chekhova M.V., Agafonov I.N., Ivanova O.A. ................................................................ 39 ДВУХУРОВНЕВАЯ АТОМНАЯ СИСТЕМА В СИЛЬНОМ СВЕТОВОМ ПОЛЕ Иванов В.С., Пулькин С.А., Фрадкин Э.Е. .................................................................................................................... 41 ЭФФЕКТЫ КОЛЛЕКТИВНОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ВЕЩЕСТВА И МНОГОМОДОВОГО ЭЛЕКТРОМАГНИТНОГО ПОЛЯ В УСЛОВИЯХ ВНУТРИРЕЗОНАТОРНОЙ НАКАЧКИ Аверченко В.А., Егоров В.С., Мехов И.Б., Столяров А.И., Чехонин И.А. ................................................................................................................................... 43

390

ОПТИКА – 2005

НЕТРАДИЦИОННЫЕ СВОЙСТВА «МАЛЬТИЙСКОГО КРЕСТА» В КОНОСКОПИЧЕСКИХ ФИГУРАХ ОПТИЧЕСКИХ КРИСТАЛЛОВ Пикуль О.Ю., Рудой К.А., Строганов В.И.................................................................................................................................. 44 ДОПОЛНИТЕЛЬНЫЕ ЛУЧИ ПРИ ОТРАЖЕНИИ ОТ НАКЛОННОЙ ГРАНИ ПРИЗМЫ Литвинова М.Н., Строганов В.И. ............................................................................................................ 46 ФЛУОРЕСЦЕНЦИЯ ОРГАНИЧЕСКИХ МОЛЕКУЛ ПРИ ДВУХФОТОННОМ ПОГЛОЩЕНИИ Быкова Е.Е., Землянов А.А, Гейнц Ю.Э. ................................................................ 48 ФЛУКТУАЦИИ ОПТИЧЕСКОГО ПОГЛОЩЕНИЯ В ПРИПОВЕРХНОСТНОМ СЛОЕ LiNbO3:Fe:Cu ПОД ДЕЙСТВИЕМ КОРОТКОВОЛНОВОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Карпушин П.А., Роскоп Н.В., Шандаров В.М., Рютер К.*, Кип Д.* ................................................................................ 49 ВЛИЯНИЕ ВНЕШНЕЙ ПОДСВЕТКИ НА ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТОВЫХ ВОЛН НА ОТРАЖАТЕЛЬНЫХ РЕШЕТКАХ В КРИСТАЛЛЕ Bi12TiO20:Fe,Cu Шаганова Е.А., Буримов Н.И., Егорышева А.В.*.............................................................................................................................. 51 ФОТОВОЛЬТАИЧЕСКИЙ ЭФФЕКТ В ЛЕГИРОВАННЫХ КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ ОТ НЕКОГЕРЕНТНОГО ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Сюй А.В., Лихтин В.В., Строганов В.И.* ............................................................................................................................... 53 КИНЕТИКА ИНТЕНСИВНОСТИ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА В КРИСТАЛЛАХ НИОБАТА ЛИТИЯ Максименко В.А., Данилова Е.В........................................... 54 ИССЛЕДОВАНИЕ ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИХ СВОЙСТВ ФОТОРЕФРАКТИВНОГО КРИСТАЛЛА SR0.6BA0.4NB6O2 МЕТОДОМ ДВУХВОЛНОВОГО СМЕШЕНИЯ Матусевич А. Ю. ............................................................................................................................................................... 55 ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ИК-ГОЛОГРАММ НА ПОВЕРХНОСТИ ПЛЕНОК ДВУОКИСИ ВАНАДИЯ Иванов И.В., Здоровцев Г.Г.*, Окишев К.Н.* ............................................ 56 ЗАПИСЬ ДИНАМИЧЕСКИХ ГОЛОГРАММ В НЕМАТИЧЕСКОМ ЖИДКОМ КРИСТАЛЛЕ, АКТИВИРОВАННОМ КРАСИТЕЛЕМ РОДАМИН 6Ж Бондарчук А.С., Мельникова Е.А. ....................................................................................................................................... 58 ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ДВУХПУЧКОВОГО ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ В КРИСТАЛЛЕ Bi12TiO20: Cu СРЕЗА (100) Колегов А.А., Лапоухов А.С., Егорышева А.В.*, Буримов Н.И. .................................................................................................... 59 СПЕКТРЫ ШИРОКОПОЛОСНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, ПРЕОБРАЗОВАННОГО В НЕЛИНЕЙНО-ОПТИЧЕСКОМ КРИСТАЛЛЕ КТР Дейнекина Н.А., Коростелева И.А............ 61 ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФОТОННОГО КРИСТАЛЛА С ДЕФЕКТНЫМИ ПОГЛОЩАЮЩИМИ СЛОЯМИ Новицкий Д.В., Власов Р.А., Михневич С.Ю. .......................... 62 PREPARATION, CHARACTERIZATION AND INVESTIGATION OF NONLINEAR-OPTICAL PROPERTIES OF SEMICONDUCTOR COLLOIDAL SOLUTIONS Ryasnyanskiy A. I. .............. 63 АССОЦИАТИВНАЯ ОПТИЧЕСКАЯ ПАМЯТЬ НА ОСНОВЕ ЭФФЕКТА «ЗАПИРАНИЯ» СИГНАЛОВ ФОТОННОГО ЭХА Хакимзянова Г.И., Нефедьев Л.А. ............................................. 64 ГЕНЕРАЦИЯ ОПТИЧЕСКИХ ГАРМОНИК ЦИЛИНДРИЧЕСКИ СФОКУСИРОВАННЫМ ПУЧКОМ ИЗЛУЧЕНИЯ ПРИ НАРУШЕНЫХ УСЛОВИЯХ ФАЗОВОГО СИНХРОНИЗМА Сенин П.В., Строганов В.И...................................................................................................................... 65 О ВОЗМОЖНОСТИ УПРАВЛЕНИЯ СЛОЖНОЙ ДИНАМИКОЙ В МОДЕЛИ ДВУХКОНТУРНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Лячин А.В., Измайлов И.В. .................................... 66 ОСОБЕННОСТИ БИФУРКАЦИОННОГО ПОВЕДЕНИЯ НЕЛИНЕЙНОГО ФАЗОВОГО НАБЕГА В МОДЕЛИ ДВУХКОНТУРНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Измайлов И.В., Лячин А.В., Магазинников А.Л.* ........................................................................................................................ 68 АДАПТИВНЫЙ ИНТЕРФЕРОМЕТР НА ОСНОВЕ АНИЗОТРОПНОЙ ДИФРАКЦИИ НА ФОТОРЕФРАКТИВНОЙ ОТРАЖАТЕЛЬНОЙ ГОЛОГРАММЕ Ромашко Р.В., Кульчин Ю.Н., Камшилин А.А.* ....................................................................................................................................... 70 МОДУЛЯЦИЯ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В МОДЕЛИ НЕАВТОНОМНОГО НЕЛИНЕЙНОГО КОЛЬЦЕВОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА Денисов П.Е., Измайлов И.В............ 72 ЭНТРОПИЯ ФОН-НЕЙМАНА И АЛГОРИТМИЧЕСКАЯ ТЕОРИЯ ИНФОРМАЦИИ ПРИ ОПИСАНИИ ИНФОРМАЦИОННЫХ ПРОЦЕССОВ В ЭХО-ГОЛОГРАФИИ Нефедьев Л.А., Русанова И.А. ............................................................................................................................................ 74 МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОДОЛЖИТЕЛЬНЫХ ПО ВРЕМЕНИ РЯДОВ НАБЛЮДЕНИЙ ХАРАКТЕРИСТИК ОПТИЧЕСКОГО ИЗЛУЧЕНИЯ, РАСПРОСТРАНЯЮЩЕГОСЯ В НЕЛИНЕЙНОЙ ТУРБУЛЕНТНОЙ АТМОСФЕРЕ Филимонов Г.А., Колосов В.В.................... 76 УЧЕТ ДИФРАКЦИИ ВЗАИМОДЕЙСТВУЮЩИХ ПУЧКОВ ПРИ ВКР ВРЕМЕННОЙ КОМПРЕССИИ Ермолаева Е.В. ........................................................................................................... 78

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

391

МЕТОД ОПРЕДЕЛЕНИЯ ПОЛЯРИЗАЦИОННЫХ ПАРАМЕТРОВ ТОНКИХ ФАЗОВЫХ ПЛАСТИНОК Бибикова Э.А., Кундикова Н.Д., Рогачева Л.Ф........................................................... 80 ДИНАМИКА СВЕТОВОГО ПОЛЯ ВСТРЕЧНЫХ ИМПУЛЬСОВ ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ ПРИ ИХ ВЗАИМОДЕЙСТВИИ В НЕЛИНЕЙНЫХ ДИЭЛЕКТРИЧЕСКИХ СРЕДАХ Буяновская Е.М, Козлов С.А. ................................................................................................. 82 ИЗМЕНЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННЫХ СПЕКТРОВ ИМПУЛЬСОВ ПРЕДЕЛЬНО КОРОТКИХ ДЛИТЕЛЬНОСТЕЙ ПРИ НЕЛИНЕЙНОМ ПАРАКСИАЛЬНОМ ОТРАЖЕНИИ ОТ ДИЭЛЕКТРИКОВ Мохнатова О.А., Козлов С.А. ............................................. 84 ДИНАМИКА СИЛЬНОГО ПОЛЯ СВЕТОВОГО ИМПУЛЬСА ИЗ МАЛОГО ЧИСЛА КОЛЕБАНИЙ В ДИЭЛЕКТРИКЕ ПРИ ГЕНЕРАЦИИ В НЕМ ПЛАЗМЫ Штумпф С.А., Королев С.А............................................................................................................................................... 86 ФИЛОМЕНТАЦИЯ ИМПУЛЬСОВ ИЗ НЕСКОЛЬКИХ КОЛЕБАНИЙ СВЕТОВОГО ПОЛЯ В НЕЛИНЕЙНОЙ СРЕДЕ С ДИСПЕРСИЕЙ Петрошенко П.А. .................................................... 88 ВЫНУЖДЕННОЕ КОМБИНАЦИОННОЕ РАССЕЯНИЕ ЧИРПИРОВАННЫХ СВЕТОВЫХ ИМПУЛЬСОВ В СЖАТОМ ВОДОРОДЕ Макаров Е.А. .................................................................. 90 УПРАВЛЕНИЕ КАНАЛОМ ФЕМТОСЕКУНДНОГО ЛАЗЕРНОГО ИМПУЛЬСА С ПОМОЩЬЮ НАЧАЛЬНОЙ КРИВИЗНЫ ВОЛНОВОГО ФРОНТА В ОБЪЕМЕ КОНДЕНСИРОВАННОЙ СРЕДЫ Григорьевский А. В., О.Г. Косарева ........................................ 92 ОПТИЧЕСКОЕ ПЕРЕКЛЮЧЕНИЕ ПУЧКОВ С ПОМОЩЬЮ ЧЕТЫРЕХФОТОННЫХ ПРОЦЕССОВ Ермакова С.В., Сухоруков А.П. .................................................................................... 94 MULTIPHOTON PROCESSES IN SPATIALLY INCOHERENT CONICAL LASER BEAMS Shchemelyov S., Peet V.............................................................................................................................. 96

Секция 2. Оптическое приборостроение .........................................................................99 МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПЕРСПЕКТИВНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА ДЛЯ СРЕДСТВ ДИАГНОСТИКИ ТЕХНИЧЕСКИХ СИСТЕМ Алехин В.Е............................... 99 ВЛИЯНИЕ ФАЗОВОЙ НЕОДНОРОДНОСТИ ИЗЛУЧЕНИЯ ЛАЗЕРНОГО ДИОДА НА ТОЧНОСТЬ ИЗМЕРЕНИЯ ФАЗОВОГО ДАЛЬНОМЕРА Белявский В.С. ................................ 101 РАСПРЕДЕЛЕННЫЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СЕНСОРЫ ГАММА-ИЗЛУЧЕНИЯ НА ОСНОВЕ КВАРЦЕВЫХ СТЕКОЛ С. В. Волков, Т. П. Янукович ................................................. 103 РЕГИСТРАЦИИ МИКРОИЗГИБОВ ОПТИЧЕСКОГО ВОЛОКНА МЕТОДОМ АНАЛИЗА БРИЛЛЮЭНОВСКОГО ОПТИЧЕСКОГО ЧАСТОТНОГО ДОМЕНА Янукович Т. П. ......... 104 О ВЫБОРЕ ЛИНЕЙНОГО УВЕЛИЧЕНИЯ АДАПТЕРА ТЕЛЕКАНАЛА МИКРОСКОПА Волкова М.А............................................................................................................................................ 105 ДВУХЗЕРКАЛЬНЫЕ РЕВЕРСИВНЫЕ ТЕЛЕОБЪЕКТИВЫ Милорадов.А.Б,Андреев.Л.Н .. 106 ВАРИАНТ КОМПОЗИЦИИ ЗЕРКАЛЬНО-ЛИНЗОВОГО ОБЪЕКТИВА Романова Г.Э., Зверев В.А., , Шепелевич А.Н............................................................................................................................ 108 ОЦЕНКА КАЧЕСТВА ИЗОБРАЖЕНИЯ В ЗЕРКАЛЬНО-ЛИНЗОВОМ ТЕЛЕСКОПЕ НА БАЗЕ АФОКАЛЬНОЙ ДВУХЗЕРКАЛЬНОЙ СИСТЕМЫ Ермаков И.В.................................... 109 АЛГОРИТМЫ ПРОСТРАНСТВЕННО-НЕИНВАРИАНТНОЙ ФИЛЬТРАЦИИ ИМПУЛЬСНОГО ШУМА НА ЦИФРОВЫХ ИЗОБРАЖЕНИЯХ В ОПТИКОЭЛЕКТРОННЫХ СИСТЕМАХ Самойлин Е.А. ............................................................................... 111 ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ПОГРЕШНОСТИ ПРИ ФОКУСИРОВКЕ НА ТОЧНОСТЬ ИЗМЕРЕНИЯ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ Анисимов А.Г.......................................................................................................................................... 113 СПОСОБЫ ПОЛУЧЕНИЯ «ОДНОЭЛЕКТРОННОГО» ВТОРИЧНО-ЭЛЕКТРОННОГО УМНОЖИТЕЛЯ Афанасьев И.М........................................................................................................ 115 ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЕ УСТРОЙСТВО ДЛЯ ИДЕНТИФИКАЦИИ ЭПИДУРАЛЬНОГО ПРОСТРАНСТВА ПАЦИЕНТОВ С ПРИМЕНЕНИЕМ ГРАДИЕНТНОГО ТРАНСЛЯТОРА Егоров А. Г. ............................................................................................................................................. 116 ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ УПРАВЛЕНИЯ СТРОИТЕЛЬНЫМИ МАШИНАМИ Богатинский Е.М., Тимофеев А.Н............................................................................................................................................................ 118 РАЗРАБОТКА И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ ОПТИЧЕСКОЙ ЛИНИИ СВЯЗИ НА ОСНОВЕ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ ФАЗОВОЙ МОДУЛЯЦИИ Мирошниченко В.И.120 ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ШУМОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ОПТОВОЛОКОННЫХ ИНФОРМАЦИОННО-ИЗМЕРИТЕЛЬНЫХ СИСТЕМ Поляков А.В. .................................................................................................................................................................. 122

392

ОПТИКА – 2005

НЕКОТОРЫЕ РЕЗУЛЬТАТЫ ПОДГОТОВИТЕЛЬНЫХ РАБОТ К ПРОВЕДЕНИЮ КАЛИБРОВОЧНЫХ ИСПЫТАНИЙ АППАРАТУРЫ «КОСМИЧЕСКИЙ СОЛНЕЧНЫЙ ПАТРУЛЬ» Авакян С.В., Афанасьев И.М., Воронин Н.А., Зоткин И.А., Черников Д.А., Пиндюрин В.Ф.*, Николенко А.Д.*, Лях В.В.*, Легкодымов А.А.*, Полетаев И.В.*, Холопов М.А.*............. 123 ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ КОНТРОЛЯ ГЕОМЕТРИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ ОБЪЕКТОВ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ГРАДИЕНТА ФАЗЫ ВОЗНИКАЮЩЕГО ПРИ ДИФРАКЦИИ НА «ЗЕРКАЛЬНОЙ» АПЕРТУРЕ Иванов А.Н. .................................................. 125 ИССЛЕДОВАНИЕ ДВУХСПЕКТРАЛЬНОГО МЕТОДА ОСЛАБЛЕНИЯ ВЛИЯНИЯ ВЕРТИКАЛЬНОГО ГРАДИЕНТА ТЕМПЕРАТУРЫ ВОЗДУШНОГО ТРАКТА В ОПТИКОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЕ КОНТРОЛЯ СМЕЩЕНИЙ Араканцев К.Г. ............................... 126 МЕТОДИКА ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА ДВУХОБЪЕКТИВНОЙ БИАКСИАЛЬНОЙ АВТОКОЛЛИМАЦИОННОЙ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ Алеев А.М., Прокофьев А.В. ....................................................................................................................................... 128 ИССЛЕДОВАНИЕ ВОСЬМИКАНАЛЬНОГО ФОТОМЕТРИЧЕСКОГО БЛОКА ДЛЯ РЕНТГЕНОЛЮМИНЕСЦЕНТНОГО СЕПАРАТОРА АЛМАЗОВ Чертов А. Н. ..................... 130 ПРИМЕНЕНИЕ АЛГОРИТМОВ ДЛЯ АНАЛИЗА КОМПЕНСАЦИОННЫХ ДЕЦЕНТРИРОВОК И НАКЛОНОВ ПОВЕРХНОСТЕЙ В ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЕ НА ОСНОВЕ ГАУССОВОЙ ОПТИКИ Н.Б. Вознесенский, К.В. Ежова ............................................. 132 РАЗВИТИЕ СХЕМЫ СВЕРХШИРОКОУГОЛЬНОГО ОБЪЕКТИВА ВИДЕОЭНДОСКОПА Алимов А.Е., Ровенская Т.С. ................................................................................................................. 133 ФОРМАЛИЗАЦИЯ ПРОЦЕССА СТРУКТУРНОГО СИНТЕЗА ОБЪЕКТИВОВ Сальников А. В., Лившиц И. Л., Unchung Cho* ........................................................................................................... 134 ИССЛЕДОВАНИЕ ВОЗМОЖНОСТИ СОЗДАНИЯ ОСОБО ШИРОКОУГОЛЬНОГО ОБЪЕКТИВА С ВЫНЕСЕННЫМ ЗРАЧКОМ С ПРИМЕНЕНИЕМ АСФЕРИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ Смирнов А.Н., Unchung Cho* ............................................................................. 136 ОПТИМИЗАЦИЯ СОСТАВА БАЗ ДАННЫХ ДЛЯ КОМПЬЮТЕРНОЙ МОДЕЛИ ОПТИКОЭЛЕКТРОННОЙ СИСТЕМЫ «КОМОС» Торшина И.П. ............................................................. 138 СИНТЕЗ КОМПОНЕНТОВ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Крутман С.А., Поспехов В.Г. ............ 140 ПРЕДСТАВЛЕНИЕ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ В ИНФОРМАЦИОННОЙ СИСТЕМЕ УПРАВЛЕНИЯ ДАННЫМИ ОБ ИЗДЕЛИИ Гаврилина О.А. ....................................................... 141 АВТОМАТИЗАЦИЯ ЗАПОЛНЕНИЯ ТЕХНИЧЕСКИХ ТРЕБОВАНИЙ НА ЧЕРТЕЖАХ ОПТИЧЕСКИХ ДЕТАЛЕЙ Боровский Е. Л., Толстоба Н. Д. ......................................................... 143 АВТОМАТИЗАЦИЯ АНАЛИЗА ДОПУСКОВ НА ПАРАМЕТРЫ ЭЛЕМЕНТОВ ПРИ КРЕПЛЕНИИ ЛИНЗЫ Авсянникова Н.В., Толстоба Н.Д., Коваль А.Н.*...................................... 145 СПЕКТРАЛЬНАЯ ЧУВСТВИТЕЛЬНОСТЬ ОДНОФОТОННОГО ДЕТЕКТОРА ИК ДИАПАЗОНА ДЛИН ВОЛН Рубцова И.А. ....................................................................................... 146 СРАВНЕНИЕ ОПТИЧЕСКИХ ПРИЕМНИКОВ НА ОСНОВЕ ПЗС И КМОП-СТРУКТУР Бородулин Д.В., Горбачев А.А., Краснящих А.В. ............................................................................... 147 РАСЧЕТНЫЙ АНАЛИЗ ВЫСОКОТЕМПЕРАТУРНЫХ СВЕРХПРОВОДНИКОВЫХ БОЛОМЕТРОВ ДЛЯ АБСОЛЮТНОЙ РАДИОМЕТРИИ Хохлов Д.А., Иванов К.В. .............. 148 ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА АВТОКОЛЛИМАЦИОННЫХ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННЫХ СИСТЕМ КОНТРОЛЯ СООСНОСТИ С ОПТИЧЕСКОЙ РАВНОСИГНАЛЬНОЙ ЗОНОЙ Прокофьев А.В. ........................................................................... 150 АНАЛИЗ СИГНАЛОВ, ОТРАЖЕННЫХ ОТ ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЛАМБЕРТОВЫХ ПОВЕРХНОСТЕЙ ПРИ МОНОИМПУЛЬСНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ЛОКАЦИИ Нгуен Ву Тун .... 152 АВИАЦИОННЫЕ ЗАГРАДИТЕЛЬНЫЕ ОГНИ НА ОСНОВЕ СВЕТОИЗЛУЧАЮЩИХ ДИОДОВ Калинин А.А. ........................................................................................................................ 153 ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ЭЛЕМЕНТОВ КОНСТРУКЦИИ РАДИОТЕЛЕСКОПА РТ-70 НА ФИЗИЧЕСКОЙ МОДЕЛИ Бузян А.Т.... 154 ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ОБЪЕКТОВ В ПРОСТРАНСТВЕ НА ФИЗИЧЕСКОЙ МОДЕЛИ Михеев С.В. .................................................. 156 АНАЛИЗ СПЕЦИАЛЬНОГО АВТОКОЛЛИМАЦИОННОГО АЛГОРИТМА УГЛОВЫХ ИЗМЕРЕНИЙ ДЛЯ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННЫХ ПРИБОРОВ ПАССИВНОГО ТИПА Лю Лэй .................................................................................................................................................................. 158 УСТАНОВКА ДЛЯ ИЗМЕРЕНИЯ ЭНЕРГИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ПОВЕРИКИ СРЕДСТВ ИЗМЕРЕНИЯ ЭНЕРГИИ ИМПУЛЬСНОГО ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Насенник Л. Н. ........................................................................................................................................ 160 ОПРЕДЕЛЕНИЕ КООРДИНАТ ЦВЕТНОСТИ СВЕТОВОЗВРАЩАЮЩИХ МАТЕРИАЛОВ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ ГЕОМЕТРИЯХ ИЗМЕРЕНИЙ Стороженко А.И. ....................................... 161

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

393

ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНЫЕ ИССЛЕДОВАНИЯ ТОЧНОСТНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК МАКЕТА ПРОГИБОМЕРА Горбачев А.А., Коротаев В.В., Краснящих А.В. ............................... 163 ИССЛЕДОВАНИЕ КОНСТРУКЦИИ УГОЛКОВОГО КОСОУГОЛЬНОГО ОТРАЖАТЕЛЯ И ЕГО ПРИМИНЕНИЕ В КАЧЕСТВЕ КОНТРОЛЬНОГО ЭЛЕМЕНТА ДЛЯ АВТОКОЛЛИМАЦИОННЫХИЗМЕРЕНИЙ Чугунова М.В. ....................................................... 165 ФЛУОРЕСЦЕНТНАЯ ДИАГНОСТИКА ЛОКАЛИЗАЦИИ РАКОВЫХ ОПУХОЛЕЙ Каплевский К.Н., Радько А.Е., Луговский А.А. ................................................................................... 167 ИССЛЕДОВАНИЕ СИСТЕМЫ КОНТРОЛЯ ПОЛОЖЕНИЯ ЭЛЕМЕНТОВ ТУРБОАГРЕГАТОВ Шомрина М.А., Пантюшин А.В., Прокофьев А.В. ....................................... 169 ОПРЕДЕЛЕНИЕ ФОРМЫ НЕСФЕРИЧЕСКИХ ПОВЕРХНОСТЕЙ ПРИ ОСЕВОМ СТИГМАТИЗМЕ ИЗОБРАЖЕНИЯ ТОЧКИ И ПРИ АПЛАНАТИЧЕСКОЙ КОРРЕКЦИИ АБЕРРАЦИЙ Григорьев Д.С., Зверев В.А., Романова Г.Э................................................................ 171 ПАРАМЕТРЫ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ, ОПРЕДЕЛЯЮЩИЕ РАЗРЕШАЮЩУЮ СПОСОБНОСТЬ И ЭФФЕКТИВНОСТЬ ИСПОЛЬЗОВАНИЯ СВЕТОВОГО ПОТОКА В МИКРОСКОПЕ Точилина Т.В., Хои Рамин, Виноградова О.А.*.................................................... 173 КОНЦЕПТУАЛЬНАЯ МОДЕЛЬ СБОРКИ ОСОБО СВЕТОСИЛЬНЫХ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Жуков В.А., Зверев В.А., Кривопустова Е.В. .................................................................... 175 АНАЛИЗ АБЕРРАЦИОННОЙ СТРУКТУРЫ ПЯТНА РАССЕЯНИЯ В ИЗОБРАЖЕНИИ ТОЧКИ ПРИ ДЕЦЕНТРИРОВКЕ ЭЛЕМЕНТОВ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ Жуков В.А., Зверев В.А., Кривопустова Е.В.............................................................................................................. 177 АБЕРРАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ КОМПОЗИЦИИ ТОНКОГО ОПТИЧЕСКОГО КОМПОНЕНТА С КОНЦЕНТРИЧЕСКИМ МЕНИСКОМ Белокурова И.А., Багдасарова О.В., Карпова Г.В. ............................................................................................................................................ 179 АНАЛИЗ СВОЙСТВ ТОНКОЙ ЛИНЗЫ Белокурова И.А., Горбачёв П.К., Исаев Д.А., Репин А.А............................................................................................................................................................ 181 АБЕРРАЦИОННЫЙ АНАЛИЗ ДВУХКОМПОНЕНТНОЙ СХЕМЫ ОПТИЧЕСКОЙ СИСТЕМЫ ОБЪЕКТИВА Белокурова И.А., Карпова Г.В., Тимощук И.Н. .................................. 183 ПОЛОЖЕНИЕ ОПТИЧЕСКИ СОПРЯЖЁННЫХ ТОЧЕК В ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМАХ ПЕРЕМЕННОГО УВЕЛИЧЕНИЯ Точилина Т.В., Карпова Г.В., Хои Рамин .............................. 185 РАЗРАБОТКА ЛАБОРАТОРНОГО МАКЕТА ЗВЕЗДНОГО ИНТЕРФЕРОМЕТРА ОЗИРИС Улитин К.В., Начаров А.П., Серегин А.Г.* .......................................................................................... 187 АНАЛИЗ ПРИНЦИПИАЛЬНЫХ СХЕМ КРУПНОГАБАРИТНЫХ ТЕЛЕСКОПОВ С СИНТЕЗИРОВАННОЙ АПЕРТУРОЙ: ПРОБЛЕМЫ ФАЗИРОВАНИЯ МОДУЛЕЙ И КАЧЕСТВО ИЗОБРАЖЕНИЯ Филатов А.А., Зверев В.А., Федотова О.* .................................... 188 ПРИМЕНЕНИЕ КОРРЕЛЯЦИОННОГО КРИТЕРИЯ ДЛЯ ОПИСАНИЯ КАЧЕСТВА ИЗОБРАЖЕНИЯ В СИСТЕМЕ С СИНТЕЗИРОВАННОЙ АПЕРТУРОЙ Филатов А.А. ....... 190 МНОЖЕСТВЕННОЕ ОТРАЖЕНИЕ СВЕТОВЫХ ЛУЧЕЙ В СИСТЕМЕ ДВУХ ПРИЗМ Филиппова И.С., Алексеева Л.В., Повх И.В., Строганов В.И............................................................. 192

Секция 3. Оптические материалы и технологии ..........................................................194 ОПТИЧЕСКАЯ И МЕХАНИЧЕСКАЯ ПРОЧНОСТЬ ПРОЗРАЧНЫХ МОНОКРИСТАЛЛОВ СОДЕРЖАЩИХ МАКРОСКОПИЧЕСКИЙ ДЕФЕКТ Ушаков И.В. .......................................... 194 ОСТАТОЧНЫЕ НАПРЯЖЕНИЯ И ДИСЛОКАЦИИ ВО ФЛЮОРИТЕ Каева Е.С................. 196 ВЛИЯНИЕ ПЛАСТИЧЕСКОЙ ДЕФОРМАЦИИ НА СПЕКТР ПОГЛОЩЕНИЯ КРИСТАЛЛОВ ГЕРМАНИЯ Маколкина Е.Н. ................................................................................. 198 СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРИЧЕСКИЙ КОНТРОЛЬ ПОВЕРХНОСТИ КОМПОЗИТНЫХ МАТЕРИАЛОВ НА ОСНОВЕ БОРИДА ТИТАНА Иванова О. Г., Поперенко Л.В., Казо И.Ф. 200 ИЗМЕРЕНИЕ УПРУГИХ КОНСТАНТ MEMS-МАТЕРИАЛОВ МЕТОДОМ ГОЛОГРАФИЧЕСКОЙ ИНТЕРФЕРОМЕТРИИ Н.Н. Балан, А.О. Груздев ............................... 202 ИССЛЕДОВАНИЕ ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫХ СВОЙСТВ ИОНА ЭРБИЯ В СОСТАВЕ ХАЛЬКОГЕНИДНЫХ СТЕКОЛ СИСТЕМ Ga-Ge-S И Ga-Ge-Si-S Шарова И. С. .................... 204 ИМИТАЦИОННЫЕ СВОЙСТВА ЛАНТАНА ПРИ СИНТЕЗЕ ВЫСОКОКОНЦЕНТРИРОВАННЫХ ИТТЕРБИЙ-ЭРБИЕВЫХ СТЕКОЛ Губанов К.О., Асеев В.А., Федоров Ю.К*., ............................................................................................................................. 206 Никоноров Н.В., Пржевуский А.К. ....................................................................................................... 206 СТЕКЛОКРИСТАЛЛИЧЕСКИЕ МАТЕРИАЛЫ АКТИВИРОВАННЫЕ ИОНАМИ CR4+ ДЛЯ ПАССИВНЫХ ЗАТВОРОВ И ВОЛНОВОДНЫХ ЛАЗЕРОВ Ульяшенко А.М., Никоноров Н.В., Пржевуский А.К...................................................................................................................................... 207

394

ОПТИКА – 2005

МИКРОЛИНЗЫ ДЛЯ СОПРЯЖЕНИЯ ОПТОВОЛОКНА С ПОЛУПРОВОДНИКОВЫМИ ЛАЗЕРАМИ, ФОРМИРУЕМЫЕ МЕТОДОМ ДОЗИРОВАННОГО УЛЬТРАФИОЛЕТОВОГО ОТВЕРЖДЕНИЯ АКРИЛОВЫХ МОНОМЕРОВ .......................................................................... 208 Фокина М.И. Золотова Е.Ю. .................................................................................................................. 208 ФОРМИРОВАНИЕ ПЛАНАРНЫХ МИКРОПОЛОСКОВЫХ ВОЛНОВОДОВ МЕТОДОМ УЛЬТРАФИОЛЕТОВОЙ ПОЛИМЕРИЗАЦИИ АКРИЛОВЫХ МОНОМЕРНЫХ КОМПОЗИЦИЙ Золотова Е.Ю., Фокина М.И................................................................................... 212 ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНАЯ МЕТОДИКА ДЛЯ ХАРАКТЕРИЗАЦИИ ТЕРМИЧЕСКОЙ ПРОЧНОСТИ ЛАЗЕРНЫХ КРИСТАЛЛОВ Цыганкова Е.В., Игнатьев А.И., Мочалов И.В., Никоноров Н.В. ....................................................................................................................................... 214 СПЕКТРОЭЛЛИПСОМЕТРИЯ ОСАЖДЕННЫХ НА МЕТАЛЛИЧЕСКУЮ ПОВЕРХНОСТЬ ПЛЕНОК TiO2 Лопатинский А.Н., Поперенко Л.В., Винниченко Н.В. ........................................... 215 IMPLANTATION TECHNOLOGY FOR DEPOSITION OF THIN METAL FILMS ON PYROELECTRICS FOR DEVELOPMENT OF NONSELECTIVE PHOTODETECTORS Viktor O. Lysiuk, Vasyl S. Staschuk, Oleg V. Vakulenko, Leonid V. Poperenko, Mykola I. Kluy* .................. 217 АМОРФИЗАЦИЯ И КРИСТАЛЛИЗАЦИЯ ФОТОЧУВСТВИТЕЛЬНОГО СТЕКЛА ПОД ДЕЙСТВИЕМ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ И ТЕРМООБРАБОТКИ Рачинская А. Н., Баля В.К., Ульяшенко А.М. ............................................................................................................................ 218 ФОРМИРОВАНИЕ МИКРОЛИНЗ МЕТОДОМ АМОРФИЗАЦИИ СТЕКЛОКЕРАМИКИ ПРИ ИСПОЛЬЗОВАНИИ YAG:Nd-ЛАЗЕРА Новиков Б.Ю.......................................................... 219 МЕТОД ОПРЕДЕЛЕНИЯ ЗАРЯДОВОГО СОСТОЯНИЯ ЖЕЛЕЗА В МИКРООБЪЕКТАХ FeBO3 Нечитайлов А. А. ........................................................................................................................ 221 МИКРОСТРУКТУРИРОВАННЫЕ СВЕТОВОДЫ С АНОМАЛЬНО БОЛЬШОЙ СЕРДЦЕВИНОЙ Тер-Нерсесянц Е.В., Хохлов А.В. ......................................................................... 223 ОПТИМИЗАЦИЯ ПАРАМЕТРОВ СТЕКОЛ ПРИ АВТОМАТИЗИРОВАННОМ ПРОЕКТИРОВАНИИ ОПТИЧЕСКИХ СИСТЕМ Калинин М.А................................................. 224 ОПТИЧЕСКИЕ ФУНКЦИИ И ПАРАМЕТРЫ ЗОННОЙ СТРУКТУРЫ ТОНКИХ СЛОЕВ ПОРИСТОГО КРЕМНИЯ В ДИАПАЗОНЕ ЭНЕРГИЙ 0.1 - 6.2 эВ Ян Д.Т., Галкин Н.Г.* ...... 225 ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ФЛИНТОВЫХ СТЕКОЛ B ОБЛАСТИ КРАЯ ФУНДАМЕНТАЛЬНОГО ПОГЛОЩЕНИЯ Вайнштейн И.А., Зацепин А.Ф. ............................. 227

Секция 4. Физическая оптика и спектроскопия............................................................229 НАПРАВЛЯЕМЫЕ МОДЫ В ТРЕХСЛОЙНЫХ ВОЛОКНАХ С ОТРИЦАТЕЛЬНЫМ ПОКАЗАТЕЛЕМ ПРЕЛОМЛЕНИЯ Новицкий А.В........................................................................ 229 ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ СВЕТА С ДВУХСЛОЙНОЙ ФЕРРОМАГНИТНОЙ СТРУКТУРОЙ С НЕКОЛЛИНЕАРНОЙ ОРИЕНТАЦИЕЙ НАМАГНИЧЕННОСТЕЙ СЛОЕВ Буханько А. Ф., Сукстанский А.Л.*................................................................................................................................... 230 СВЕТОВЫЕ И ТЕПЛОВЫЕ ПОЛЯ В МНОГОСЛОЙНЫХ БИОТКАНЯХ ПРИ ОСВЕЩЕНИИ ЛАЗЕРНЫМ ИЗЛУЧЕНИЕМ Сетейкин А.Ю., Красников И.В. ........................ 232 НАСЫЩЕНИЕ ФОТООТКЛИКА БАКТЕРИОРОДОПСИНА Коклюшкин А.В., Богдашкин Ш.Р. .......................................................................................................................................................... 234 РОЛЬ КУТИКУЛЫ ЛИСТА НА ПОЯВЛЕНИЕ ЭЛЛИПТИЧЕСКИ ПОЛЯРИЗОВАННОЙ КОМПОНЕНТЫ В ОТРАЖЁННОМ ИЗЛУЧЕНИИ Вощула И.В. .............................................. 235 ЗАПИСЬ СКРЫТЫХ ИЗОБРАЖЕНИЙ В ДОТ-МАТРИЧНЫХ ГОЛОГРАММАХ Казак А.А. .................................................................................................................................................................. 236 ВЫСОКОЭФФЕКТИВНЫЕ МУЛЬТИПЛЕКСНЫЕ ГОЛОГРАММЫ НА ОБРАЗЦАХ МАТЕРИАЛА “ДИФФЕН” Лесничий В. В., Начаров А.П. ............................................................. 237 ЗОННЫЕ СТРУКТУРЫ ТРЕХМЕРНЫХ ФОТОННЫХ КРИСТАЛЛОВ, ПОЛУЧАЕМЫХ МЕТОДОМ ИНТЕРФЕРЕНЦИОННОЙ ЛИТОГРАФИИ Пихуля Д.Г., Микляев Ю.В. ........... 239 АССОЦИАЦИЯ МОЛЕКУЛ КРАСИТЕЛЕЙ В ПОРИСТОМ СТЕКЛЕ Гордеева Ю.А., Чугаров Д.П............................................................................................................................................................ 241 СПЕКТРОСКОПИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА ГРАНУЛЯРНЫХ НАНОСТРУКТУР НА ОСНОВЕ Ni И Pd Я. Сосковец, А. Хайруллина, В.Бабенко ................................................................................ 242 О РАССЕЯНИИ СВЕТА НА НЕОДНОРОДНОСТЯХ СКОРОСТИ ДВИЖЕНИЯ СРЕДЫ Киселев Ал. С., Киселев Ан. С. ............................................................................................................. 244 DESIGN OF VECTOR BEAMS IN FREE SPACE Timoshchenko I.A.............................................. 246 ВОЗДЕЙСТВИЕ ТЕПЛОВОГО ПОЛЯ ПОГЛОЩАЮЩЕЙ СРЕДЫ НА ДВИЖЕНИЕ АТОМА ВБЛИЗИ ЕЕ ПОВЕРХХНОСТИ Авербух Б.Б., Авербух И.Б. ........................................ 247

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

395

ЭЛЕКТРИЧЕСКОЕ КВАДРУПОЛЬНОЕ ВЗАИМОДЕЙСТВИЕ ВОДОРОДОПОДОБНЫХ АТОМОВ С ВНЕШНИМ ПОЛЕМ Хусаинов М. М., Ларионов А. Л.*.......................................... 248 ЛАЗЕРНАЯ КОРРЕЛЯЦИОННАЯ СПЕКТРОСКОПИЯ ПОЛИМЕР-МИЦЕЛЛЯРНЫХ СИСТЕМ Булаков Д.В., Алексеев Д.Б., Салецкий А.М. .................................................................... 250 ПОВЕРХНОСТНЫЕ ПОЛЯРИТОНЫ НА ГРАНИЦАХ РАЗДЕЛА ОДНООСНЫХ КРИСТАЛЛОВ И «ЛЕВЫХ» СРЕД Галынский В.М., Фурс А.Н................................................... 253 ОПТИЧЕСКАЯ АКТИВНОСТЬ В МОДЕЛИ СВЯЗАННЫХ ОСЦИЛЛЯТОРОВ Костина Г. В., Ливашвили А.И., Войтюк М.И. ............................................................................................................. 255 СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНОГО УПОРЯДОЧЕНИЯ В Gd1,5Er0.5BaNiO5 Романов Е.А., Higel P*.............................................................................................. 256 ИССЛЕДОВАНИЕ МАГНИТНЫХ ФАЗОВЫХ ПЕРЕХОДОВ И МАГНИТНЫХ СТРУКТУР В РЯДЕ РЕДКОЗЕМЕЛЬНЫХ ФЕРРОБОРАТОВ МЕТОДОМ ЭРБИЕВОГО СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОГО ЗОНДА Станиславчук Т. Н., Чукалина Е. П.*.............................. 258 СПЕКТРАЛЬНО-ЛЮМИНЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА МЕТАФОСФАТА ИТТЕРБИЯ АКТИВИРОВАННОГО ИОНАМИ ЭРБИЯ Асеев В.А, Никоноров Н.В., Пржевуский А.К., Ульяшенко А.М., Губанов К.О., Федоров Ю.К.* ................................................................................. 260 ТОНКАЯ СТРУКТУРА ЛИНИЙ В СПЕКТРЕ ПРОПУСКАНИЯ МОНОКРИСТАЛЛА (Gd3/4Er1/4)2BaNiO5. Коротков Н.М., Романов Е.А., Higel P*., Климин С.А...................................... 261 ПРОЯВЛЕНИЕ ПРОСТРАНСТВЕННО-ВРЕМЕННОЙ КОГЕРЕНТНОСТИ СВЕТА В ИНТЕРФЕРОМЕТРЕ МАЙКЕЛЬСОНА А.Л.Кальянов*, В.В.Лычагов*, Д.В.Лякин*,**, М.А.Поликарпов*, В.П.Рябухо*,** .......................................................................................................... 263 МАТЕМАТИЧЕСКАЯ МОДЕЛЬ ДИФРАКЦИИ ЕДЕНИЧНОГО ФОТОНА В РАССЕИВАЮЩЕЙ СРЕДЕ Бирючинский С.Б., Кухианидзе А.С., Сафонова Т.В....................... 265 СПЕКТРЫ ПРОПУСКАНИЯ И ОПТИЧЕСКИЕ ПОТЕРИ МОДИФИЦИРОВАННЫХ ИНФИЛЬТРАЦИЕЙ ПОЛЫХ ФОТОННО-КРИСТАЛЛИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДОВ Д.А. Желтикова, С.О. Коноров, Е.Е. Серебрянников, В.П. Митрохин,...................................................... 266 СОБСТВЕННЫЕ ВОЛНЫ В ЛИНЕЙНЫХ ЦЕПОЧКАХ РЕЗОНАНСНЫХ ДИПОЛЕЙ Жуков С.Н., Янковская Е.А., Стадниченко Д.А., Симовский К.Р. ................................................................. 268 ИЗМЕНЕНИЕ ПРОЗРАЧНОСТИ МАГНИТНОГО КОЛЛОИДА В ПЕРЕМЕННОМ МАГНИТНОМ ПОЛЕ Ерин К.В......................................................................................................... 270 РАСПРОСТРАНЕНИЕ СВЕТА ВДОЛЬ ЦЕПОЧКИ НАНОЦИЛИНДРОВ Янковская Е.А., Симовский К.Р. ....................................................................................................................................... 272 ВОЗДЕЙСТВИЕ МЕХАНИЧЕСКИХ ВИБРАЦИЙ НА ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЕ ЯВЛЕНИЯ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ Войкусов Т.С., Савин Е.З................................................................. 273 РАСПРЕДЕЛЕНИЕ ПОЛЯ МОД В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ ПРИ МАЛОМОДОВОМ РЕЖИМЕ РАСПРОСТРАНЕНИЯ Смеликова И.Н. ....................................................................... 274 МЕТОД РАСЧЕТА ПРОСТРАНСТВЕННЫХ МОД НЕОДНОРОДНЫХ ПО СЕЧЕНИЮ ОПТИЧЕСКИХ ВОЛНОВОДОВ Шуюпова Я.О., Котляр В.В.*..................................................... 276 ЦИЛИНДРИЧЕСКИ СХОДЯЩИЕСЯ СВЕТОВЫЕ ПУЧКИ, ПРОШЕДШИЕ ЧЕРЕЗ ПЛОСКОПАРАЛЛЕЛЬНУЮ КРИСТАЛЛИЧЕСКУЮ ПЛАСТИНКУ Сенин П.В., Строганов В.И............................................................................................................................................................ 278 ОПТИЧЕСКИЕ СВОЙСТВА СИСТЕМЫ ИЗ ДВУХ КРИСТАЛЛЧЕСКИХ ПЛАСТИНОК Рудой К.А., Пикуль О.Ю., Строганов В.И., Алексеева Л.В. ............................................................... 279 ПРОДОЛЬНЫЕ ПЕРИОДИЧЕСКИЕ СТРУКТУРЫ В ОПТИЧЕСКОМ ВОЛОКНЕ Попова А.В., Сметанкин М.А., Прокопович М.Р. ............................................................................................. 280 ЧЕТЫРЕХВОЛНОВОЕ СМЕШЕНИЕ В ОПТИЧЕСКИХ ВОЛОКНАХ С ПРИМЕСЬЮ Осипова Н.Г., Ливашвили А.И. ............................................................................................................. 282 ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА ПОЛЯРИЗАЦИЮ ИЗЛУЧЕНИЯ В СТАНДАРТНОМ ВОЛОКОННОМ СВЕТОВОДЕ Мильков Ю.А................................................................................. 284 ЧЕТЫРЁХЛУЧЕРАСЩЕПЛЕНИЕ В ПРИЗМАХ ПОЛНОГО ОТРАЖЕНИЯ ИЗ КРИСТАЛЛОВ ГАЛОГЕНИДОВ РТУТИ Меньшиков П.А., Фалеев Д.С.................................... 286 ВЛИЯНИЕ ПАРАМЕТРОВ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ НА ФОТОСТИМУЛИРОВАННУЮ ПРОСТРАНСТВЕННУЮ ПЕРЕСТРОЙКУ МОЛЕКУЛЯРНЫХ СЛОЁВ Герасимова С.И., Разумова Т.К.*......................................................................................................................................... 288 ПРОЯВЛЕНИЕ ГИДРАТАЦИИ НЕОРГАНИЧЕСКИХ СОЛЕЙ В ФОРМЕ ПОЛОС СПЕКТРА КОМБИНАЦИОННОГО РАССЕЯНИЯ ВОДЫ Буриков С.А., Доленко Т.А., Фадеев В.В. ........................................................................................................................................................... 290

396

ОПТИКА – 2005

ОПРЕДЕЛЕНИЕ ПАРАМЕТРОВ КОВАЛЕНТНОСТИ НА ОСНОВЕ АНАЛИЗА ШТАРКОВСКОЙ СТРУКТУРЫ МУЛЬТИПЛЕТОВ ИОНА Tm3+ В LiYF4 Фомичева Л.А., Корниенко А.А.*, Дунина Е.Б.* .............................................................................................................. 291 ОСОБЕННОСТИ ЗАМЕДЛЕННОЙ ФЛУОРЕСЦЕНЦИИ И ФОСФОРЕСЦЕНЦИИ АКРИФЛАВИНА В МАТРИЦЕ ПОЛИВИНИЛОВОГО СПИРТА В УСЛОВИЯХ БЕЗЫЗЛУЧАТЕЛЬНОГО S-S ПЕРЕНОСА ЭНЕРГИИ ЭЛЕКТРОННОГО ВОЗБУЖДЕНИЯ Капуцкая И.А. ......................................................................................................................................... 293 ЛЮМИМЕСЦЕНТНЫЕ СВОЙСТВА И ЛОКАЛЬНОЕ ОКРУЖЕНИЕ ПРИМЕСНЫХ АНИОНОВ НИТРИТА В ЩЕЛОЧНО-ГАЛОИДНЫХ КРИСТАЛЛАХ Коренюк В.В., Сакун В.П............................................................................................................................................................ 295 ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЙ ДАТЧИК ДЛИНЫ ВОЛНЫ КОГЕРЕНТНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ Кундикова Н.Д., Лонщакова А.М.......................................................................................................... 297 АНОМАЛИИ СПЕКТРА ТЕ-ПОЛЯРИТОНОВ АНТИФЕРРОМАГНИТНОГО КРИСТАЛЛА ВО ВНЕШНЕМ ЭЛЕКТРИЧЕСКОМ ПОЛЕ Савченко А.С., Тарасенко С.В.............................. 298 СПЕКТРОСКОПИЧЕСКОЕ ДОКАЗАТЕЛЬСТВО ИЗМЕНЕНИЯ ГЕОМЕТРИИ МОЛЕКУЛЫ ПРИ ОБРАЗОВАНИИ TICT-СОСТОЯНИЯ Загорская С. А., Буренкова Т. А. . 299 ПРИМЕНЕНИЕ МЕТОДОВ ЛЮМИНЕСЦЕНТНО-СПЕКТРАЛЬНОГО АНАЛИЗА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ОСОБЕННОСТЕЙ СВЯЗЫВАНИЯ ФЛУОРЕСЦЕНТНОГО ЗОНДА ЭОЗИНА С СЫВОРОТОЧНЫМ АЛЬБУМИНОМ ЧЕЛОВЕКА Землянский А.Ю., Власова И.М........................................................................................................................................................... 301 ИССЛЕДОВАНИЕ СТРУКТУРЫ ЧАСТИЦ В МОДИФИЦИРОВАННОМ МЕТОДЕ ПАРОФАЗНОГО ПОЛУЧЕНИЯ SiO2-GeO2 СТЕКЛА Злобин П.А., Буреев С.В.*, Ероньян М.А.*, Колобкова Е.В., Страхов В.И., Цибиногина М.А.** ............................................................................. 303 ИССЛЕДОВАНИЕ ГЕНЕРАЦИИ СИНГЛЕТНОГО КИСЛОРОДА В ПОРИСТОМ КРЕМНИИ МЕТОДОМ ФОТОЛЮМИНЕСЦЕНЦИИ Рябчиков Ю.В., Воронцов А.С., Белогорохов И.А., ................................................................................................................................... 304 ОПРЕДЕЛЕНИЕ ФОТОФИЗИЧЕСКИХ ПАРАМЕТРОВ СЛОЖНЫХ ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ МЕТОДОМ ЛАЗЕРНОЙ ФЛУОРИМЕТРИИ Банишев А.А., Маслов Д.В., Литвинов П.Н. ......................................................................................................................................... 306 ОПТИЧЕСКИЕ ИССЛЕДОВАНИЯ КРОВИ ЧЕЛОВЕКА ПРИ РАЗЛИЧНЫХ КОНЦЕНТРАЦИЯХ РАСТВОРА ГЛЮКОЗЫ, ПОКАЗАТЕЛЯХ ГЕМАТОКРИТА В ВИДИМОМ СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ Горская Н.И. ...................................................... 308 ИССЛЕДОВАНИЕ ОСОБЕННОСТЕЙ ВЗАИМОДЕЙСТВИЯ ФЛУОРЕСЦЕНТНОГО ЗОНДА НИЛЬСКОГО СИНЕГО С СЫВОРОТОЧНЫМ АЛЬБУМИНОМ ЧЕЛОВЕКА МЕТОДАМИ ЛЮМИНЕСЦЕНТНОГО АНАЛИЗА Полянский Д.В., Власова И.М.................. 310 ЛАЗЕРНАЯ ФЛУОРИМЕТРИЯ ГУМУСОВОГО ВЕЩЕСТВА В ВОДЕ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ НЕЙРОСЕТЕВЫХ ТЕХНОЛОГИЙ Волков П.А., Басов А.А. ............. 312 ДИАГНОСТИКА ФИТОПЛАНКТОНА МЕТОДОМ НЕЛИНЕЙНОЙ ЛАЗЕРНОЙ ФЛУОРИМЕТРИИ Остроумов Е.Е. ................................................................................................... 314 ВЛИЯНИЕ ЛЕКТИНА БЛОКИРОВАННОГО ФУКОЗОЙ НА АДИПОЦИТЫ ЧЕЛОВЕКА СКЛОННОГО К ОЖИРЕНИЮ Черкасова О.А............................................................................... 315 ВЛИЯНИЕ ТЕМПЕРАТУРЫ НА МОРФОЛОГИЮ АДИПОЦИТОВ Черкасова О.А............. 317 О ВЕРОЯТНОСТИ ИЗЛУЧАТЕЛЬНОЙ ДЕЗАКТИВАЦИИ ТРИПЛЕТНЫХ ВОЗБУЖДЕНИЙ АКЦЕПТОРОВ ЭНЕРГИИ В ТВЕРДЫХ РАСТВОРАХ ОРГАНИЧЕСКИХ СОЕДИНЕНИЙ ПРИ 77К Тищенко А.Б............................................................................................ 319 ВЛИЯНИЕ ЗАСЕЛЕННОСТИ ТРИПЛЕТНОГО УРОВНЯ МОЛЕКУЛ АКЦЕПТОРА НА ЭФФЕКТИВНОСТЬ ТУШЕНИЯ ФОСФОРЕСЦЕНЦИИ ДОНОРА Авдеев А.В. ................... 321 ИЗУЧЕНИЕ СТРУКТУРЫ КОМПЛЕКСОВ ПОЛИЭЛЕКТРОЛИТ- МИЦЕЛЛА МЕТОДОМ ДИНАМИЧЕСКОГО РАССЕЯНИЯ СВЕТА Д.В. Булаков, А.М. Салецкий, Алексеев Д.Б....... 323 УЧЁТ ВЛИЯНИЯ УНИВЕРСАЛЬНЫХ ВЗАИМОДЕЙСТВИЙ И ВОДОРОДНЫХ СВЯЗЕЙ В РАМКАХ ТЕОРИИ МОЛЕКУЛЯРНЫХ ОРБИТАЛЕЙ ХЮККЕЛЯ Кривулько К.Ф., Клищенко А.П............................................................................................................................................................ 324 ПОЛУКОЛИЧЕСТВЕННЫЙ ЭКСПРЕСС-АНАЛИЗ ДИАМИНХЛОРИД ПАЛЛАДИЯ МЕТОДОМ АТОМНО-ЭМИССИОННОЙ СПЕКТРОМЕТРИИ Червяковский К.И., Ляшенко Л.С.* ......................................................................................................................................................... 326 МЕТОД МНОГОМЕРНОГО СТАТИСТИЧЕСКОГО АНАЛИЗА ДЛЯ ИЗУЧЕНИЯ ИКСПЕКТРОВ ТЕТРАЗОЛИЛАКРИЛАТНЫХ СОПОЛИМЕРОВ Успенская М.В., Дейнека Г.Б., Сиротинкин Н.В.*, Горский В.А.* ........................................................................................................ 328

САНКТ-ПЕТЕРБУРГ, 17-21 Октября 2005

397

МАТЕМАТИЧЕСКОЕ МОДЕЛИРОВАНИЕ ПРОЦЕССА ПОСТУПЛЕНИЯ ПРИМЕСЕЙ В ПЛАЗМУ ДУГОВОГО РАЗРЯДА ПЕРЕМЕННОГО ТОКА Червяковский К.И. ....................... 330 РАЗРЕШЁННЫЕ И ЗАПРЕЩЁННЫЕ ЗОНЫ В ПЕРИОДИЧЕСКОЙ СТРУКТУРЕ УСИЛИВАЮЩИХ АНИЗОТРОПНЫХ СЛОЁВ Травин Д.В., Розанов Н.Н.*............................ 332 СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ БЕНЗИНОВЫХ ФРАКЦИЙ В БЛИЖНЕЙ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ Балабин Р.М. ...................................................................................................................... 334 СПЕКТРАЛЬНЫЙ АНАЛИЗ ИНДУСТРИАЛЬНЫХ МАСЕЛ В БЛИЖНЕЙ ИНФРАКРАСНОЙ ОБЛАСТИ Балабин Р.М. .................................................................................. 335 ОПРЕДЕЛЕНИЕ НАПРАВЛЕННОГО КОЭФФИЦИЕНТА ИЗЛУЧЕНИЯ СТЕКЛА В СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ 8-14 МКМ Кузнецов Д.Ю., Сидельников С.С....................... 336 ИССЛЕДОВАНИЕ НЕЛИНЕЙНОГО ПРОПУСКАНИЯ ФУЛЛЕРЕНСОДЕРЖАЩИХ ОРГАНИЧЕСКИХ СТРУКТУР В БЛИЖНЕЙ ИК – ОБЛАСТИ СПЕКТРА Шулев В.А., Варнаев А.И, Каманина Н.В. ................................................................................................................. 338 ВЫЧИСЛЕНИЕ СПЕКТРАЛЬНЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ВОЛНОВОДНЫХ МОД В ТРУБЧАТОМ СВЕТОВОДЕ Васильев А. Е...................................................................................... 339 ЗАВИСИМОСТЬ ИНТЕНСИВНОСТИ ОТРАЖЕННЫХ В КРИСТАЛЛЕ ЛУЧЕЙ ОТ УГЛА ПАДЕНИЯ И ПОЛЯРИЗАЦИИ ИЗЛУЧЕНИЯ Филиппова И.С., Пикуль О.Ю., Строганов В.И. .................................................................................................................................................................. 340 СНОС НЕОБЫКНОВЕННЫХ ЛУЧЕЙ ПРИ ЧЕТЫРЁХЛУЧЕРАСЩЕПЛЕНИИ Филиппова И. С., Кравцова Н. А., Строганов В. И., Алексеева Л. В., Соколовский Р. И.................................... 342 SPECTROSCOPY OF EXCITONS IN LEAD TUNGSTATE CRYSTALS Krasnikov A., Nikl M.*, Zazubovich S. ........................................................................................................................................... 344 РАСЧЁТ ПОРОГОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ВРМБ-ЗЕРКАЛ С РАЗЛИЧНЫМИ ТИПАМИ ОБРАТНОЙ СВЯЗИ В ИМПУЛЬСНОМ РЕЖИМЕ Н.В.Грушина.............................................. 345

Секция 5. Физика лазеров и лазерные технологии.......................................................347 УСИЛЕНИЕ ИЗОБРАЖЕНИЙ В ЛАЗЕРНЫХ ПРОЕКЦИОННЫХ СИСТЕМАХ С ИСПОЛЬЗОВАНИЕМ ФАЗОВО-КОНТРАСТНОГО МЕТОДА ЦЕРНИКЕ Слугин В.В., Сомс Л.Н. *, Покровский В.П.*....................................................................................................................... 347 ХАРАКТЕРИСТИКИ ШИРОКОПОЛОСНЫХ ОПТИЧЕСКИХ УСИЛИТЕЛЕЙ НА КВАНТОВЫХ ТОЧКАХ Русов С.Г.................................................................................................... 349 РАСЧЕТ ОСНОВНОЙ МОДЫ РЕЗОНАТОРА ПИКОСЕКУНДНОГО ТВЕРДОТЕЛЬНОГО ЛАЗЕРА С ПРОДОЛЬНОЙ ДИОДНОЙ НАКАЧКОЙ Кострюков П.В....................................... 350 ВЛИЯНИЕ ДОПОЛНИТЕЛЬНОГО КАНАЛА РЕЛАКСАЦИИ ТИПА АП-КОНВЕРСИИ НА ВТОРОЙ ПОРОГ ЛАЗЕРНОЙ ГЕНЕРАЦИИ Лемеза А.М., Власов Р.А., Михневич С.Ю., Афанасьев А.А. ....................................................................................................................................... 352 ВЫБОР ТИПА ЛАЗЕРА ДЛЯ ЭФФЕКТИВНОГО УПРАВЛЯЕМОГО ЛАЗЕРНОГО ТЕРМОРАСКАЛЫВАНИЯ ОКСИДНЫХ МАТЕРИАЛОВ Сысоев В.К., Захарченко А.В., Вятлев П.А., Вятлев П.А., ...................................................................................................................... 354 ИССЛЕДОВАНИЕ ЛАЗЕРНО-ПЛАЗМЕННОГО ИСТОЧНИКА ВАКУУМНОГО УЛЬТРАФИОЛЕТА НА ОСНОВЕ Sn И LiF Кулик А.В., Андреев А.А.*, Платонов К.Ю.*, Салль Е.Г.*, Яшин В.Е.*.................................................................................................................................... 356 ВРЕМЕННЫЕ ОСЦИЛЛЯЦИИ МАТРИЦЫ ПЛОТНОСТИ ДВУХУРОВНЕВОЙ АТОМНОЙ СИСТЕМЫ В СИЛЬНОМ И СЛАБЫХ ЗОНДИРУЮЩИХ ПОЛЯХ Кузьмин А.И., Пулькин С.А., Уварова С.В., Фрадкин Э.Е. ......................................................................................................... 358 RANDOM LASERS BASED ON VESICULAR AND POROUS POLYMERS Vadym V.Koreniuk, Vasil P.Yashchuk, Olga A.Prygodiuk, Liudmila P.Paskal, Eugen O.Tikhonov* ...................................... 359 NUMERIC SIMULATION AND EXPERIMENTAL RESEARCH OF THE SPATIAL SIZE EFFECT OF RANDOM LASER LASING O.A.Prygodiuk, V.P.Yashchuk, M.V.Zhuravsky, V.V.Koreniuk............................................................................................................................................ 361 NUMERIC SIMULATION OF LIGHT BEHAVIOUR IN THE STRONGLY SCATTERING MEDIUM UNDER ABSORPTION AND AMPLIFICATION M. Zhuravsky, Vasil P. Yashchuk, O. Prygodiuk.................................................................................................................................................. 362 ИССЛЕДЫОВАНИЕ ТЕРМИЧЕСКОЙ ЛИНЗЫ АКТИВНОГО ЭЛЕМЕНТА ND:YVO4 С АКСИАЛЬНОЙ ДИОДНОЙ НАКАЧКОЙ ПРИ РАЗЛИЧНЫХ СПОСОБАХ ЕГО КРЕПЛЕНИЯ Офицеров Е.Н., Кийко В.В. ......................................................................................... 363 ИССЛЕДОВАНИЕ ИОНИЗАЦИОННОЙ РЕАКЦИИ ПОЛУПРОВОДНИКОВЫХ СТРУКТУР ПРИ ВОЗДЕЙСТВИИ ЛАЗЕРНОГО ИЗЛУЧЕНИЯ В ДИАПАЗОНЕ ДЛИН ВОЛН 850…1064 НМ Нечаев А.В., Маврицкий О.Б., Егоров А.Н.*, Скоробогатов П.К.* ............ 365

398

ОПТИКА – 2005

ФОРМИРОВАНИЕ СВЕТОИНДУЦИРОВАННЫХ ДИФРАКЦИОННЫХ РЕШЕТОК В ТОНКОМ СЛОЕ МАГНИТНОЙ ЖИДКОСТИ Кутавичюс В.П., Кабанов В.В., Кицак А.И., Жавнерко Г.К.*, Кекало Е.А.* ............................................................................................................... 367 ПРИМЕНЕНИЕ ПОЛУПРОВОДНИКОВОГО ЛАЗЕРА ДЛЯ ИССЛЕДОВАНИЯ ПАРАМЕТРОВ ОБЪЁМНЫХ ГОЛОГРАММ Златов А. С., Кушнаренко А. П. ......................... 368 ЛАЗЕРНОЕ ФОРМИРОВАНИЕ ГИБРИДНЫХ МЕТАЛО – СТЕКЛЯННЫХ НАНОЗОНДОВ Зыонг З.В., Вейко В.П., Яковлев Е.Б..................................................................................................... 370 МЕТОД И УСТРОЙСТВО ДЛЯ КОНТРОЛЯ ПОВЕРХНОСТИ ЦИЛИНДРОВ ПЕЧАТИ Мамилов С.А., Галкин А.А., Есьман С.С., Кравченко В.И., Плаксий Ю.С. ...................................... 372 ИССЛЕДОВАНИЕ ЗАВИСИМОСТИ ГЛУБИНЫ РАЗДЕЛЯЮЩИХ ТРЕЩИН ОТ СКОРОСТИ ПЕРЕМЕЩЕНИЯ ЛАЗЕРНЫХ ПУЧКОВ И ТЕПЛОФИЗИЧЕСКИХ ХАРАКТЕРИСТИК МАТЕРИАЛА Никитюк Ю. В., Середа А. А., Побияха А. С. ...................... 373 ЛАЗЕРНАЯ РЕЗКА СТАЛИ 65Г Баевич Г.А., Грищенко В.В., Козлов А.И.................................. 375 МОДЫ ВЫСШЕГО ПОРЯДКА АСТИГМАТИЧНОГО ГАУССОВА ПУЧКА В НЕПЛАНАРНОМ ЧЕТЫРЕХЗЕРКАЛЬНОМ РЕЗОНАТОРЕ Зайцева Т.Э., Брославец Ю.Ю., Фомичев А.А. .......................................................................................................................................... 377 ПРОСТРАНСТВЕННАЯ КОГЕРЕНТНОСТЬ ИЗЛУЧЕНИЯ Nd:ИАГ ЛАЗЕРА С ЭЛЕКТРООПТИЧЕСКИМ ЗАТВОРОМ Шеневский И.П., Ютанова Е.Ю. ................................. 379

Секция 6. Оптика и образование ....................................................................................380 ЛАБОРАТОРНАЯ УСТАНОВКА ДЛЯ ОПРЕДЕЛЕНИЯ НАПРАВЛЕННОГО КОЭФФИЦИЕНТА ИЗЛУЧЕНИЯ МАТЕРИАЛОВ В СПЕКТРАЛЬНОМ ДИАПАЗОНЕ 8-14 МКМ Кузнецов Д.Ю., Сидельников С.С. ............................................................................................ 380 ЛАЗЕРНЫЕ ТЕХНОЛОГИИ В СТРОИТЕЛЬСТВЕ Леонова Н.А. ............................................. 381 МОДУЛЬНЫЙ СПЕКТРОМЕТРИЧЕСКИЙ КОМПЛЕКС ДЛЯ УЧЕБНЫХ И ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИХ ПРИМЕНЕНИЙ Глушков Д.В., Купреев А.Г. .................................. 383 РЕГИСТРИРУЮЩИЕ СРЕДЫ ДЛЯ ОБЪЕМНОЙ ГОЛОГРАФИИ – РАЗРАБОТКА ЗАНЯТИЯ ПО КУРСУ «ПРИКЛАДНАЯ ГОЛОГРАФИЯ» Андреева Н.В. ............................... 385 СОЗДАНИЕ ВИРТУАЛЬНОГО МУЗЕЯ ИСТОРИИ ОПТИЧЕСКОГО ПРИБОРОСТРОЕНИЯ И ОПТИЧЕСКОГО ОБРАЗОВАНИЯ Шеламова Т.В., Колесников Ю.Л. ......................................................................................................................................................... 386 РОЛЬ ИНФОРМАЦИОННО-ОБРАЗОВАТЕЛЬНОГО ПОРТАЛА В ОБЛАСТИ ФОТОНИКИ, ОПТОИНФОРМАТИКИ И НАНООПТИКИ ПРИ ОСУЩЕСТВЛЕНИИ УЧЕБНОГО ПРОЦЕССА Колесников Ю.Л., Козлов С.А., Шлюжайте Ю.В. ............................... 387