<<

стр. 2
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>

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 X = 1064 nm, pulse duration т= 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 cm-2. 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.
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).
Schenzle A., Wong N.C., Brewer R.G., Cumulative two-pulse photon echo., Phys.Rev.A., 30, №4, 1866-1872, (1984).
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).
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, Optical Memory and Neural Networks, 4, №4, 271-276, (1995).
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).
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).
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).

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 (Х=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.

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 Ti и т2. Установлено, что выбором отношения Ti / т2 можно управлять характером динамики.

Ml Б,
Ml

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.
out
ж
У-
Исследуется интерферометр,
in
М4
G2
mN1
М5
Рис. 1
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 ?у=2гоЦ/т в поперечной 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
? n ,dU,(t)/dt = - U(t) + K П2 г a,(t)2/(1-R1), aI(t)=(Ac2+As2)0,5, 9,=arg(Ac, As),
Ac = (1^1)Шавх i^COs^ i(t)] +
+ 0,5^1 i-Ml(t)a-Ml(t-^ l)cosfai-Ml(t-^ i)-coti] +
0,5^ 2 i-M2(t)ai-M2(t- ? 2)C0s^nM>(t- ? 2)-©T2],
As = (1-Rl)1/2aвх i^sin^ i(t)] + + 0,5^1 i-Ml(t)a-Ml(t-^ l)sin^i-Ml(t-^ i)-coxi] +
0,5^ 2 i-M2(t)ai-M2(t- ? 2)sin^i-M2(t- ? 2)-©T2],
где ? - время релаксации нелинейной части показателя преломления NL,
1 ?? 1 I-Ml(t)=te1 i-Ml(t) + Ui-Ml(t-te1 i-Ml(t))/C0,
2 ?? 2 i-M2(t)=te2 i-M2(t) + U-M2(t-te2 i-M2(t))/C0, K = an 0,5 П2 max{r}/k (1 -Rl) (aвх max{r,t})2 -
коэффициент нелинейности, авх max{r,t} - максимальное значение амплитуды входного поля, n2 max{r} - максимальное значение параметра нелинейной рефракции, a, и n2(r) нормированные к max{r,t} и к n2 max{r} величины амплитуд и параметра нелинейной рефракции, R1 - коэффициент отражения зеркала Ml, ?1(r1',t) и ^2(r2',t) - характеристики потерь контуров, фвх и ф1 - фаза поля на входе интерферометра и нелинейной среды, со - круговая частота.

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 т1=т2=4 соответствует одноконтурной конструкции и хаотическому режиму (при ?=10). С ростом т2 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 т2/т1=2 не является однозначно определяющим тип нелинейной динамики. Так, при т1=4, т2=8 и т1=1, т2=2 - несмотря на неизменность отношения т2/т1=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.

1,0-| 0,8
0,6 И
0,4 0,2 0,0^ -0,2
К=10; т =4; т =4; 6(т -х )=0

Рис. 2. Коэффициент автокорреляции амплитуды a поля на выходе интерферометра при отсутствии поворота поля (Д=0), различных значениях т1 и т2 для у12=у22=0,125
Работа поддержана грантом ФАО Минобрнауки (Программа: «Развитие научного потенциала высшей школы», Раздел 3.3), регистрационный № 60321.
G.D. VanWriggeren, R. Roy, Intern. J. of Bifurcation and Chaos, 9, № 11, 2129­2156, (1999).
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).

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.


nl
G1
out
G2
А

м5
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.

что
поле на углы ?1^90° и^2ш^0°, соответственно, в пренебрежении дифракцией поля и диффузией поляризованных молекул в среде NL точечная модель динамики нелинейного фазового набега U поля имеет вид
?n dU(t)/dt + U1 = K [1+У12 cos(U4+90)+y13 cos(U3+q)0)+Y23 cos(U4-U3+q>0)], ?n dU2(t)/dt + U2=K [1+У12 cos(U1+90)+y13 cos(U4+q)0)+Y23 cos(U4-U1+q>0)], ?n 5U3(t)/St + U3 = K [1+У12 cos(U2+90)+Y13 cos(U1+q)0)+Y23 cos^-U^)], ?n dU4(t)/dt + U4=K [1+Y12 cos(U3+90)+Y13 cos(U2+q)0)+Y23 cos(U3-U2+q>0)], где ? - время релаксации нелинейной части показателя преломления NL; K - коэффициент нелинейности; ^12=y R, ^13=Y (1-R) и ^23=y2 R(1-R)/2 -характеристики потерь в контурах; Y=2Rexp(-al/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); a - бугеровский коэффициент поглощения в нелинейной среде; ф0 - линейная часть фазового набега в NL.
Проводя анализ устойчивости решений системы уравнений относительно Ui, составляющих модель динамики нелинейного фазового набега Ui, можно построить

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 ?1П180° иП2П90°. Из сравнения структуры диаграмм видно, что наличие второго контура в интерферометре приводит к следующим особенностям на рис. 2, в: 1) отсутствует бистабильность при Ke[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 у = 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).

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
1 3
оптические схемы . 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.

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 90°. В этом случае становится возможным достижение

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 л/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 ^=633 нм (см. Таблицу 1).
Таблица 1
Эллиптичность
е
Длина кристалла
Соотношение интенсивностей опорной и сигнальной волн IR/IS
1
123°
15 мм
? 1
Эксперименты по демодуляции фазы сигнальной волны были выполнены с кристаллом Bi12TiO20 среза (100) толщиной 8 мм. Две когерентных волны (Х=633шп) с интенсивностями 60 мВт/см2 (для опорной) и 33 мВт/см2 (для сигнальной) пересекаются в кристалле под углом ˜ 170°. 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 9 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 № 05-02-16589-а) и гранта Президента Российской Федерации для поддержки молодых российских ученых (грант № МК-3865.2004.2).
P. Delaye, A. Blouin, D. Drolet, L.-A. de Montmorillon, G. Roosen, J.-P. Monchalin. JOSA B, 14, 1723-1734, (1997).
A.A. Kamshilin, K. Paivasaari, M. Klein, B. Pouet. Appl. Phys. Lett., 77, 4098­4100, (2000).
A.A. Kamshilin, A.I. Grachev. Appl. Phys. Lett, 81, 2923-2925, (2002).

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.

liL

.EtiLlt
АЛ

Мл
Рис. 1. Схема модулятора света на основе НКИ
Здесь Евх и Евых - 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; Ml, M2, M3, М4 - зеркала (Ml 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 = 2лУсо амплитуд a и b, фаз (p(r,t), положения плоскости поляризации \|/(r,t) входных полей, времени запаздывания te поля в НКИ, медленной релаксации нелинейной части показателя преломления) имеет вид:
дU(r,t)
f (r,t) - U(r,t) + De(r)AU(r,t^
dt

f (r, t) = Щ(r)LЈ[a„2L (r, t) + bn\ (r,t) + E2ch(r, t)] = Kab(r, t,r) + pKab(r', t - T,r) +
Гу(г', t) 1
х

x {Ka(r,t,r',t - t)cos[(1 + q)&T + cp(r,t) - cp(r',t - t) + \|/(r,t) - \|/(r',t - t)] +
+ Kb (r, t, r', t - t) cos[(1 - q)coT + q>(r, t) - cp(r', t - t) - \|/(r, t) + \|/(r', t - t)]} + (r, t).
Здесь Tn - время релаксации нелинейной части показателя преломления; ? ? ?(r^t) = te(r',t) + U(r',t- te(r',t))/ra; De - нормированный к радиусу светового

пучка коэффициент диффузии; П2 - 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] в приближении одного прохода, ?(r',t) - удвоенный коэффициент потерь оптического поля (по амплитуде) за обход НКИ; Kab(r,t,rn) и Ka(r,t,r',t - ?), Kb(r,t,r',t - ?) - «смешанный» и «парциальные» 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.

4.04ЕЗ 4.0SE3 4.12ЕЗ 4.1 вЕЗ
г
Рис. 2. БД на плоскости U-K (а) и U-cote (б), фазовый портрет (в) временная реализация модулированных колебаний (д) при q = 0, b = 0, te = тш Ksvch(r,t) = 6 + 2cos (2nt / (50Tn))
Работа выполнена при поддержке гранта Минобрнауки РФ, ФА по образованию (Программа «Развитие научного потенциала высшей школы», Разд. 3.3.), рег. № 60321, 2004 г.

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 р. 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 Jq(с/,Q'), приходящуюся на отдельную
изохромату неоднородноуширенной линии резонансного перехода системы
ад ад
двухуровневых атомов как Jq = | g1 (c')dc' |g2(Q')Jq(со',Q')dQ', гдеg1 (с')-функция
-ад -ад
распределения по частотам фурье-спектра объектного импульса, g2 (Q')-функция распределения по частотам неоднородноуширенной линии резонансного перехода. Найдено выражение для энтропии фон Неймана S(p) = -Tr(р log2 р) для двухуровневой системы, описываемой матрицей плотности р. Для расчета log2 р применим методы вычислений функций от матриц. В рассматриваемом случае
уравнения XI-р
и Z находятся из
log2 р = log2 (4)Z(1)+ log2(X2)Z(2), где ^1 и X2 являются корнями секулярного |Х-р11 р12
0, а матрицы Z(1) и Z(2)
-р 21 х-р 22
I = Z (1)+ Z(2)
системы уравнений - () , где I -единичная матрица. Для энтропии
2|р12|2 log2 :X2 +
фон Неймана получим выражение S(p) = -Tr(p log2 р)
V(p11 -р 22 ) + 4 р12
+1 риГр22 -р11 ^(р11 -р22)2 + 4|р1212 1log2 X1
1р11 [р22 -р11 + "\/(р11 -р22 )2 + 4|р1212 jlog2 X2 +
+ 2р22[р22 -р11 -"\/(р11 -р22)2 + 4|р12|2 jlog2 X1 -
-2р2222 -р11 +"\/(р11 -р22 )2 + 4|р12|2 jlog2X2 ].
При отсутствии в системе когерентности следует

|р121 —00
случае чистого состояния (например рц — 1, р22 — 0 ) S(p) — 0.
Описание оптического когерентного переходного процесса |р 21 > 0, приводит к отрицательным значениям X2. Тогда log2 X2 существует только в комплексной области и информация, измеряемая энтропией фон Неймана S^), 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()) = yj(Re S^))2 + ((m SO)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.
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. NJ.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).
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

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».

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 (AV: 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.
p
Ep =-g ˜Jp
4 \Esq V
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:
Га 1 д i .
2
— + + A i
s J
dz Vp dt 2kp ±
Es = g^f- (1)
Г д 1 д i
— + + A i
dz Vs dt 2ks ±

dt + rv
q = p-

p
амплитуда фононной волны, g - коэффициент стационарного ВКР, tv характеризует затухание молекулярных колебаний, COp}S и k ps - центральные частоты и волновые

числа волн накачки и Стокса, A
d2 d2
член, учитывающий дифракцию

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.

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 Гкомп < л/2. Погрешности метода АГ ˜ 0,05° и AF ˜ 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 Г 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
2 3
дорогостоящая аппаратура . 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:
i 2(1 . 2F sin Г tga*)
e = tg — arcsin 2—^— .
V2 1 + F2tg2 a J
Здесь a = a' - a o, a' - азимут входной поляризации, a o - азимут медленной оси пластинки. При изменении угла a в диапазоне от 0° до 90° эллиптичность e1 пробегает все возможные значения от 0 до e'max(amax). Величины amax и e'max задаются параметрами пластинки следующим образом: amax = arctan(1/F), e'max = tg2(r/2). Если относительный амплитудный коэффициент пропускания пластинки F =1, то эллиптичность максимальна при amax = 45°, а зависимость ei(a) в целом симметрична относительно угла a = 45°. Отличие коэффициента F от единицы в случае реальных

фазовых пластин приводит к небольшому смещению amax относительно a = 45°. Таким образом, чтобы определить параметры фазовой пластинки F и Г, 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 a в диапазоне от 0 до 90°.
Эллиптичность прошедшего светового пучка измеряется с помощью нуль-эллипсометрической 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 Гкомп < л/2. Важно, что для реализации предлагаемого метода заранее нет необходимости знать фазовую задержку Гкомп. Зная азимуты компенсатора ^1 и \|/2, соответствующие гашению, можно определить эллиптичность светового пучка по формуле:

2
(
1 +1 L
sin2(2^)tg2 Гкомп Sin2(2^)tg2 Гкомп
ч I I /
Здесь угол ф находится из соотношения: |ф| = л/4 - - \|/2| /2.
В процессе измерения при каждом фиксированном значении азимута входной поляризации определяются углы гашения | 1 и | 2. Результаты измерения обрабатываются методом наименьших квадратов. В качестве подгоночных параметров выступают искомые поляризационные характеристики Г 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 Г рассчитаны оптимальные значения Гкомп, при которых достигается наиболее высокая точность определения фазового сдвига.
Метод апробирован на двулучепреломляющих слюдяных пластинках. Точность измерения фазового сдвига составила АГ ˜ 0,05°, а относительного амплитудного коэффициента пропускания AF ˜ 0,001.
D.A. Holmes, J. Opt. Soc. Amer., 54, № 9, 1115-1120 (1964).
P. Gomez, C. Hernandez, J. Opt. Soc. Amer. B, 15, № 3, 1147-1153 (1998).
P.A. Williams, A.H. Rose, and C.M. Wang, Appl. Opt., 36, № 25, 6466-6472
(1997).

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 2 т + -a—4 ˜bE - g — = 0 (1),
dz2 c2 dt2 c dt4 c dt2
где E - напряженность электрического поля излучения, c - скорость света в среде, z -направление его распространения, t - время, N0 , a, b - параметры, характеризующие нерезонансную зависимость показателя преломления
2 b
n = N0 + cam - c—- (2)
O
от частоты со, g = ——, x - нелинейная восприимчивость среды c
-co
3 77 t
Авторы искали уравнения встречных волн в виде dE ++ ^Ъ -а^ + b}e+ dt' + F+ (E +,E-) = 0
dz c dt dt
(3),
0 ¦ + a-
dE N0 dE d3 E
- b J E - dt'-F- (E -, E + ) = 0
dz c dt dt:
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
F E 2 dE+ E 2 dE- E E dE+ + E E dE- + E 2 dE+ E 2 dE-

F = KE2 dE- + b2E2 dE+ + b3E E, dE- + b4E E, + b5E2 dE- + bE2 dE+
dt ˜ dt J " + dt 4 ˜ + dt 5 + dt 6 + dt
где




a2 = a3 = b2 = b3 =
3gc_
2 N 0

N 0



a4 = b4 =
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

dt3 d3 E
dE+ N0 dE+ d3 E+ + +—°-—--a
dz c dt
dt3
dE N0 dE
¦ + a-
dz c dt
+ b J E+ dt' +
-co
t
- b J E- dt' -
-c
3gc
N 0
gc
2N0
(E++ E )2 dE+ + 2E+— (E++ 2E ) (E++ E )2 dE- + 2E ^(E + 2E+)

0

(5)
С.А.Козлов, С.В. Сазонов, Нелинейное распространение импульсов длительностью в несколько колебаний светового поля в диэлектрических средах., 111 ,404-418, (1997)
С.А.Козлов, Проблемы когерентной и нелинейной оптики. 12-34, (2000)

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
— + —0 a—- + b I Edt' + gE2 — = A, IEdf, (1)
dz c dt dt3 J dt 2N0 1 J
где N0, a, b - эмпирические константы, характеризующие дисперсию показателя преломления среды
2b
n(m) = N0 + cam - c—- (2)
m
g - описывает безынерционную нелинейность ее поляризационного отклика, с -скорость света, A1 - поперечный лапласиан, t - время.
Граничные условия при падении параксиального излучения на границу раздела сред под малыми углами имеет вид2

dz dz dz
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, b ^-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:
-co
, 3 + b JEdt' = A, JEdt'
dz c dt 1 dt3 1 - n 2 N
dEo N dEo + - b1 JE0d,' = -JLAiJEdt' (4)
dz c dt 1 dt3 1 - o 2N J



Используя граничные условия (3) и полагая E(, малыми по сравнению с Еп и Епр из (4) можно получить связь между полем отраженного и падающего излучения вида

- a
d3Eo
dt3
2 N
c dt
c dt
dt3
-ад
1 -ад
t
+ a,—-r--h JEodt + A, JEodt
1 я^3 1J o 9 at 1J
¦ + b2 J (En + Eo )dt +
-ад
-ад
= N2 d(En + Eo) -a d3(En + Eo)
c dt z dt3
+g
(5)
(6)
d( En + Eo )3
2 N 2
dt
Ai J (En + Eo )dt.
-ад
Для пространственно-временного спектра излучения
G(m, kx, ky) = JJJ E (t, x, y )exp[/(mt - kxx - kyy)\itdxdy. с учетом (2) из (5) следует


L
2
(n1 - n2) + 2^(k1 + ky2)l
2m
Gn - gcG1



L

(n1 + n2)
1 1
v N1 + N 2 j

Go + 3gcG2

(7)

где G„, Go - спектр падающей и отраженной волн соответственно,

G1(m kx, ky )
JJJJJJGn (m-m, kx - kx, ky - ky) Gn (m'-m" kx - k'" , k'y - k"y )>
JJJJJJGo (m-m, kx - k", ky - ky) Gn (m'-m" kx - kx, ky - ky)

x Gn (a", kx , ky ) da'dk'xdk'y da"dk""dk"y.
В параксиальном приближении, полагая, что Go существенно меньше Gn уравнение (7) может быть приведено к виду

G = n1 - n2
n1 + n2
1 + x

m2

n1n2 J
Gn
gcG1
n1 + n2
(8)

Линеаризованное соотношение (8), как несложно проверить, эквивалентно формулам Френеля в приближении параксиального излучения.
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).
Розанов Н.Н., Оптическая бистабильность и гистерезис в распределенных нелинейных системах, М.: Наука, Физматлит, с.336, 1997.

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

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:


°21
dz дт3 дт дт дт
дт
д2Р3 дР3 e2
+ аР = e_N2' Е3
2
дт2 дт me

(1)
—1 —1 —1 —2
где т = t — П0 с z, a' = 2жх1с п0 с 21 , п0 - линейный показатель преломления, СО21 - частота, соответствующая переходу между основным и возбужденным состояниями, c - скорость света в вакууме, e - заряд, me - эффективная масса электрона, а = 2т—1, тс среднее время столкновительной релаксации свободных
электронов, N2' - медленно (по сравнению с изменением поля) меняющаяся составляющая населенности 2-го эффективного уровня, P3 - плазменная составляющая поляризованности среды, gi = 2пс_1п—1 х , Х1 - коэффициент
- - г - г - (1) (2)
линейной, Х3 - кубичной безынерционной поляризуемости среды, Х3 , Х3 ,
- коэффициенты кубичной поляризуемости, отвечающие различным
механизмам инерционности, Х5 - коэффициент плазменной нелинейной поляризуемости.
Авторы выражают благодарность профессору Козлову С.А. за научное руководство работой.
Работа поддержана грантом РФФИ N 05-02-16556.
Brabec Th., Krausz F. // Rev. Mod. Phys. 72, №2, 545-591 (2000).
Беспалов В.Г., Козлов С.А., Шполянский Ю.А.// Опт. журн. 67, №4, 5-11
(2000).
Bespalov V.G., Kozlov S.A., et al. // Phys. Rev. A. 66, 0138111 (2002).
Ахманов С.А., Никитин С.Ю. Физическая оптика. М., Наука. 657 с. (2004)
Sudrie L., Couairon A. et al.. // Phys. Rev. Lett. 89. №18, 186601 (2002).
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 Е (z, x, t) в кварцевом стекле.
x/Xo


2 0 -2
интенсивность излучения на входе в кварцевое стекло составляла I = 5 -10 ——
См
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.






-0,4
mm


- 0



--0,4




i
3 ,


i
1 ш

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 ——
См
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).

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]:
5 /г шн ЕсЕф
dz шс 2
д шс ЕнЕф
— Ес = g — —f- (1б)
dz шн 2
д Е ЕЕ* + N (1 )
—Еф =—н—сс (1в),
dt ф T2
где Ен с ф - амплитуды накачки, стоксовой и фононной волн, N - шумовой источник
поляризации среды, g - коэффициент усиления, T2 - время дефазировки, шнс -центральные частоты накачки и Стокса.
Для описания линейного чирпа импульса накачки использовались следующие начальные условия:
Ен (t,0) = exp(— i^oL)exp(—i a(t — t0f) (2а),
т 2

Ес (t,0) = 0 Еф (t, 0) = О
(2б), (2в),

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

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:

2ik

V
(dE 1 dE 1 f — i d Y1 . „ „. d2 E
ш dT



+ ¦
2k2
n0
1 — — — |Ank + f 1 + — — |Anp ш dT J V ш dT J
E — ikaE


:n2.
показатель преломления, а An (r,t) = — 2 (1 — iVc^^lt) ш p
2щ(ш2 +Vc2(r,t))V ш ш2 +Vc j
Anp - вклад самонаведенной лазерной 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

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.



'i4 is,
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
L. Sudrie, A. Couairon, M. Franco, B. Lamouroux, B. Prade, S. Tzortzakis, A. Mysyrowicz, Phys. Rev. Let.,. 89, 18, (2002)
W. Liu, O. Kosareva, I.S. Golubtsov, A. Iwasaki, A. Becker, V.P. Kandidov
S.L. Chin, Appl. Phys. B, 76, 215-229, (2003)

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
2
ш1 +ш>4 . В кубично-нелинейную среду одновременно с двухфотонной
накачкой под углом #1 входит слабая сигнальная волна. В области взаимодействия пучков генерируется холостая волна, которая выходит из области накачки под углом в2 (Рис. 1).

Рис. 1.Схема неколлинеарного четырёхфотонного взаимодействия
Для волновых векторов выполняется условие поперечного синхронизма, то есть k1sin#=k2sin622, но существует продольная расстройка
Ak# = — k1cos6# — k2cos#2, обусловленная их неколлинеарностью. В часности, при ˜ шш ˜ ш3, выражение для продольной расстройки упрощается: Ak# = k #2 .
Это формула справедлива для малых углов #1 <10.
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 A k# + A k = 0. Нами показано, что характер

взаимодействия зависит от ключевого параметра: G = у3 a3 Л^0 / в1, где a3 - ширина пучка накачки, A30- ее начальная амплитуда (рис. 2).

G = 0.7
G = 1.7



к я
ср о о «
к
CD CP CD
С о с




4
2-
8

0

2 4 6 8
z , продольная координата
10
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 <п/2 наблюдается эффект параметрического отражения, а при G >я72 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 сх>1 =<2>2 +<®4- Динамика этого процесса будет отличаться от рассмотренного выше случая.
Mingaleev S., Kivshar Yu, OPN, July, 48, (2002).
Б.Я. Зельдович, Н.Ф. Пилипецкий, В.В. Шкунов, Обращение волнового фронта, 141-148, (1985).

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 non-diffractive 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 (Л.-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 and partially coherent beam from a XeCl laser A=308 nm (o>2). 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 2m1+m2 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 a>1 where a few of coherent domains from the incoherent field to2 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 2to1+to2 generated in the FWM process. Two peaks of the band result from the same 2m1+m2 process, where the incoherent field to2 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).
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 Фурье-образа 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.

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 1024x1024. 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).
3
2
1


4

ужасное плохое среднее хорошее отличное ЛП "качество"

Рис. 1 Градуировочные кривые, связывающие метрическую и лингвистическую шкалы Работа выполнена при финансовой поддержке РФФИ (грант 03-01-00825-а)
А.В.Павлов, Я.Ю.Шевченко, Реализация логического вывода на лингвистических шкалах методом Фурье-голографии,/'/Оптический журнал, 2004, т.71, №7, с.44-51.
Заде Л., Понятие лингвистической переменной и его применение к принятию приближенных решений // Математика. Новое в зарубежной науке, вып.3, 1976.
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:
Е(е) =- -Г ^\\(ер cos(^ - W )eikr - Ev sin(p - у )eikr )eikpsin @'cos(*-W) pdpdcp , (1)
Е(у) =-ik- njjcos e'eikpsm ® cos(v-W )(Ep sin(^-w')eikr + E9 cos(<p-y/')eikr' )pdpdq>,
(2)
где Ev и Ep - цилиндрические координаты, вычисляемые через касательные составляющие электрического диполя;
Е(в,) и ) - компоненты электрического поля во внешнем пространстве.
Касательные составляющие полного поля Е т на поверхности голограммы при (у = 0):




as (p2 + Уо)л/p2 + y
ik2 -(r )2 + pcosp(p-asinp)
+ Tp(p,p) —
(4)

(5)

где Т - коэффициент пропускания голограммы;
гиг - 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 а, максимумы амплитуды диаграммы направленности смещались на 2а. Исходя из вышесказанного, данную математическую модель целесообразно использовать в перспективных средствах диагностики технических систем.

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(Р=0.1м). Приемный объектив находится в плоскости "экрана" (Б=0.1м).
Результирующий сигнал в точке Y имеет вид

I(Y, t) = K Г/0 (Kz)(1 + psin(cot + p(Kz)))dz , (1)

где K=F/(L-F), I0 - начальная плотность интенсивности в точке, p - коэффициент глубины модуляции излучения, А - ширина расходимости излучения (А = tg(a)), <э
- частота модуляции, p - 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.

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)

-60 -40 -20 О 20 40 60 X
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.
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 гамма-излучения. 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 у-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 радиационно-стойких 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-OT). Именно благодаря ей происходит люминесценция с энергией 1.9 эВ. Предлагается схема энергетических уровней для таких дефектов.
Предлагается принципиальная схема оптоволоконного сенсора гамма-излучения 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 гамма-облучения. Особое внимание уделено проблеме отжига оптического волокна после каждого измерения.
Работа выполнена при поддержке Белорусского Фонда Фундаментальных Исследований.

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,o 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 цВт - 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.
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 768x575. 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.
У. Прэтт. Цифровая обработка изображений. М.: Мир, 790, (1982).
Л.И. Хромов, А.К. Цыцулин, А.Н. Куликов. Видеоинформатика передачи и компьютерная обработка информации. М.: Радио и связь, 192, (1991).

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 конструктивные параметры объектива:
геометрической оптики,
находим


-2 f'
J 1 1 + e J
- S '(1 - e)
1
Г =
оэ
d
(f - S1
(2) (3)
1 + e J
и
(4)

эллипсоидальной
парабоидальной
оп оэ радиусы при вершине отражающих поверхностей.
d - расстояние между вершинами поверхностей.
0
Центральное экранирование по диаметру определяется выражением:
(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 Fn совмещён с первым фокусом эллипса ,
совпадающим с фокусом всего объектива F0'. При этом гомоцентричность пучка не
нарушаются. Особенностью схемы 1 является то, что объектив имеет прямое изображение.

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.

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.
Русинов М.М. Композиция оптических систем. - Л.: Машиностроение, 1989
Зверев В. А., Хлусова Н. И. Оптико-механическая промышленность, № 9, с. 24­25 (1972)
Романова Г.Э. Вестник конференции молодых ученых СПбГУ ИТМО. Сборник научных трудов, 1, с. 80 - 90 (2004)
ОЦЕНКА КАЧЕСТВА ИЗОБРАЖЕНИЯ В ЗЕРКАЛЬНО-ЛИНЗОВОМ 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.
Схема системы

Параметры системы
Отступление от выполнения условия синусов (ОВУС)
г
s \ ,
Рис. 1. Система с лавным асферическим зеркалом
Го = 4.00 х
Гмах = 401
d = 3000 мм DA = 610 мм DS = 152 мм
? мах = 0.25 %
А(Ф)" 2'd 1 1


Г0 = 7.00 х
Гмах = 7.013 х d = 3000 мм
DA = 603 мм DS = 86 мм
?мах = 0.19 %
i
Рис. 2. Система с лавным сферическим зеркалом
Г0 = 3.00 х
Гмах = 2.973
d = 3000 мм DS = 600 мм DA = 202 мм
? мах = -0.88 %
А(ф) - 2'd 1


Г0 = 4.40 х Гмах = 4.313 х
мах
d = 3000 мм DS = 845 мм DA = 196 мм
Г0 • (2 • d - R • cos(ф)
?мах = -1.99 %
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.

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):
1. Построение трассировки лучей наклонного пучка (? = -0.5 °) от M1 к M2 для
нескольких зон входного зрачка.
Определение угла наклона нормали в точке отражения от М2.
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 0
Размер пятна Аберрация
рассеяния, мм кома, мм
0.125|Р.043
Табл. 2. Анализ аберраций 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.
Д.Т. Пуряев. Зеркальная телескопическая система. Авторское свидетельство SU 1527607 A1. Бюл. №45 1989. Приоритет 09.03.1988.
И.В. Ермаков. Исследование афокальной двухзеркальной системы. Сборник трудов VI Международной конференции «Прикладная оптика», Том III, стр.172-174, 2004.

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 пространственно-инвариантную 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 Xii, где i, j - соответственно число
строк и столбцов, i е j е тогда изображение, зашумленное ИШ будет:
[Xц с вероятностью р(Л);
''j [h u с вероятностью p(h) - 1 - р(Я)'
где р(Л) - вероятность появления сигнала Xц в координате (i, j); h ц - значения
искаженных элементов изображения, которые являются независимыми случайными величинами с равномерным распределением на интервале квантования уровня X'j.
Работа алгоритма обнаружения ИШ выглядит следующим образом. На первом шаге находятся взвешенные разности:
Д''j - ZIK -x'+P'j+q|, р,q-(-1,0,1), (2)
p--1q--1
где р, q - размеры апертуры по i и j соответственно (3 х 3 элемента).
На втором шаге на основе величин взвешенных разностей (2) вычисляется бинарная матрица V'j принадлежностей элементов X'j к контурам, к которым будут
отнесены и элементы ИШ:
VU -^0, Д ц< Ра' (3)
где Ра - значение порога, устанавливаемого экспериментальным путем. На третьем шаге осуществляется отделение ИШ от контуров:

1 vi,j *
(vi-1,у-1 )Л )vi-1, j )Л (vi-1,j+1 У ky-1 У k;+1 )Л {v,+i,;-i )Л (v!+U; )Л (v,.+i, j+i )

(4)


где символы л и v означают соответственно логические «И» и «ИЛИ».
С учетом (2)-(4), алгоритмы пространственно-неинвариантной усредняющей и медианной фильтрации изображения xii, будут иметь соответственно вид:

Г1
+ Xi-1, j + Xi-1, j+1 + Xi, j-1 + Xi, j+1 + Xi+1, j-1 + Xi+1, j + Xi+1, j+1
Yh u=1;

(5)

,h u=0


=<
med{x--1, j-1,X-1, j,X-1, , Xi, , Xi, j, Xi, , Xi+1, j-1, Xi+1, j, Xi+1, j+11h у = 1;

(6)


На рисунке 1 представлены зависимости среднеквадратического отклонения изображений y. j и X. j (ошибки фильтрации) в диапазоне интенсивности ИШ p(h)
от 0 до 0.6, показывающие преимущества предлагаемых алгоритмов.

I 0.3
J- 0.2
0.1
w
О

Рис. 1. Сопоставление эффективности известных и предлагаемых алгоритмов фильтрации
ИССЛЕДОВАНИЕ ВЛИЯНИЯ ПОГРЕШНОСТИ ПРИ ФОКУСИРОВКЕ НА ТОЧНОСТЬ ИЗМЕРЕНИЯ ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЙ 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 оптико-электронных 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 Aa выражением (1):
r = 4 f DAa (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.

(111, 1,11.1
0,090 0,080 0,070 0,060 0,050 0,040 0,030 0,020 0,010
n nnn
S, MM
I 0 1000 2000 3000 4000 5000 6000
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.
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.
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

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 вторично-эмиссионным усилением электронного потока от фотокатода с открытым для излучения входом. Изготавливаемые в ГОИ умножители являются «солнечно-слепыми» 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).

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 оптико-электронных 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

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 • "А" + VV "А", 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.
1 2 3 4 5 6 7 8 9

Рис. 1. Функциональная схема оптико-электронного устройство для идентификации
эпидурального пространства пациентов с применением градиентного транслятора
Надо отметить, что применение градиентного транслятора в подобном оптико-электронном 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.

ОСОБЕННОСТИ ЭНЕРГЕТИЧЕСКОГО РАСЧЕТА ОПТИКО-ЭЛЕКТРОННОЙ 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 габаритно-энергетического 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.
Предел допускаемой систематической составляющей основной погрешности позиционирования, определяется выражением:
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).

3d 2sin2(^/ mG •Af
nrPeKSjD02 D2

(1)

где С - коэффициент формы распределения аберраций объектива прожекторного блока;
ёф - максимальное значение угловой сферической аберрации объектива прожекторного блока;
l - максимальная дистанция контроля смещений; d - диаметр излучающей площадки светодиода; 0 - угол освечивания светодиода; m - минимально допустимое отношение сигнал-шум; G - спектральная плотность шума приемника; Af - полоса частот электронного тракта;
т - 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.
Джабиев А.Н., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н. Оптико-электронные приборы и системы с оптической равносигнальной зоной. Монография / Под общей редакцией Э.Д.Панкова - СПб.: ИТМО, 1998.
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.
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.
системы. // Приборостроение, 2002. № 2.
Цуккерман С.Т., Гридин А.С. Приборы управления при помощи оптического луча. - Л.: Машиностроение, 1969.
Елизаров А.В., Куртов А. В., Соломатин В.А., Якушенков Ю.Г. Обзорно-
1 j j i j
панорамные оптико-электронные

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

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; п).


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

ТЕМПЕРАТУРНАЯ ЗАВИСИМОСТЬ ШУМОВЫХ ХАРАКТЕРИСТИК ОПТОВОЛОКОННЫХ ИНФОРМАЦИОННО-
ИЗМЕРИТЕЛЬНЫХ 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 Ј/=const, обладающего наибольшей простотой схемной реализации, приводит к появлению максимума в зависимости отношения сигнал/шум от температуры ?(0), причем положение этого максимума на оси температур определяется температурной зависимостью мощности излучения ИЛ;
для выполнения условия Ј=Јmax 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;
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.
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 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».

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.

ИССЛЕДОВАНИЕ ДВУХСПЕКТРАЛЬНОГО МЕТОДА ОСЛАБЛЕНИЯ ВЛИЯНИЯ ВЕРТИКАЛЬНОГО ГРАДИЕНТА ТЕМПЕРАТУРЫ ВОЗДУШНОГО ТРАКТА В ОПТИКО-
ЭЛЕКТРОННОЙ 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
(n -1) • gradyT • L
2 T n
где n - показатель преломления для излучения выбранной длины волны, grad yT -
вертикальный градиент температуры воздушного тракта, T - средняя температура. Разность деформаций луча Sy^, обусловленных градиентом температуры, при
работе на длинах волн и X2 будет
(n2 - n1) • gradyT • LL
Sy12 = Sy1 - Sy 2 = — , (2)
2 • T • n1 • n2
где , Sy 2 - величина деформации луча при работе на длинах волн X1 и X 2; n1, показатели преломления для длин волн X1 и X 2 .

Измерив Syi2 в контролируемой точке, из (1) и (2) можно определить
величину поправки в результаты измерения смещения объекта на рабочей длине волны
8у12 n2(n1 -1)
n2 - n1
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 П2 — П1. Поэтому для снижения степени
влияния температурного градиента на точность измерений рабочую и вспомогательную длины волн нужно выбирать, исходя из максимума разности П2 — П1. 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 \ = 400нм и Я2 = 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.
Прилепин М.Т., Голубев А.Н. Оптические квантовые генераторы в геодезических измерениях. М.: Недра, 168 с., 1972
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.
Джабиев А.Н., Мусяков В.Л., Панков Э.Д., Тимофеев А.Н., Оптико-электронные приборы и системы с оптической равносигнальной зоной. / Под общей редакцией Э.Д. Панкова - СПб., ИТМО, - 238 с., 1998.

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 оптико-электронных 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.

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.

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.
D, мм
270 -225 -180 -135 -
90 -
45 -
Zo, м







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.

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 научно-производственном 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 12x8 мм при межосевом расстоянии всего 15 мм, поэтому световой диаметр оптики фотометрического канала не должен превышать 12 мм.
МЕриЭиональноя плоскость





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

как следствие, использование
световод - ФЭУ». Для увеличения площади входного зрачка и, уровня сигнала на чувствительной площадке ФЭУ предложено 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.



Стекло защитное
МериЭионольноя плоскость
Объектив Плоскость положения





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.
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 ПЗС-матрицы 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.
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. Оптик-эксперт, 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:
базовые - для создания оптической силы,
коррекционные - для коррекции остаточных аберраций.



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 SYNOPSYS .

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.
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.

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

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

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, Сип. 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, С и п как можно ближе к заданным.
Для двухлинзового склеенного компонента разработан графический метод, позволяющий подбирать марки таким образом, чтобы при заданном С обеспечить сочетание P и W как можно ближе к требуемому, косвенно принимая при этом во внимание и параметр п.
Для двойного расклеенного компонента также разработан графический способ, позволяющий при заданных P, W и С подобрать сочетание марок, обеспечивающее параметр п 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, С и п 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.
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 PDM-технологий 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.

<<

стр. 2
(всего 6)

СОДЕРЖАНИЕ

>>