ФТИРОС представляет собой многослойную структуру в виде подложки из стекла, металла, кварца и т.д. с зеркальным покрытием, на котором напылен сложный по своему составу слой окислов ванадия VO_х (х = 1÷2,5).

Резонатор интерференционного фильтра образован отражающими поверхностями воздух - слой окислов ванадия и слой окислов - отражающее зеркало, расстояние между которыми колеблется в пределах (700 - 2500) Å. Таким образом, ФТИРОС представляет собой интерференционный фильтр, резонатор которого заполнен окисло-ванадиевым слоем, и его оптические свойства описываются хорошо известной теорией оптических резонаторов /2,3/. В самом деле, оптические резонаторы, образованные системой плоскопараллельных поверхностей, обладают бесконечным набором резонансных частот или мод, различающихся радиальным и угловым распределением, при которых в объеме резонатора возникают стоячие волны. На основании известных расчетных соотношений, пренебрегая поглощением в слое окислов ванадия, можно вычислить частотный интервал между модами резонатора ФТИРОСа по формуле /2,3/:

Δν=c/2nd, (1)

где с - скорость света в вакууме, n - показатель преломления среды, заполняющей резонатор, d- длина резонатора.

δλ=Δrλ²/2πdn, (2)

где ε_r - относительные потери при отражении.

Подставляя в эти соотношения значения n=2,5; d=700 Å;

δ_r=0,4, получим, что ширина резонансной частоты Δλ=0,12∙10^-4 см, а частотный интервал Δν=0,9∙10¹⁵ гц. Легко видеть, что при освещении ФТИРОСа сплошным спектром видимого света в спектре отраженного сигнала будут находиться один или два резонансных минимума, обусловленные резонансными частотами (1), положение центра которых определяется формулой:

Наличие резонансных минимумов коэффициента отражения и их значительная ширина приводят к тому, что при освещении материала белым светом наблюдатель видит окрашенную поверхность. Резонансные минимумы c указанными параметрами были зафиксированы в наших экспериментах при сканировании материала излучением с переменной частотой (см. рис.1).

Специфической особенностью окисно-ванадиевого слоя, заполняющего резонатор ФТИРОСа, является наличие в нем фазового перехода первого рода, при котором происходит значительное и обратимое изменение показателя преломления n и коэффициента поглощения α слоя. Типичные значения изменения соответствующих величин: Δn = (0,3-0,5); Δα = 0,04∙10 см^-1. Ясно, что фазовый переход, который происходит в диапазоне температур (45-65)°С, вызовет изменение ширины резонансного минимума, положения центра этого минимума и, как следствие, изменится цвет материала. Без учета потерь в резонаторе, связанных с поглощением излучения в окисно-ванадиевом слое, выражение для величины сдвига положения центра резонансного минимума имеет вид:

Δλ/λ=-δn/n²,

где n - показатель преломления окисно-ванадиевого слоя (n=2,5), Δn - изменение показателя преломления при фазовом переходе (Δn = 0,5).

Отсюда видно, что величина сдвига центра резонансного минимума в видимом диапазоне может достигать Δλ = 500 Å. Приведенный качественный анализ принципов работы материала ФТИРОС хорошо согласуется с результатам, полученными в эксперимента (см.рис.1). Таким образом, оптическая информация, записанная на ФТИРОСе в виде вариаций показателя преломления, легко визуализируется, благодаря изменению коэффициента отражения соответствующих областей поверхности материала. Другой особенностью окисно-ванадиевого слоя является то, что изменение оптических свойств слоя при изменении температуры имеет вид петли температурного гистерезиса, которая локализована в интервале температур (40-70)°С. Это позволяет осуществлять на ФТИРОСе два режима работы: режим запоминания, когда Т₁<Т_ст<Т₂ и режим реального времени Т_ст<T₁ (Т₁, T₂ - нижняя и верхняя границы петли гистерезиса изменения оптических постоянных слоя, Т_ст - температура стабилизации материала ФТИРОС).

оптических констант материала ФТИРОС. В частности, удается изменять коэффициент поглощения в пределах (10⁴-10⁵) см^-1, величина изменения показателя преломления Δn остается на уровне 0,3. Благодаря уменьшенному значению коэффициента поглощения на материале ФТИРОС получено значение контраста изображения, большее 40:1. Это значительно лучше величин контраста изображения, записанного на пленочных структурах со стехиометричным VO₂.

Возможность изменения оптических констант материала позволила создать образцы ФТИРОСа, обладающие глубоким резонансным минимумом коэффициента отражения (R< 0,2%) для одного из компонентов поляризации, параллельного (||) или перпендикулярного (┴) плоскости падения излучения. Это позволило обнаружить эффект изменения состояния поляризации отраженного излучения при фазовом переходе во ФТИРОСе /5/. Суть эффекта заключается в том, что сдвиг центра резонансного минимума при фазовом переходе приводит к различному изменению коэффициента отражения для компонентов поляризации, || и ┴ плоскости падения. В связи с этим, для излучения, вектор Стокса которого описывается матрицей столбцом S =[1,0±1,0], состояние поляризации отраженного излучения до фазового перехода может быть представлено в виде S=[1,±1,0,0], т.е. отраженный свет поляризован в плоскости, параллельной или перпендикулярной плоскости падения. При фазовом переходе происходит значительное изменение коэффициента отражения для компонента поляризации ┴ (или ||) плоскости падения (см.рис.1). Поэтому отраженный свет, в общем случае, становится эллиптически поляризованным. На рис.2 приведены результаты эллипсометрических измерений состояния поляризации отраженного излучения до и после фазового перехода во ФТИРОСе. Из этого рисунка видно, что, размещая на пути отраженного излучения анализатор (призма Глана), ориентированный по наибольшему погашению света до фазового перехода, можно значительно увеличить контраст изображения, записанного на ФТИРОСе. Как показано в работе /5/, величина контраста изображения при этом достигает 1000:1. (Не следует забывать, что указанная величина контраста достигается не только поляризационными элементами, но также изменением коэффициента отражения, которое равно 40:1).

Рис.2. Состояние поляризации отраженного от ФТИРОСа излучения. Вектор Стокса, падающего излучения S=[1,0,1,0]. Ось у нормальна плоскости падения:

γ - ρтепень эллиптичности.

Благодаря тому, что при фазовом пароходе металл-полупроводник, который вызывается небольшим нагревом (10-20°С) ФТИРОСа, происходит обратимое изменение его оптических постоянных n и α, было предложено /6/ использовать этот материал для импульсной регистрации голограмм. Ясно, что в процессе экспонирования ФТИРОСа

полем интенсивности с распределением, соответствующим интерференционной картине голограммы, излучение проходит в окисно-ванадиевый слой и, частично поглощаясь (α~10⁵ см^-1), вызывает перегрев слоя. Если температура слоя в местах максимума освещенности интерференционной картины Т_max≥Т_пер: (Т - температура фазового перехода), то в окисно-ванадиевом слое при определенных условиях экспозиции существуют области, фазовое состояние которых соответствует распределению интенсивности в экспонирующем поле. Таким образом, запись интерференционной картины (голограммы) осуществляется в виде пространственных вариаций показателей преломления n и коэффициента поглощения α. С помощью техники голографического эксперимента нами был проведен комплекс исследований, направленных на выяснение возможности регистрации голограмм на ФТИРОСе и особенностей процесса регистрации /7,8/. В результате этих исследований была осуществлена регистрация френелевских голограмм с боковым опорным пучком /6/; получены интерферограммы фазовых объектов с использованием методов голографической интерферометрии /7/; произведена запись голограмм амплитудных объектов в инфракрасном диапазоне излучения /7/.

Согласно результатам исследований спектральных зависимостей оптических постоянных был сделан вывод о неселективном характере зависимости экспозиционной чувствительности материала от длины волны записывающего излучения в диапазоне длин волн 0,3-1,5 мкм. Подтверждением этому служат результаты наших экспериментов по записи голограмм на длине волны λ=1,06 мкм /7/. Таким образом, показана принципиальная возможность осуществления на ФТИРОСе интерферометрического контроля качества объектов, непрозрачных в видимом диапазоне излучения.

В связи с перспективностью исследуемого материала, которая обусловлена, в первую очередь, реверсивностью (>10¹⁰ - циклов запись-стирание), отсутствием обработки для получения и фиксирования голограмм на ФТИРОСе и неселективным характером экспозиционной чувствительности материала, были проведены исследования по определение голографических характеристик ФТИРОСа.

Δ-Ε = 200 мкДж/см²; О-Е = 500 мкДж/см²;

Δ-Ε = 1 мДж/см².

чины дифракционной эффективности голограмм на ФТИРОСе от видности интерференционных полос при различной величине экспозиции. Как видно из этого рисунка, максимальное значение η=7∙10^-3 достигается при величине экспозиции Е= 5∙10^-4 дж/см². Полученное соотношение выполняется во всей видимом диапазоне длин волн записывавшего излучения. В области λ>1,06 мкм имеет место незначительное увеличение Е до значений 6-7∙10^-4 дж/см^-4, что связано с уменьшением коэффициента поглощения слоя в этой области спектра. Следует отметить, что полученные экспозиционные зависимости имеют относительный характер, поскольку величина η определяется, помимо E,V, также температурой стабилизации и толщиной окисно-ванадиевого слоя d. Поэтому различным образцам ФТИРОСа с переменной толщиной d и значениями Т_см соответствуют, вообще говоря, различ-

ные экспозиционные зависимости , хотя общий вид их сохраняется.

Для исследования когерентной передаточной функции (КПФ) голограммы, зарегистрированной на ФТИРОСе, нами использовалась схема интерференционного резольвометра. С помощью этой схемы была получена зависимость КПФ, т.е. , которая приведена на рис.4. Как видно из этого рисунка, полоса частот, устойчиво передаваемая материалом, составляет 1000 мм^-1, после чего величина дифракционной эффективности начинает падать. Падение величины η в области высоких пространственных частот может быть объяснено на основании результатов по исследованию природы голограмм на ФТИРОСе, которые излагаются ниже. Согласно этим исследованиям, голограммы на ФТИРОСе являются фазовыми (в общем случае - амплитудно-фазовыми) в среде с поглощением. В связи с этим из вполне понятных физических соображений следует, что при увеличении угла считывания (что вызвано увеличением пространственных частот) увеличивается

длина пути считывающего пучка в среде окисно-ванадиевого слоя и увеличивается поглощение этого пучка. Несмотря на то, что одновременно с этим возрастает величина фазового набега, при некотором значении угла падения (или значении ν) начинают превалировать потери, связанные с поглощением света в среде, что и вызывает уменьшение η. Естественно, что такого рода характер зависимости может не соблюдаться при малых толщинах слоя d и малых значениях коэффициента поглощения α. Так, например, для слоев толщиной d<700 Å спад величины η не наблюдается вплоть до 2000 мм^-1 естественно, что этот выигрыш сопровождается общим уменьшением величины дифракционной эффективности на всех частотах из-за малого значения фазового набега).

В наших экспериментах исследовалась природа голограмм на ФТИРОСе, сложный и неоднозначный характер которой обусловлен наличием трех параметров среды, модулирующих свет: коэффициент отражения R, показатель преломления n и коэффициент поглощения α. С этой целью нами изучалась динамика разрушения голограммы при немонотонном изменении температуры ФТИРОСа внутри петли гистерезиса. В экспериментах использовался образец ФТИРОСа с "необычной" петлей гистерезиса коэффициента отражения, на которой имелась характерная точка при Т= 55°С, где изменение коэффициента отражения ΔR до и после фазового перехода равно нулю. В случае, если модуляция падающей волны осуществляется благодаря изменению R, то зависимость дифракционной эффективности голограммы от температуры должна иметь при Т=55°С нулевую величину. Результаты эксперимента, приведенные на рис.5, показали полное отсутствие корреляции между изменениями предполагаемого модуляционного параметра ΔR=f(t) и зависимостью дифракционной эффективности η от температуры; более того, на кривой η=f(T) при уменьшении температуры образца были обнаружены ярко выраженные максимумы, величина которых достигает 30-50% от значения η, полученного при температуре записи голограммы. При увеличении температуры образца ФТИРОСа эти максимумы не наблюдались и зависимость η=f(T) имела вид монотонной спадающей до нуля

б - изменение дифракционной эффективности голограмм при Т_ст→35°С;

в - изменение дифракционной эффективности при Т_ст→75°С.

кривой. Следуя /9,10/, нами был произведен расчет величины дифракционной эффективности голограмм на ФТИРОСе для случая, когда они являются плоскими, амплитудно-фазовыми в среде с поглощением. Применяя к результатам этих расчетов данные спектральных исследований, изменения n и α при фазовом переходе, можно показать, что величина η для голограмм на ФТИРОСе определяется по формуле:

ственным образом объяснить результаты экспериментов по разрушению голограммы. Действительно, по результатам исследований спектральных зависимостей оптических постоянных n и α слоя окислов до и после фазового перехода для образца, использовавшегося в экспериментах, было установлено, что изменение Δn=f(T) и α=f(T) имеет существенно различный характер. Это проявляется в том, что Δn всегда уменьшается, независимо от того, в какую сторону изменяется температура образца, в то время как α уменьшается до значения α₁ (значение в полупроводниковом состоянии) при уменьшении температуры образца и растет до α₂ (значение в металлическом состоянии) при увеличении температуры. На основании выражения для дифракционной эффективности видно, что такого рода характер изменения Δn=f(Т) и α=f(T) действительно дает максимум зависимости η=f(T) при уменьшении температуры и отсутствие его при увеличении температуры. Таким образом, созданная нами модель фазовых голограмм в среде с поглощением единственным образом и полно описывает характер и особенности голограмм на ФТИРОСе.

Нами также были проведены эксперименты по исследованию временных характеристик голограммы на ФТИРОСе при работе материала в реальном времени Т_ст<Т₁. Исследование временных характеристик голограмм в реальном времени производилось с помощью импульсного ОКГ, работающего в режиме модуляции добротности резонатора (длительность импульса 4∙10^-8 сек), а также в режиме "свободной" генерации (длительность импульса 5∙10^-4 - сек). Голограмма записывалась в поле интерференции двух плоских волн (пространственная частота несущей ν=500 мм^-1) и считывалась на месте светом Не-Nе лазера с помощью фотоумножителя, размещенного в первом порядке дифракции голограммы. Как показали результаты исследований /11/, сигнал отклика голограммы имеет импульсную форму с длительностью импульса по уровню 0,2, равной ~3∙10^-7 сек. Полученные результаты исследования временных характеристик голограмм в реальном времени, согласно которым длительность переднего фронта импульса отклика голограммы составляет 4∙10^-8 сек., могут быть объяснены только в случав, если помимо обычного интерференционного взаимодействия падающих опорной r_i и предметной a_i волн учитывается так-

же интерференция между r_i, a_i и r_r, а_r (здесь r_r и а_r – волны, отраженные от зеркального подслоя) /8/. В экспериментах по записи голограмм на ФТИРОСе миллисекундным лазерным импульсом при экспонировании материала в реальном времени нами было показано, что возможная частота изменения отображаемой информации (голограммы) превышает 20 кГц /11/. Основные голографические характеристики материала ФТИРОС, полученные в экспериментах, приведены в таблице.

Экспозиция, дж/см2	5∙10-4
Разрешение, мм-1	2000
Величина контраста	40:1
	1000:1 с использованием поляризации
Дифракционная эффективность, %	0,6-0,7
Время записи, сек	4∙10-8
Время стирания, сек	(2-3)∙10-7 в реальном времени
	0,5 в режиме памяти
Время хранения	не ограничено
Тип голограммы	тонкая фазовая
Механизм записи	фазовый переход металл-полупроводник под действием нагрева
Число циклов запись-стирание	>1010
Рабочая апертура, см2	>75

них компонентов изображения дифракционной решетки с ν=20 мм^-1, которая была записана на ФТИРОСе. При этом было обнаружено, что для компоненты спектра с ν=0 состояние поляризации тождественно изображенному на рис.2а, в то время как для компонентов с ν≠0 имеет место совпадение состояния поляризации со случаем рис.2б. Указанная особенность проявляется лишь для случая, когда вектор Стокса падающего излучения равен S=[1,0, ± 1,0]. В основе обнаружением особенности лежит эффект изменения поляризации отраженного излучения при фазовом переходе /5/. Согласно ему, для одного из компонентов поляризации (например, перпендикулярного плоскости падения) пространственного спектра изображения с ν=0 (недифрагировавший свет) выполняется условие глубокого резонансного минимума, в связи с чем эта компонента поляризации в частоте ν=0 отсутствует. Для пространственной частоты ν≠0 это условие нарушено, что и обеспечивает различие состояний поляризации рассматриваемых частот изображения. Это различив иллюстрируется рис.6, где приведена зависимость отношения интенсивности света в нулевой компоненте изображения к интенсивности в первом порядке дифракции при изменении азимута анализатора, через который производится наблюдение. Таким образом, нами была показана принципиально новая возможность осуществления поляризационной фильтрации изображения (оконтуривания за счет вычитания постоянной составляющей спектра), которая произведена в работе /12/.

Одним из факторов, ограничивающих разрешающую способность материала, является эффект теплопроводности, в результате действия которого за время экспонирования ФТИРОСа профиль температурного пола интерференционной решетки в окисном слое успевает исказиться - "заплыть". Большинство исследователей, касаясь вопроса об ограничении диапазона регистрируемых частот из-за эффекта теплопроводности, использовали соотношение, полученное из уравнения тепловой диффузии (см., например, /13/):

Согласно (5), диапазон регистрируемых частот ограничивается лишь длительностью импульса и коэффициентом температуропроводности а. Так например, для ФТИРОСа (а= 0,4∙10^-2 см²/сек и t_имп=4∙10^-8 cек ) ν_рег≤1200

мм^-1 и с точки зрения (5) совершенно непонятны результаты наших экспериментов, в которых нами регистрировались голограммы с частотой ν≥2100 мм^-1/t_имп = 4∙10^-8 сек /7/, а также голограммы с частотой ν=500 мм^-1 (t_имп = 10^-5 сек). Непригодность использования формулы (5) для случая ФТИРОСа обуславливается также и тем, что в (5) совершенно не учтено наличие фазового перехода металл-полупроводник.

Для устранения указанных противоречий нами была рассмотрена нелинейная задача о тепловом заплывании температурного профиля в среде, где происходит фазовый переход первого рода /7/. Математическая формулировка задачи, которая относится к задаче "Стефана", имеет вид:

и условием сопряжения температурных полей Т₁(x,t) и Т₂(х,t) на движущейся границе раздела фаз:

Здесь T₁(x,t) и Т₂(x,t) - поля температур в переведенном и непереведенном слоях ФТИРОСа; Т_пер - температура фазового перехода; Т_ст - температура стабилизации; L - скрытая теплота фазового перехода; Λ - период температурного профиля; ρ, с, d - плотность, теплоемкость и температуропроводность опасного слоя, соответственно (предполагается, что эти параметры при фазовом переходе меняются незначительно); λ - теплопроводность окиcного слоя.

Решение задачи (6) для определения длительности импульса, при которой происходит заплывание интерференционной решетки было получено в /7,8/ и имеет вид:

что справедливо для интерференционных решеток, период которых удовлетворяет неравенству at_имп/Λ≥1. Отсюда легко получить вы-

На основании (8) можно вычислить диапазон частот, которые будут зарегистрированы на ФТИРОСе лазерным импульсом с параметрами t_имп = 4∙10^-8 сек., Е = 4∙10^-4 дж/см². Плотность мощности источников тепла ω при условии, что толщина окисного слоя 1000 Å и имеет место интерференционное взаимодействие падающих опорного и предметного пучков с пучками, отраженными от зеркального подслоя, равна 10¹⁰ вт/см³. Подставляя эти данные в (7), а также λ= 8∙10^-2 вт/см.град; Т_пер - T_ст = 15°С; L= 1020 кал/моль; С=1 кал/г, град., получим, что t_имп=10^-7 сек. Теперь из (8) имеем, что указанным лазерным импульсом могут быть зарегистрированы частоты, удовлетворяющие неравенству ν≤ 5∙10³ мм^-1.

1. Б.П.Захарченя, И.К.Мешковский, Е.И.Теруков, Ф.А.Чудновский. Письма в ЖТФ, 1, 8, 1975.

5. А.А.Бугаев, Б.П.Захарченя, Ф.А.Чудновский. Письма в ЖТФ, 2, 341, 1976.

6. А.А.Бугаев, Б.П.Захарченя. И.К.Мешковский, Ф.А.Чудновский. Письма в ЖТФ, 1, 209, 1975.

10. H.Kogelnik. Рrос. Symp. Modern. Opt., ed.J.Fox, N.-York, 605 (1967).

11. А.А.Бугаев, Б.П.Захарченя, Ф.А.Чудновский. Письма в ЖТФ, 1, IIII, 1975.

12. А.А.Бугаев, А.А.Гурьянов, Б.П.Захарченя, Ф.А.Чудновский. Письма в ЖТФ, 3, 145, 1977.

13. А.Коген. А.Мецрих. Зарубежная радиоэлектроника, №11, 84, 1973.