close

Вход

Забыли?

вход по аккаунту

?

Патент BY14043

код для вставкиСкачать
ОПИСАНИЕ
ИЗОБРЕТЕНИЯ
К ПАТЕНТУ
РЕСПУБЛИКА БЕЛАРУСЬ
(46) 2011.02.28
(12)
(51) МПК (2009)
НАЦИОНАЛЬНЫЙ ЦЕНТР
ИНТЕЛЛЕКТУАЛЬНОЙ
СОБСТВЕННОСТИ
(54)
G 01N 21/55
СПОСОБ ОПРЕДЕЛЕНИЯ НЕЛИНЕЙНЫХ
ПОКАЗАТЕЛЯ ПРЕЛОМЛЕНИЯ И КОЭФФИЦИЕНТА
ПОГЛОЩЕНИЯ ТОНКОЙ ПЛЕНКИ
(21) Номер заявки: a 20081291
(22) 2008.10.14
(43) 2010.06.30
(71) Заявитель: Государственное учреждение высшего профессионального
образования
"БелорусскоРоссийский университет" (BY)
(72) Авторы: Хомченко Александр Васильевич; Сотский Александр Борисович; Глазунов Евгений Валерьевич;
Шульга Александр Васильевич;
Сотская Людмила Ивановна (BY)
BY 14043 C1 2011.02.28
BY (11) 14043
(13) C1
(19)
(73) Патентообладатель: Государственное
учреждение высшего профессионального образования "Белорусско-Российский университет" (BY)
(56) СОТСКИЙ А.Б. и др. Письма в ЖТФ. 1994. - Т. 20. - № 16. - C. 49-54.
BY a20041264, 2006.
BY 8787 C1, 2006.
RU 2022247 C1, 1994.
JP 1131404 A, 1989.
ХОМЧЕНКО А. ЖТФ. - 2000. - Т. 70. № 11. - C. 136-139.
РОМАНЕНКО А.А. и др. ЖТФ. 1998. Т. 68. - № 4. - C. 88-94.
(57)
Способ определения нелинейных показателя преломления n2 и коэффициента поглощения k2 тонкой пленки, характеризующийся тем, что в нелинейной тонкопленочной
структуре возбуждают волноводную моду ТЕ - поляризации при неизменной мощности S
падающего светового пучка радиуса w0 посредством призменного устройства связи, регистрируют пространственное распределение интенсивности отраженного светового пучка,
по результатам анализа зависимости координат минимума интенсивности одного двумерного спектра интенсивности определяют n2 и k2 посредством выражения:
Фиг. 2
BY 14043 C1 2011.02.28
n 2 = n 2 + ik 2 = ε1ε −1 µ 0 / ε 0 ,
где n2 - комплексная оптическая постоянная пленки;
i - мнимая единица;
ε - диэлектрическая проницаемость пленки;
µ0, ε0 - магнитная и диэлектрическая проницаемость вакуума;
ε1 = CP3;
(w
C=
−1
w 0 εa + εp
) π(h')
2
2
⋅ sin α
16 ε a ε p ⋅ S ⋅ k 30 µ 0 / ε 0
(
× Y;
)
w = w 0 1 − ε a sin 2 γ o / ε p / cos γ o ;
εp и εa - диэлектрические проницаемости призменного элемента связи и окружающей
его среды соответственно;
γ0 - угол между осью возбуждаемого гауссова пучка оптического излучения и нормалью к выходной грани призменного элемента связи;
(
)
sin α = ε a / ε p sin γ 0 sin Θ + 1 − ε a sin 2 γ 0 / ε p cos Θ;
Θ - угол призменного элемента связи при основании;
k 0 = 2πλ−01 - волновое число вакуума;
λ0 - длина волны излучения светового пучка;
γ1−1 cos 2 δ + γ 2−1 cos 2 (δ − σd ) + σ−1 sin (σd )cos(2δ − σd ) + d 2
Y=
;
1,5d + 2σ −1[sin (σd )cos(2δ − σd ) + 0,125 sin (2σd )cos(4δ − 2σd )]
[
]
γ1 = h '2 −k 02 ε a ;
δ = arctg(γ1 / σ );
γ 2 = h '2 −k 02 ε s ;
εs - диэлектрические проницаемости подложки;
σ = k 02 ε − h '2 ;
d - толщина пленки;
{
}
P3 = GD P12 P22 [C1 − (P1 + 2P2 ) C 2 ]
[
−1
(
+ i(1 − H ) (P1 + 2P2 ) HC1P22
2

k 1 − D −1P12 (P1 2P2 )
j)
− k 2j 0
G = ∑ χ min − χ (min
w ε p sin 2α
j =1 

m
)
−1
;
][exp(A ) − 1]⋅ ∑ (exp(A ) − 1) 
m
−1
2

j

j =1
j

D = 8P2 (P1 + P2 ) + P12 (P1 + 2P2 )2 ;
P1 = wh" / sin α;
P2 = − ω∆h" sin α;
∞
( ) (exp(0,75P )(exp(P ζ )[1 + erf (ζ + 0,5P )] ) )dζ, где L = 1, 2;
CL = ∫ ζ L −1π 2 3
−∞
−1
2
1
3
1
1
∑ [I jI1−1 − exp(− 2A j )][exp(− 2A j ) − exp(− 3A j )]
m
H=−
j=1
∑ [exp(− 2A j ) − exp(− 3A j )]
m
j=1
2
;
;
BY 14043 C1 2011.02.28
j)
Ij - значение интенсивности в минимуме χ (min
спектра интенсивности отраженного
светового пучка, которые измерены при m различных значениях k = ε x j f −1 , ( χ ( j) , I ,
j
a
f
min
j
kj при j = 1, 2, …, m), I1 = Ij при j = 1;
x fj - координата j-го минимума в направлении, перпендикулярном плоскости симметрии пучка в спектре интенсивности отраженного светового пучка;
f - фокусное расстояние линзы, осуществляющей Фурье-преобразование отраженного
пучка;
χmin - координата минимума в спектре интенсивности отраженного светового пучка,
определенного на оси симметрии пучка (при j = 1 и k1 = 0);
A j = k 2j k 02 w 02 ;
ζ - переменная интегрирования; с учетом того, что
h = h' + ih" - комплексная постоянная распространения возбуждаемой моды;
h = h '+i h" - комплексная постоянная распространения моды структуры "волновод призменный элемент связи";
∆h = h − h , ∆h" = Im ∆h.
Изобретение относится к области нелинейной оптики тонких пленок и может быть использовано для исследования нелинейных оптических свойств тонких пленок и тонкопленочных структур.
Известен способ определения нелинейного показателя преломления в объемных керровских средах [1].
Измерения выполняют с использованием лазерного пучка с известным распределением интенсивности в его поперечном сечении (например, гауссова пучка), генерирующего
нелинейную "призму" при распространении в нелинейной среде. Показатель преломления
при этом связан с интенсивностью пучка I выражением вида n = n0 + n2 I, где n2 - нелинейный показатель преломления. Угол отклонения пучка θ зависит от n2 следующим образом:
θ = n2I0L/a, где a - радиус пучка, I0 - интенсивность пучка в нелинейной среде, L - длина
нелинейной среды в направлении распространения пучка. Метод позволяет получить информацию о знаке n2, а также ввиду того, что при измерениях обычно используют лазер с
перестраиваемой длиной волны, то можно определить спектральную зависимость нелинейного показателя преломления n2(λ).
Данный способ позволяет определить только нелинейный показатель преломления
объемных сред. Он непригоден для определения нелинейных оптических постоянных
тонких пленок и не позволяет определять нелинейный коэффициент поглощения
k2 (n = n + ik). Кроме того, его осуществление требует мощных лазерных пучков (интенсивность светового пучка обычно составляет десятки кВт/см2).
Известен способ определения нелинейного показателя преломления n2 вещества, основанный на измерении модулированного сигнала, прошедшего через интерферометр Фабри-Перро, где помещается исследуемое вещество [2].
Этот способ позволяет достаточно точно определить нелинейный показатель преломления n2 материала, но также не пригоден для определения нелинейных постоянных тонких пленок и для его осуществления требуется мощный лазерный пучок.
Известен способ одновременного определения нелинейного показателя преломления
n2 и нелинейного коэффициента поглощения k2 под названием "метод Z-сканирования"
[3].
Метод основан на явлении самофокусировки лазерного пучка при его распространении в исследуемом образце, что обусловлено проявлением оптической нелинейности ис-
3
BY 14043 C1 2011.02.28
следуемого материала. Явление самофокусировки состоит в искривлении фронта первоначально плоской волны при ее распространении в нелинейной среде. При этом показатель преломления также связан с интенсивностью пучка выражением n = n0 + n2 I. Образец
перемещается вдоль направления распространения светового пучка (оси Z), фокусируемого объективом. Интенсивность прошедшего через образец излучения регистрируется на
значительном расстоянии от образца фотоприемником с малой апертурой и определяется
расстоянием Z, которое зависит от величины n2. Типичная зависимость регистрируемого
пропускания от смещения образца по оси Z, например, в случае положительного значения
n2 имеет ярко выраженный предфокальный минимум и постфокальный максимум. В случае отрицательного n2 вид зависимости меняется на противоположный.
Этот способ также непригоден для определения нелинейных оптических постоянных
тонких пленок. Для его осуществления требуется прецизионное устройство перемещения
образца и многоразовое повторение процедуры снятия данных, а также мощный лазерный
пучок.
Известен волноводный способ определения нелинейного показателя преломления n2
тонких пленок [4].
Этот способ основан на регистрации в дальней зоне изменений распределения интенсивности светового пучка, отраженного от призменного устройства возбуждения волноводных мод в исследуемой пленке.
Однако, как и все разработанные ранее интегрально-оптические методы определения
параметров тонких пленок, этот подход позволяет определить только один параметр - нелинейный показатель преломления.
Из известных, наиболее близкими по технической сущности, является способ определения нелинейного показателя преломления n2 и нелинейного коэффициента поглощения
k2, получивший название пространственной фурье-спектроскопии волноводных мод и основанный на регистрации трансформации углового спектра интенсивности отраженного
светового пучка в условиях самовоздействия [5].
При этом в ходе последовательного увеличения интенсивности зондирующего светового пучка I при отражении от нелинейной среды его фурье-спектр претерпевает изменения: изменяется угловое положение минимума ϕ0 пространственного распределения, а
также интенсивность в минимуме bmin(ϕ0) регистрируемой картины b(ϕ). Соответствующий анализ последовательности измеренных спектров интенсивности отраженного светового пучка позволяет построить зависимости координат минимума спектра интенсивности
от мощности падающего светового пучка. Обработка таких кривых дает возможность
определить нелинейный показатель преломления n2 и нелинейный коэффициент поглощения k2 материала пленки.
Данный способ удобен при реализации, позволяет измерить нелинейный показатель
преломления и нелинейный коэффициент поглощения тонких пленок, однако требует
прецизионного устройства изменения, стабилизации и контроля мощности светового пучка и многократного повторения процедуры снятия данных.
Задачей, на решение которой направлено настоящее изобретение, является экспрессность и упрощение процедуры определения нелинейного показателя преломления n2 и нелинейного коэффициента поглощения k2 тонких пленок.
Для решения поставленной задачи используется способ определения нелинейных показателя преломления n2 и коэффициента поглощения k2 тонкой пленки, характеризующийся тем, что в нелинейной тонкопленочной структуре возбуждают волноводную моду
ТЕ - поляризации при неизменной мощности S падающего светового пучка радиуса w0 посредством призменного устройства связи, регистрируют пространственное распределение
интенсивности отраженного светового пучка, по результатам анализа зависимости координат минимума интенсивности одного двумерного спектра интенсивности определяют n2
и k2 посредством выражения:
4
BY 14043 C1 2011.02.28
n 2 = n 2 + ik 2 = ε1ε −1 µ 0 / ε 0 ,
где n2 - комплексная нелинейная оптическая постоянная;
i - мнимая единица;
ε - диэлектрические проницаемости пленки;
µ0 и ε0 - магнитная и диэлектрическая проницаемость вакуума;
ε1 = CP3;
(w
C=
−1
w 0 εa + εp
) π(h')
2
2
⋅ sin α
16 ε a ε p ⋅ S ⋅ k 30 µ 0 / ε 0
(
× Y;
)
w = w 0 1 − ε a sin 2 γ o / ε p / cos γ o ;
εp и εa - диэлектрические проницаемости призменного элемента связи и окружающей
его среды соответственно;
γ0 - угол между осью возбуждаемого гауссова пучка оптического излучения и нормалью к выходной грани призменного элемента связи;
(
)
sin α = ε a / ε p sin γ 0 sin Θ + 1 − ε a sin 2 γ 0 / ε p cos Θ;
Θ - угол призменного элемента связи при основании;
k 0 = 2πλ−01 - волновое число вакуума;
λ0 - длина волны излучения светового пучка;
γ1−1 cos 2 δ + γ 2−1 cos 2 (δ − σd ) + σ−1 sin (σd )cos(2δ − σd ) + d 2
Y=
;
1,5d + 2σ −1[sin (σd )cos(2δ − σd ) + 0,125 sin (2σd )cos(4δ − 2σd )]
[
]
γ1 = h '2 −k 02 ε a ;
δ = arctg(γ1 / σ );
γ 2 = h '2 − k 02 ε s ;
εs - диэлектрические проницаемости подложки;
σ = k 02 ε − h '2 ;
d - толщина пленки;
{
}
P3 = GD P12 P22 [C1 − (P1 + 2 P2 ) C 2 ]
[
−1
(
+ i (1 − H ) (P1 + 2 P2 ) HC1P22
2
−1 2

( j)
2 k 0 1 − D P1 (P1 + 2P2 )
G = ∑ χ min − χ min − k j
w ε p sin 2α
j =1 

m
∞
∫ζ
l −1
−∞
m
;
m
2
j

 j=1
( )−1 (exp(0,75P12 )(exp(P1ζ )[1 + erf (ζ + 0,5P1 )])3 )dζ;
π2 3
∑ [I jI1−1 − exp(− 2A j )][exp(− 2A j ) − exp(− 3A j )]
H=−
−1
][exp(A ) − 1]⋅ ∑ (exp(A ) − 1) 
D = 8P2 (P1 + P2 ) + P12 (P1 + 2P2 )2 ;
P1 = wh" / sin α;
P2 = − w∆h" sin α;
Cl =
)
j=1
∑ [exp(− 2A j ) − exp(− 3A j )]
m
j=1
5
;
j

−1
;
BY 14043 C1 2011.02.28
j)
Ij - значение интенсивности в минимуме χ (min
спектра интенсивности отраженного
светового пучка, которые измерены при m различных значениях k = ε x j f −1 , ( χ ( j) , I ,
j
a
f
min
j
kj при j = 1, 2, …, m), I1 = Ij при j = 1;
x fj - координата j-минимума в направлении, перпендикулярном плоскости симметрии
пучка;
f - фокусное расстояние линзы, осуществляющей Фурье-преобразование отраженного
пучка;
χmin - координата минимума в спектре интенсивности отраженного светового пучка,
который определен на оси симметрии пучка (при j = 1 и k1 = 0);
A j = k 2j k 02 w 02 ;
ζ - переменная интегрирования; с учетом того, что
h = h' + ih" - комплексная постоянная распространения возбуждаемой моды;
h = h '+i h" - комплексная постоянная распространения моды структуры "волновод призменный элемент связи";
∆h = h − h , ∆h" = Im ∆h.
Доказательство существенности. Воздействие лазерного излучения приводит к изменению оптических параметров пленки, что обусловливает изменение условий возбуждения моды и проявляется в трансформации картины, наблюдаемой в отраженном свете.
Распределение интенсивности в фокальной плоскости I(x.y) оказывается существенно зависимым от нелинейных свойств пленки. При возбуждении волноводной моды тонкопленочной структуры круговым гауссовым пучком радиуса w0 и мощности S,
сфокусированным на основании призмы связи, диэлектрическая проницаемость структуры может быть представлена в виде ε(y) = εl(y) + ε1(y)|Ψ(x, y, z)|2, где Ψ - x-составляющая
электрического поля оптической волны, εl(y) - линейная часть диэлектрической проницаемости, ε1(y) - нелинейный коэффициент, связанный с коэффициентом n2 соотношением
n2(y) = ε1(y)Z0[εl(y)]-1, Z0 - волновое сопротивление вакуума. В этом случае спектр интенсивности отраженного светового пучка, учитывая [6], можно записать в виде:
(1)
I(k,χ)∼exp(-3A)|L(k,χ)+N(k,χ)|2,
2
-1
где L = exp(-0,25χ ){1-[χ-P4-i(2P2 + P1)](χ-P4-iP1) },
N = −πP22 P3 exp[0,75(P12 − P42 ) − 0,5P1P4 + A] × [4 3 (χ − P4 − iP1 )]−1 J,
J=
∞
∫U
−∞
U = 1+
2
U exp[i(χ − P4 )ζ + 3P1ζ ]dζ,
2i ν
exp(τ 2 )dτ, ν = −i(ζ + 0,5P1 ) − 0,5P4 ,
∫
π0
A = k 2 k 02 w 02 / 6,
k = ε a x f f −1 ,
χ = − k 0 w 0 ε a y f f −1 ,
P1 = w h" / sin α,
P2 = − w∆h" / sin α,
P4 = w (h '−β 0 )(sin α) −1 − k 2 k 02 w / ε1p/ 2 sin 2α,
w = w 0 (1 − ε a sin 2 γ 0 / ε p ) / cos γ 0 ,
6
BY 14043 C1 2011.02.28
sin α = ε a / ε p sin γ 0 sin Θ + (1 − ε a sin 2 γ 0 / ε p ) cos Θ,
16
P3 =
ε a ε p ⋅ S ⋅ Z 0 k 30
(w
−1
∞ 2 
⋅ ∫ ε1 Y Y dy ⋅  ∫ Y dy 


−∞

 −∞
∞
2
w 0 εa + εp
−2
2
) π(h')
2
2
⋅ sin α
(2)
,
∆h = h − h ,
Y(y) - поперечное распределение поля возбуждаемой моды, f - фокусное расстояние
линзы, осуществляющей Фурье-преобразование.
Слагаемое L в выражении (1) описывает фурье-образ поля отраженного пучка при
возбуждении моды линейной структуры (P3 = 0). В случае возбуждения нелинейной волноводной структуры это слагаемое доминирует при k = 0, соответствующем плоскости
симметрии пучка. Параметры P1 и P2 определяют при симметризации распределения
|L(0,χ|2 путем выбора угла падения пучка. С увеличением k нелинейное слагаемое N в выражении (1) экспоненциально возрастает. В результате распределения I(χ), взятые при
k = 0 и k ≠ 0 заметно различаются (см. фиг. 1), что используется для определения параметра нелинейности P3. Анализируя положение минимума спектра интенсивности при различных значениях k можно определить нелинейные изменения показателя преломления и
коэффициента поглощения, т.к. изменение углового положения минимума определяется
вариациями показателя преломления пленки, а изменение значения интенсивности в минимуме Imin - вариациями коэффициента поглощения материала пленки. При этом зависимость координат минимума функции I(χ) от k описывается выражением
χ min = P4 − P4 P12 (2P2 + P1 ) 2 + [C1 − (2P2 + P1 )C 2 ] exp(A)P12 P22 Re P3 D −1 ,
(3)
{
}
I(χ min ) ∼ (2P2 + P1 ) exp(−3A)[(2P2 + P1 ) + P22 C1 exp(A) Im P3 ],
(4)
∞
где Cl = ∫ ζ l −1π(2 3 ) −1 (exp(0,75P12 )(exp(P1ζ ) [1 + erf (ζ + 0,5P1 )])3 dζ,
−∞
D = 8P2 (P1 + P2 ) + P12 (P1 + 2P2 ) 2 .
j)
Если χmin и I(χmin) определены при m различных значениях k (χ (min
, I j и k j , j = 1,2,..., m) , то,
воспользовавшись методом наименьших квадратов, из (3) и (4) получаем
−1
(5)
P3 = GD P12 P22 [C1 − (P1 + 2P2 )C 2 ] + i(1 − H)(P1 + 2P2 )(HC1P22 ) −1 ,
{
}
m
∑[I jI1−1 − exp(−2A j )][exp(−2A j ) − exp(−3A j )]
где H = −
j =1
, A j = k 2j k 02 w 02 ,
m
∑[exp(−2A j ) − exp(−3A j )]
j =1
−1
m

k [1 − D −1P12 (P1 + 2P2 ) 2 ] 
j
−
G = ∑ χ min − χ min
[exp(
A
)
1
][
(exp(A j ) − 1) 2 ] .
− k 2j 0

∑
j
w ε p sin 2α
j =1
j =1 


Значения n2 и k2 пленки определяют из выражения
m
n 2 = ε1ε −1 µ 0 / ε 0 ,
где ε1 = CP3 ,
(w
C=
−1
)
w 0 ε a + ε p 2 π(h ' ) 2 ⋅ sin α
16 ε a ε p ⋅ S ⋅ k 30 µ 0 / ε 0
7
× Y,
BY 14043 C1 2011.02.28
Y=
[γ
]
cos 2 δ + γ 2−1 cos 2 (δ − σd ) + σ−1 sin (σd )cos(2δ − σd ) + d 2
,
1,5d + 2σ −1[sin (σd )cos(2δ − σd ) + 0,125 sin (2σd )cos(4δ − 2σd )]
−1
1
γ1 = h '2 − k 02 ε a , γ 2 = h '2 − k 02 ε s , σ = k 02 ε − h '2 , δ = arctg( γ1 / σ),
n2 = n2 + ik2 - комплексная нелинейная оптическая постоянная пленки, действительная
часть которой есть нелинейный показатель преломления, а мнимая - нелинейный коэффициент поглощения, i - мнимая единица, µ0 и ε0 - магнитная и диэлектрическая проницаемость вакуума, d - толщина пленки, S - мощность пучка, при которой определено значение
величины P3, εs - диэлектрическая проницаемость подложки.
Предложенный способ поясняется рисунками. На фиг. 1 представлено двумерное распределение интенсивности темной m-линии, зарегистрированное при неизменной мощности возбуждающего лазерного пучка ТЕ-поляризации. На фиг. 2 представлена схема
установки, используемой для определения нелинейных оптических постоянных тонких
пленок. Световой пучок, испускаемый источником излучения 1 (He-Ne лазером), проходя
через коллиматор 2 и аттенюатор 3, попадает на делитель пучка 4. Отраженный пучок попадает на фотоприемник 11, а преломленный после прохождения через поляризатор 5,
линзой 6 фокусируется на основании измерительной призмы 7. Связь призмы 7 с волноводной структурой 9 осуществляется посредством буферного слоя 8, параметры которого
определяют оптимальные условия ввода излучения в волноводную моду. Призменный
элемент связи расположен на поворотном столике 10. Отраженный от основания призмы
пучок попадает на матрицу фотоприемников 12, плоскость которой совпадает с фокальной плоскостью объектива 13. Сигнал с фотоприемника 11, пройдя обработку в блоке измерения интенсивности 14, поступал в компьютер 16. Сигнал с матрицы 12
преобразовывался с помощью АЦП 15 в 10-разрядный сигнал и также поступал в оперативную память компьютера 16.
На фиг. 3 представлены изменения координат минимума пространственного распределения интенсивности пучка при его сканировании вдоль оси X.
Пример конкретного выполнения
Определение нелинейных оптических постоянных тонкой пленки осуществлялось на
установке, схема которой приведена на фиг. 2. Отраженное излучение детектируется матричным фотоприемником 12, расположенным в фокальной плоскости объектива 13. После
цифровой обработки сигнал через USB-порт поступает в оперативную память компьютера. Регистрируемой величиной является пространственное распределение интенсивности
светового пучка, отраженного от призменного устройства связи при заданном значении
угла падения. Исследуемый световой пучок ТЕ-поляризации от источника излучения, в
качестве которого использовался He-Ne-лазер с длиной волны излучения 0,6328 мкм, падает на поворотный столик 10. В данном случае призма была изготовлена из оптического
стекла ТФ12 с показателем преломления 1,77905 на длине волны 0,6328 мкм. Радиус светового пучка не превышал 300 мкм.
Используя описанный выше подход, были определены зависимости ϕmin и Imin от интенсивности (фиг. 3), полученные сканированием изображения, приведенного на фиг. 1.
Обработка полученных данных позволила определить нелинейный показатель преломления n2 = 4,4×10-4 см2/Вт и нелинейный коэффициент поглощения k2 = 6,2×10-4 см2/Вт для
пленки из стекла, легированного кристаллитами CdSe. Для проверки корректности полученных результатов нелинейные оптические постоянные пленок были определены известным методом [7]. Для рассматриваемой структуры определенные этим способом
k2 = 6,1×10-4 см2/Вт и n2 = 4,5×10-4 см2/Вт, что свидетельствует об удовлетворительной
корреляции значений нелинейных оптических постоянных пленки, определенных заявляемым и известным способом.
8
BY 14043 C1 2011.02.28
Источники информации:
1. Шенн И.Р. Принципы нелинейной оптики: пер. с англ. / Под ред. С.А. Ахманова. М.: Наука. Гл. ред. физ.-мат. лит., 1989. - С. 290-317.
2. Calvani R., Caponi R., Method of measuring the nonlinear refractive index coefficient of a
bistable resonant cavity optical component. United States Patent. G 01N 021/41, N 5 166744.
3. G.Tsigaridas, M.Fakis, I.Polyzos, P.Persephonis, V.Giannetas, "Z-scan analysis for high
order nonlinearities through Gaussian decomposition", Optics Communications. - 2003. Vol.225. - P.253-268.
4. Rigneault H., Flory F. and Monneret S. Nonlinear totally reflecting prism coupler: thermomechanic effects and intensity-dependent refractuve index of thin films // Appl. Opt. -1995. Vol.34. - P.4358-4369.
5. Сотский А.Б., Хомченко А.В., Сотская Л.И. Измерение параметров кубичнонелинейных волноводов // Письма в ЖТФ. - 1994. - T.20. в. 16. - С.49-54 (прототип).
6. Сотский А.Б., Романенко А.А., Хомченко А.В., Примак И.У. Анализ распределения
интенсивности отраженного пучка в схеме призменного возбуждения диэлектрических
волноводов // Радиотехника и электроника. - 1999. - Т.44, № 6. - С. 687-695.
7. Сотский А.Б., Хомченко А.В., Сотская Л.И. Измерение параметров кубично-нелинейных волноводов // Письма в ЖТФ. - 1994. - T.20. в.16. - С.49-54.
Фиг. 1
Фиг. 3
Национальный центр интеллектуальной собственности.
220034, г. Минск, ул. Козлова, 20.
9
Документ
Категория
Без категории
Просмотров
0
Размер файла
161 Кб
Теги
by14043, патент
1/--страниц
Пожаловаться на содержимое документа