6. История голографии

Г. была изобретена англ. физиком Д. Табором в 1947 г. Габор

да

ft

обратил внимание на парадокс, связанный с образованием изобра­жения в фотографии. Изображение предмета на фотопластинке получается четким только при определенном расположении пред­мета, объектива и фотопластинки. Между тем, очевидно, что лучи | света, образующие изображение в плоскости фотопластинки, не исчезают и к ним не добавляются др. лучи на всем протяжении от предмета до фотоаппарата. Поэтому нет оснований сомневаться в том, что изображение предмета присутствует в скрытом виде в любой плоскости между предметом и объективом, в частности в пло­скости, к-рая расположена непосредственно перед линзой. Разби­раясь в причинах этого, Габор создал теорию образования изобра­жения. Любое изображение предмета, к-рое мы получаем с помощью объектива, можно разбить на простейшие видимые элементы — «точки». Размер этих элементов определяется объемом когерент­ности, к-рый в свою очередь зависит от размера объектива. Если свет, освещающий предмет, не когерентен, то для получения изобра­жения предмета в плоскости перед объективом, к-рое обладало бы

теми же качествами, что и изображение, получаемое объективом,

т. е. при одном и том же числе точек изображения необходимо пере­дать или зарегистрировать не Лоточек, а Лоточек. Напр., если на экране телевизора на одном кадре присутствует около 10⁶ точек, то для передачи изображения без помощи линзы их потребуется не 10^б, а 10¹².

Если предмет осветить когерентным светом, то в этом случае

можно образовать интерференционную картину. Тогда, согласно

теории Габора, для регистрации N точек изображения предмета без помощи линз требуется получить в плоскости фотопластинки N интерференционных полос с хорошим контрастом. Иначе говоря, размер «точки», напр. dx, должен равняться расстоянию между интерференционными полосами, Т. о., в случае когерентного света

требуется всего 2N точек, чтобы зарегистрировать изображение

полно.

Непосредственной проблемой, к-рая привела Габора к откры­та ) Г., явилось усовершенствование электронного ми­кроскоп а. В 1947-48 гг. Габор с сотрудником И. Вильямсом получили первые плоские голограммы путем сильного диафрагми­рования пучка света от ртутной лампы (рис. 31, а). Размер отверстия диафрагмы равнялся 1—2мкм, а время экспозиции - неск. часам. Основная трудность, к-рая мешала Габору получить хорошее изоб­ражение, заключалась во взаимных помехах, к-рые возникали на

стадии восстановления изображения из-за одновременного появле­ния мнимого и действительного изображений (рис. 31, б).

Голограмма

\

Иоллимированный

пучок света от ртутной лампы

Фотопластинка

_>

Параллельный пучок от pmym-ной лампы

Мнимое изображение

₇

Голограмма

Действительное изображение

Рис. 31. Схема установки Габора; а — получение голограммы, б

вос-

Га бор предполагал в дальнейшем начать опыты на электронном микроскопе. Однако вскоре улучшение изображения в электронном микроскопе было достигнуто др. методами, идеи же Г. надолго оста­лись нереализованными. Лишь спустя 12 лет, в 1962 г., с появле­нием лазеров в Г. наступила новая эра. Поворотным пунктом яви­лись эксперименты амер. радиофизиков и оптиков Э. Лейта и Дж. Ю. Упатниекса. Они отделили опорный пучок от предметного пучка и этим полностью устранили взаимные помехи между дейст­вительным и мнимым изображениями. Опорный и предметный пуч­ки в их установке пересекались непосредственно перед фотопла­стинкой (рис. 32, а, б). Введение диффузного освещения предмета еще более повысило качество изображений. Теперь каждая точка пред­мета испускала свет широким пучком, и на стадии восстановления через любую точку голограммы наблюдатель мог видеть сразу весь предмет, причем со всеми эффектами объемности, как это предска­зывал Габор в своей первой работе 1948 г.

Важный вклад в развитие Г. внес Дж. Строук, к-рый разработал современные схемы Г. и теоретически обосновал возможность соз­дания рентгеновского голографич. микроскопа.

В СССР первый обратил внимание на работы Габора и начал разработку оригинальных голографич. систем Ю. Н. Денисюк. Экспериментируя с толстослойными эмульсиями в 1962 г., он соз­дал объемные голограммы. При отражении света от двух и более поверхностей почернения объемной голограммы между отраженными пучками также возникает интерференция. В результате этого из

объемной голограммы выходят неослабленными лучи света только

Мнимое изображение

_I

W

_I

_*:

ft­

^о^^ън^мо^нр^яома^оор^го^рм^амми коллиматором.

тех длин волн и только под теми направлениями, для к-рых лучи 1,2 и т. д. интерферируют с усилением. Напр., в простейшем случае

параллельных равно отстоящих друг от друга плоскостей почер­нения разность хода А между лучами, отраженными от соседних

поверхностей почернения, равна Д = 2d ш\ 0, где б — угол сколь­жения (рис. 33) Для того чтобы имело место сложение этих волн с усилением, величина А должна равняться целому числу длин

от лазера

волн, т. е, 2d sin б = /& (к — целое число). Все остальные лучи не удовлетворяющие этому условию, ослабляются. Т. если

объемную голограмму осветить белым светом, то из его широкого

Рис. 35. Изображение кузнечика, восстановленное с объемной голограм­мы в лучах карманного фонарика, соответственно ориентированных отно-

спектра лучей голограмма самостоятельно выделит свет только од­ной длины волны К с высокой степенью монохроматичности и опре­деленного направления. Поэтому на стадии восстановления объем­ную голограмму не обязательно освещать лазером. Можно дользо-

Ш ваться обычными источниками света, вплоть до карманного фона-

I

тики.

|рика (рис. 34, 35). Объемная голограмма сама выполняет функции монохроматора и коллиматора. Возникновение Г. по ее последствиям можно сравнить только с созданием радиосвязи. Появление лазеров — источников коге­рентного света — сблизило оптику с радиотехникой. Такое сближе­ние и взаимное проникновение теоретич. представлений радиофи­зики в физич. оптику привело к появлению новой области науки — р а д и о о п т и к и. Г. можно считать одним из разделов радиооп­тики. Единство математич. методов, используемых в когерентной оптике, Г. и теории связи, является теоретич. (фундаментом радиооп-

Л. М. Сороко.

ДВОЙНОЕ ЛУЧЕПРЕЛОМЛЕНИЕ - раздвоение световых лу­чей при прохождении через оптически анизотропную среду, напр. кристалл (рис. 1). Д. л. Происходит вследствие того; что показатель преломления анизотропной среды п зависит от поляризации, т. е. от направления электрич. поля световой волны.

Задняя грань кристалла

Передняя грань кристалла

^Рис. 1. ^{Двойное} лу^шгомтеьж ^в одгоошсж щшстсшк щш в^{ерпенди-}

^{кулярном падении пучка света на пере}Д^н_рЮЮ I^Uft _н^{ристалла.} ГЗОЛШЮЬЮ

векторы преломленных волн остаются перпендикулярными к поверхности кристалла. Обыкновенная волна не преломляется. Необыкновенная волна преломляется та угол двойного лучепреломления a. n_Q - погазагель пре­ломления обыкновенной волны не зшшсит от тащшвлений, n_Q - пошш-

тель преломления необыкновенной волны, з^ависит от тапр^авления, h — волновой вектор тадшощей волны, п₀ и п - показатели преломления обык­новенной и необыкновенной волн в кристалле.

Электрич. поле световой волны Е, проникая в вещество, вызы- вает вынужденные колебание эл! ^К и молекулах среды в направлении Е. Колеблющиеся электроны являются в свою Очередь источниками вторичного излучения света. Т. о., прохожде- ние световой волны через вещество является результатом после- довательного переизлучения света электронами. В анизотропном веществе колебания электронов легче возбуЖдаются в нек-рых определенных направлениях. Поэтому одно и то же по ве- личине, но различное по направлению поле Е будет по-разному воздействовать на среду. Это означает, что показатель преломле- ния среды п будет зависеть от поляриз'ации волны. Т. к. скорость

распространения волны в среде v = — (с — скорость света в ва­кууме), то волны с различной поляризацией будут распростра-

в анизотропном веществе с разными скоростями.

В нек-рых кристаллах существует направление oz, вдоль к-рого не происходит Д. л. — все волны, независимо от их поляризации, распространяются с одной и той же скоростью. Это направление наз. оптической осью кристалла. В др. направле- ниях в кристалле световая волна с поляризацией распадается на две волны, распространяются с разными скоростями и с взаимно перпендикулярными поляризациями. Одну из волн с вектором Е, лежащим в одной плоскости с оптич. осью и направлением распространения, наз. необыкновенной, а другую волну — обыкновенной.

Оптич. свойства анизотропного кристалла можно характеризо- вать поверхностью показателей преломле- н и я. Для построения этой поверхности из одной точки О отклады- вают векторы, длины к-рых равны значению п в соответствующих направлениях. Таких поверхностей получается две: сфера для обык- новенной волны и эллипсоид для необыкновенной. Зная направ- ление волнового вектора /с, можно найти п, проводя из центра О прямую до пересечения с поверхностью. Более того, если в точке пересечения падающего луча с показателя преломле-

ния восстановить перпендикуляр, то он укажет направление луча S. Для обыкновенной волны векторы к₀ и S₀ параллельны друг другу. Для необыкновенной волны векторы fe и 8_е образуют угол а, наз. углом Д. л. Именно по этой причине и происходит расщепление узкого пучка в пространстве на два даже в том случае, когда пу­чок падает на кристалл перпендикулярно к его грани (рис. 1).

Явление Д. л. можно для получения поляризован-

ного света из естественного. Если естественный свет падает на кри­сталл в виде узкого пучка, то при достаточной длине кристалла обыкновенный и необыкновенный лучи разойдутся и из кристалла выходят два пучка, линейно поляризованных во взаимно перпен­дикулярных плоскостях. В этом случае угол Д. л. должен быть

максимальным, что имеет место при распространении света под углом — 45° к оптич. оси.

одном направ-

Vq И Vq

Из рис. 1 видно, что а = 0 в двух направлениях: вдоль оптич. оси и под углом 90° к ней. Если ось лежит в плоскости передней грани кристалла, то при нормальном паде­нии светового пучка с поляризацией Е₀ он не расщепляется в пространстве на два пучка, а раздваивается на две волны Е_х и

By, распространяющихся в лении с разными скоростями и (рис. 2). Поэтому путь (в кристалле они пройдут за разное время t_n = IIv_a и tl= l/v_e. В соответствии с этим фазы волн В, и Е... совпадающие пои входе света в среду, изменяются на ее выходе на раз­ные величины: ш₀ и ш_е. Появление раз­ности фаз между' волнами вызывает изме­нение поляризации суммарной волны, выходящей из кристалла (вращение плоскости поляризации). Более

сложные явления Д. л. происходят в кристаллах, имеющих две

оптич. оси.

Помимо кристаллов (исландский шпат, К DP и др.), Д. л. на­блюдается в изотропных средах (напр., в стеклах, жидко-

214 ДВУХФОТОННЫЙ ЛАЗЕР

стях), помещенных в электрическое поле (см. Керра эффект), а также в ферромагнетиках, помещенных в магнитное поле (см. Фер­риты).

физи^'т % ^Л2? & 2II К ^ГОп_Т^С„ка°и=а⁴я Ш

3) Дитчберн Р., Физическая оптика, пер. с англ., М., 1965.

А. П. Сухорукое.

ДВУХФОТОННЫЙ ЛАЗЕР - лазер, основанный на выну­жденном двухфотонном испускании в активной среде (см. Многофо­тонные процессы). Переход между уровнями энергии вещества <ол и #₂ может сопровождаться испусканием двух фотонов с любыми частотами V| и v_k, удовлетворяющими условию (рис.).

_{JlVi^—|— IlV^ — (О—— (О\•}

(1)

Чтобы создать условия для генерации на двух определенных частотах v, и v«, активное вещество должно быть помещено в опти-

it

21

ческий резонатор с собственными частотами v_± и v₂. Поскольку v, и v₂ определяются только резона­' тором, то Д. л. можно перестраивать по частоте, плавно изменяя собственные частоты резонатора так, чтобы для них все время выполнялось усло­вие (1).

В отличие от обычного лазера, для возбужде­ния двухфотонного лазера, построенного по такой схеме, необхо­димо воздействовать на рабочее вещество, помимо накачки (со­здающей инверсию населенностей), излучением одной из частот v₁ или v₂ (жесткий режим возбуждения). Действи­тельно, ежесекундное приращение энергии электромагнитных

колебаний т_г и т₂ на частотах v_x и v₂ из-за вынужденного двух­фотонного испускания равно: b^m.AN и 6₂m₁m₂AiV, где AN - разность населенностей возбужденного и основного уров­ней вещества, Ъ_л и Ь₉ — коэфф., зависящие от структуры ве­щества. Условием генерации обоих колебаний является одно­временное превышение этих приращений над потерями энергий в резонаторе, равными у_лт*Ю_л для частоты \\ и v<>mo/Q₉ для ча­стоты v₂ (С?! и С?₂ - добротности резонатора на частотах и т. е.:

b_xm^AN > ^L; b^AN > ^

(2)

Если в начальный момент в резонаторе нет излучения частот v_L или v₂, то генерация невозможна независимо от количества воз­бужденных частиц, созданных накачкой. Для возбуждения коле­баний следует подать достаточно интенсивный импульс света хотя бы на одной из частот, напр. v_x. Длительность начального импульса должна быть такой, чтобы энергия колебаний второй частоты у„ выросла до величины, при к-рой выполнится условие (2). Тогда щ тоже начнет нарастать, и колебания будут поддерживать друг друга.

Скорость нарастания энергии в Д. л. больше, чем в обычном лазере. Соответственно быстрее уменьшается AN, что может при­вести к срыву генерации. Поэтому накачка в Д. л. должна быть

более мощной, чем в обычном лазере. Условия возбуждения Д. л.

(2) справедливы только в случае, когда в нем не может возникнуть

однофотонное испускание на частоте v₃ = % + v..

Вероятность однофотонного перехода между уровнями $_х и ё\ всегда отлична от нуля. Поэтому в Д. л, при достаточной доброт­ности резонатора Q₃ начастоте v₄ может начаться вынужденное одно-фотонное излучение, к-рое, уменьшая AiV, затруднит возбуждение двухфотонного излучения. Однако при Q и Q₂ >(?₃ и достаточно 1; мощном запускающем импульсе вынужденное двухфотонное испу-| екание может успешно конкурировать с однофотонным и даже по­давить его. Чтобы выполнить условие О_ч < О. и, 0₉, можно, напр., покрыть зеркала Д. л. диэлектрич. пленкой, уменьшающей отраже­ние света частоты v..

•Л

Условия возбуждения генерации Д. л. можно облегчить, подобрав актив­ное вещество, в к-ром скорости распространения волн частот v_l5 v₂ и v. оди­наковы. Это будет иметь место, если выполняется условие пространственного синхронизма: U_t + fc₂ = fc₃, где fc - волновые векторы. Как и в^ параметрите-ских лазерах, в этом случае возникает параметрич. взаимодействие между

щ

* ^шЛ^У^=^^- ^е^РрТоГво^ез_б=я ГяЙГТ?ако^Вм° режиме возможна перестройка частот, излучаемых Д. л., в широком диапазоне, £ аналогично тому, как это осуществля'ется "в параметрич.' лазерах. Однако Д. л. ,| может дать гораздо большую мощность излучения, чем параметрический (того

_{I "змЖ в}^К_{£сут= ^^^^^^^п}¹_^⁰_{^ V}

£ изводить перестройку резонатора за время накачки. Это сложно, т. к. время действия импульса накачки невелико ' (~ 10~³ сек).

Д. л. еще не однако теоретич. расчеты показывают

ВОЗМОЖНОСТЬ его построения. Я). Г. Хронопуло.

ДЕТЕКТИРОВАНИЕ (демодуляция) - преобразование электрич. колебаний, в результате к-рого получается постоянный ток и колебания более низкой частоты. В радиотехнике Д. осуще-k ствляется с помощью нелинейных элементов (детекторов), обладающих различной электропроводностью в противоположных направлениях, напр. электронных ламп, полупроводниковых дио­дов (См. Электронно-дырочный переход) и т. д. Д. в оптич. диапа­зоне частот возможно с помощью нелинейных кристал­лов. См. Нелинейная оптика 1, 4.

ДИАМАГНЕТИЗМ — свойство всех веществ намагничиваться в направлении, противоположном внешнему магнитному полю.

Причиной Д. является возникновение под действием внешнего маг­нитного поля в атомах и молекулах вещества внутреннего магнит­ного поля, направленного противоположно внешнему. Это внутрен­нее поле обусловлено изменением вращательного движения элек­тронов по их орбитам вокруг ядра. Поскольку электроны есть во всех атомах, Д. свойствен всем без исключения ве­ществам.

Однако внутренние магнитные поля диамагнитного происхожде­ния обычно очень слабы (примерно в 6 раз слабее породившего их внешнего магнитного поля). В веществах, атомы или молекулы

к-рых обладают постоянным магнитным моментом, т. е. ведут себя

как микроскопические постоянные магнитики, Д., как правило, значительно перекрывается парамагнетизмом и не играет суще­ственной роли.

По этой причине истинно диамагнитными веществами-диа-| магнетиками обычно являются вещества, атомы или молекулы I которых не обладают постоянным магнитным моментом. В таких атомах микроскопические постоянные магнитные моменты

электронов скомпенсированы. В частности, это имеет место в ато- мах, ионах и молекулах' с целиком заполненными электронными оболочками, напр. в инертных газах. См. Электронный парамагнит- НЫй резонанс. в. А. Ацаркин.

ДИПОЛЬНЫЙ МОМЕНТ ПЕРЕХОДА - величина, характе­ризующая изменение электрич. свойств атомов, молекул и др. квантовых систем при разрешенных квантовых переходах с излуче­нием. Д. м. п. определяет вероятность этого перехода. Подробнее см. Квантовый переход.

ДИПОЛЬНЫЙ ЭЛЕКТРИЧЕСКИЙ МОМЕНТ молекул. В молекулах нек-рых веществ центры электрич. зарядов положи­тельного и отрицательного знака не совпадают. Такие молекулы

утверждать,

тре-

что молекула

можно приближенно рассматривать как электрич. диполи. Д. э. м. р равен произведению заряда е на расстояние между ними el. Д. э. м. зависит от структуры молекулы; напр., ионная молекула ВС1₃ имеет р = О, что свидетельствует о том, что центр суммарного отрицательного заряда трех ионов хлора С1~ совпадает с центром положительного заряда иона бора В⁺. Это позволяет

BCL имеет структуру правильного

центре. Для = 1,46-10"¹⁸

угольника с ионами С1- в вершинах и ионом в молекулы аммиака NH₃, имеющей вид пирамиды, р СГСЕ.

ДИСПЕРСИЯ СВЕТА — разложение света в спектр в резуль­тате преломления или дифракции. В более узком смысле Д. с. — зави­симость показателя преломления п среды, в к-рой распространяется свет, от его длины волны, или частоты. В прозрачных средах (напр.,

в призме) показатель преломления растет с увеличением частоты

(нормальная Д.). Вблизи полос поглощения п уменьшается с ростом частоты (аномальная дисперсия).

Д ИФРАКЦИОННАЯ РАСХОДИМОСТЬ — превращение парал­лельного пучка света в расходящийся в результате явлений ди­фракции. Напр., если параллельный пучок проходит через отвер-

.Волновой фронт

Волновой фронт С

Параллельный световой пучок после прохождения через малое отверстие в непрозрачном экране становится расходящимся.

размеры сравнимы с длиной волны света, то из-за

дифракции световая волна огибает края отверстия, что приводит к Д. р. светового пучка (рис.). Из-за Д. р. резкие границы свето­вого пучка расплываются, энергия рассеивается в стороны, и волна

по мере удаления от отверстия из плоской превращается в сфери­

г

дифракционная решетка

217

ческую. Д. р. характеризуется углом 0 — X/d (X — длина волны, d — диаметр отверстия). Д. р. не позволяет получать сколь угодно узкие световые пучки. Напр., Д. р. излучения лазера при X — 1 мкм и диаметре его зеркал d — 1 см составляет 0 — 10 ⁴ рад.

Э. М. Беленое, И. А. Полуэктов.

ДИФРАКЦИОННАЯ РЕШЕТКА - прозрачная пластинка (обычно стеклянная) или отражающий экран (напр., металлич. зеркало), на к-рые нанесены штрихи одинаковой формы на равных расстояниях друг от друга. Д. р. может быть плоской или вогнутой. Если на Д. р. (напр., плоскую и прозрачную) падает плоская све­товая волна, то свет, прошедший между штрихами, испытывает дифракцию (рис.).

~-2^иманс