Elektromagnetische Numerieke Karakterisering van de Laser-Induced Vloeibare Lens van het Kristal Door Finite-Difference de Methode van het Domein van de Tijd

De Optische schijven en diffractiegratings zijn wijd gebruikte optische apparaten. De Analyse van optische apparaten wordt momenteel overheerst door scalaire diffractietheorie en de geometrische opticatechniek omdat het brekingstype van optisch apparaat gebaseerd op brekingstheorie wordt ontworpen. Onlangs, hebben de voortdurende vooruitgang in fijn-structuur de bouwprocessen en de computercapaciteit in de ontwikkeling van diverse structuren en apparaten geresulteerd die slank en lichtgewicht zijn en andere nieuwe eigenschappen bezitten. Nochtans, wordt de finite-difference methode van het tijd (FDTD)domein [1, 2] overwogen omdat een zwakheid van diffractietheorie de analyse voor structuur van golflengtegrootte is. De methode FDTD vertegenwoordigt een krachtige benadering van een directe oplossing van de vergelijkingen van Maxwell, zowel in ruimte als tijd. In deze studie, analyseerden wij licht-golfpropagatie van een laser-induced vloeibare kristal (LC)lens [3, 4] gebruikend aan tweedimensionale methode FDTD. De laser-induced lens LC werd gevormd photothermally [5-8] in kleurstof-gesmeerde LCs (DDLCs). De laser-induced lens LC werd gevarieerd over een brede waaier door zowel groot optisch niet lineair zijn als anisotrope complexe brekingsindexen in GHLCs te gebruiken. De kenmerken waren sterk afhankelijk van de polarisatiestaat van de sondestraal omdat het teken van de temperatuurcoëfficiënt voor een buitengewone golf terwijl positief voor gewone negatief was. De temperatuurdistributie in de laag LC werd berekend door driedimensionele hitte-geleiding analyses [7, 8]. R.i werd bepaald van temperatuur door de temperatuurafhankelijkheid van de brekingsindexen. Propagatie van de licht-Golf over de r.i distributie werd geanalyseerd door middel van de methode FDTD. Voorts werd het far-field elektrische intensiteitspatroon berekend gebruikend diffractietheorie [9, 10].

Nematic liquid-crystal (NLC) (4 ' - amyl - werd 4 - biphenylcarbonitrite, 5CB) verkregen bij Merck Japan Ltd Figuur 1 toont de gemeten temperatuurvariatie van r.i van 5CB. Nematic - de isotrope overgangstemperatuur van 5CB is 36°C volgens de fysieke kenmerkende die gegevens door de vervaardiging worden verstrekt. In De Handel Verkrijgbaar Verspreid Rood 9 (DR9) werd verkregen uit Aldrich Company Ltd., en werd gebruikt als gesmeerde kleurstof zonder verdere reiniging. DDLC werd geklemd tussen twee parallelle transparante glassubstraten. De binnenoppervlakten van de twee substraten werden met een laag bedekt met dunne poly-vinyl alcoholfilms en werden unidirectionally gewreven, en de ruimte tussen hen werd gehandhaafd door polyesterverbindingsstukken. In dit geval, werd DDLC beschouwd als éénassig één enkel kristal, en wij bepalen buitengewoon n_e en gewone de n_o brekingsindexen volgens de sterke en zwakke absorptiecoëfficiënten, respectievelijk. De kleurstofconcentratie werd geplaatst om 0.8 % gew. voor 20 mm te zijn - dikke steekproeven.

Figuur 2 toont het systeem voor een optisch controleerbare lens die uit twee laser lichtbronnen en de cel DDLC bestaan. Sinds absorbeert de DDLC film nauwelijks licht met een golflengte van 633 NM, de laserstraal hij-Ne (l = 633 Frequentie-verdubbeld Nd: De laserstraal YAG was inherent aan DDLC bij de zelfde positie zoals de hij-Ne laserstraalvlek. De golflengte van frequentie-verdubbeld Nd: De laserstraal YAG was 532 NM, en de films DDLC absorbeerden sterk het licht bij een golflengte van 532 NM. Frequentie-verdubbeld Nd: De laserstraal YAG die door DDLC overging werd volledig gesneden door de filter achter DDLC. De macht van de laserstraal hij-Ne was 3.0 mw, terwijl de macht van de frequentie - verdubbeld Nd: De laserstraal YAG werd gevarieerd door een veranderlijke filter van ND. De polarisatierichting van de frequentie - verdubbeld Nd: De laserstraal YAG werd gecontroleerd zodat het met de directeur NLC (absorberende as =the van NLC) parallel was (buitengewone golf) om de laserstraal efficiënt te absorberen, terwijl dat van de laserstraal hij-Ne buitengewone golf was. Varieerde de pomp-straal intensiteit tussen 0 en 6 mw, en de aanvankelijke brandpuntslengte was rond 3 cm. Toen de polarisatierichting van de laserstraal van sonde hij-Ne met de directeur LC parallel was, vormde het een concave lens in DDLC. De straaldiameter van de laserstraal hij-Ne werd gemeten als functie van de afstand tussen de observatiepunten en de steekproef DDLC door middel van een aftastenmethode (Foton, Inc.: Model 1080 van het Aftasten van de Straal). Bovendien, werd het steunpunt van de buitengewone golf in de richting van DDLC toe te schrijven aan de niet-lineaire die fasemodulatie bewogen door frequentie-verdubbeld Nd wordt veroorzaakt: Laser YAG. Toen de polarisatierichting van de laserstraal van sonde hij-Ne met de liquid-crystal directeur (buitengewone golf) parallel was, werd het steunpunt van de buitengewone golf bewogen in de tegenovergestelde richting van DDLC, en de straaldiameter op het steunpunt steeg aangezien de macht steeg (Figuur 3). Toen de macht van de pompstraal verscheidene milliwatt overschreed, verdween het steunpunt, en de sondestraal werd verspreid. Deze gevolgen worden geassocieerd met een invloed van ruimte-fasemodulatie op de film DDLC, die door frequentie-verdubbeld Nd wordt veroorzaakt: Laser YAG. De fasemodulatie voor een gewone golf is zeer verschillend van dat voor een buitengewone golf. Onder niet-uniforme verlichting (Gaussian profiel) van de film DDLC, nam de temperatuur in het verlichte gebied toe en moduleerde uiteindelijk, leidend tot ruimte het variëren r.i.

Analyse

In deze studie, gebruikten wij dimensionale hitte-geleiding 3 analyse die de r.i distributie in de laser-induced lens te analyseren LC door het fotothermische effect wordt veroorzaakt. Het resultaat van de driedimensionele analyse van de hittegeleiding werd gebruikt in de finite-difference methode van het tijd (FDTD)domein. Wij analyseerden de lichte kenmerken van de golfpropagatie van tweedelig lenssysteem door middel van de methode FDTD. Voorts bepaalden wij de verandering in een straaltaille in een z-richting gebruikend diffractietheorie.

De Analyse door driedimensionele hittegeleiding werd uitgevoerd door de eindig-elementenmethode, zoals aangetoond in Figuur 4 te gebruiken. De driedimensionele vergelijking van de hittegeleiding in de regelmatige staat wordt gegeven zoals:

(1)

waar Q de hittebron in de media is, die wordt geleverd uit de laserstraal. De evenredige factor k_i (I = x, y, z) is genoemd geworden warmtegeleidingsvermogen. die Eq.1 voor de meetkunde analytisch op te lossen in Figuur 4 wordt beschreven, gebruiken wij de eindig-elementenmethode in de volgende grensomstandigheden:

1. De temperatuur aan de oppervlakte van de glassubstraten is gelijk aan kamertemperatuur.

2. - kLC (∂T_LC /∂n)_B = - k_GL (∂T_GL /∂n)_B bij de interface tussen DDLC en het glas.

3. (t)_LCB = (t)_GLB bij de interface tussen DDLC en het glas.

De hittebron door de laserabsorptie en Gaussian transversale profiel wordt die zich in de film die DDLC verspreiden geproduceerd wordt uitgedrukt zoals:

(2)

waar het w de straaltaille is en Ik₀ ben piekintensiteit.

Figuur 5 toont het resultaat van de driedimensionele analyse van de hittegeleiding van de variërende intensiteit van de pompstraal. Deze r.i distributie is distributie van x-as richting in punt [(y, z) = (0.6)] die r.i verandering is grootst in een steekproef. Omdat de polarisatie van de pompstraal buitengewoon was, r.i de verandering was negatieve distributie. Als de intensiteit van de pompstraal hoog wordt, wordt een r.i verandering groot, en een piek van r.i wordt klein. De berekende r.i distributie werd gebruikt in Ray-matrijs berekening en de finite-difference methode van het tijddomein.

De inherente lichte golf van het elektrische veld is een gestandaardiseerde dimensionale Gaussian straal 2:

₍₃₎

waar het w gebaseerd op 1/e van² gebiedsintensiteit wordt bepaald. De straaltaille werd geplaatst zodat de intensiteitsdistributie 115 μm werd. Wij tonen een analysegebied van de methode FDTD in Figuur 6. De methode FDTD werd gebruikt met een algoritme van Yee. Wij analyseerden deze meting van de golf TE.

De propagatie van de licht-Golf wordt geregeerd door de vergelijkingen van Maxwell:

Van de r.i distributie van LC die de uniaxis anisotrope atmosfeer is, werd de diëlektrische constante berekend door Eq.5 en werd gebruikt voor de methode FDTD:

(7)

Omdat het systeem van meting een tweedelig lenssysteem was, plaatsten wij drie-analyse gebieden, elk met een [lucht - proeflens - lucht - glas] gebied, a [glas - LC - glas] gebied, en a [glas - lucht] gebied. De brandpuntsafstand en de straaltaille van elke proeflens waren 3 cm en 52 μm, respectievelijk. De inherente golf van het volgende gebied is de elektrisch veld distributie van output van het huidige gebied. In deze analyse, veronderstelden wij dat er nr in verbindende bezinning voor elk gebied was. De analysevoorwaarden zijn vermeld in Lijst 1.

Lijst 1. De parameters van de Simulatie in de methode die FDTD worden gebruikt.

Omdat het een doel in deze studie was om lichte propagatiekenmerken te analyseren, berekenden wij de elektrisch veld sterktedistributie op een ver gebied. Nochtans, zoals reeds goed - het geweten is, vereist de methode FDTD de grote capaciteit van de computerhardware. Omdat uitvoeren van de berekening direct in een ruimte van deze grootte onmogelijk was, gebruikten wij diffractietheorie om de elektrisch veld intensiteitsdistributie van het verre gebied te bepalen. De gegeven-behandelende procedures waren als volgt:

1. De resultaten werden verkregen gebruikend de methode FDTD in het vliegtuig van z=z.₀ Merk op dat dit een echte waarde heeft.

2. Snel Fourier die Ey (FFT) (x,₀ t) omzetten werd gedaan in een tijddomein, en zijn eerste ordecoëfficiënten werden genomen om E (_y x,₀ t) in de complexe omvang om te zetten:

3.

Ẽ_y (x_o) =FFT_t [E_y (x_o, t)] (8)

waar Ẽ_y (x_o) een complexe waarde is.

4. De omvang en de hoek van het elektrische veld werden verkregen met het tijddomein FFT in het observatievliegtuig. Het ver gebiedspatroon werd verkregen gebruikend Fraunhofer diffractieberekeningen. De diffractiemeetkunde wordt getoond in Figuur 7.

₍₉₎

Waar:

5. Het intensiteitsprofiel in z=z werd₁ verkregen:

₍₁₂₎

Figuur 8 toont een verandering van de straaltaille door de analyse wordt verstrekt waarin een metingsresultaat en de methode die FDTD werden gebruikt. Een symbool is een metingsresultaat, en was de pomp-straal intensiteit 0, 4, en 6mW. Een lijn is een analyseresultaat van de methode FDTD en de diffractieberekening. De r.i verandering in DDLC werd bepaald om een metingsresultaat van elke pomp-straal intensiteit te analyseren. Dientengevolge, was een analyseresultaat tevreden die toen de r.i distributie in Figuur 9 wordt getoond werd gevormd. Nochtans die, was deze r.i distributie verschillend van de r.i distributie door de analyse van de hittegeleiding wordt verkregen.

Het r.i verschil was van ongeveer 10^-3. Een r.i verandering wordt hoofdzakelijk veroorzaakt door de straaltaille en de intensiteit van de pomp-straal bij kamertemperatuur en binnen de temperatuurvariatie van r.i van het vloeibare kristal in deze studie. Nochtans, denken wij dat de invloed van deze r.i verandering klein was omdat de straaltaille, de pomp-straal intensiteit en de kamertemperatuur metingsvoorwaarden waren. Aldus, bekeken wij de temperatuurvariaties van r.i van LC en overwogen de eigenschappen van de r.i distributie die gebruikend de methode FDTD werd verkregen. Het is een methode om het FDTD methoderesultaat met het resultaat van de wigmethode te vergelijken. De temperatuurvariatie van r.i die wij in de analyse gebruikten van de hittegeleiding werd gemeten door de wigmethode. De temperatuurvariatie van r.i werd berekend:

waar T_i (i=1,2,3,4) de temperatuurcoëfficiënt is, is_r t de temperatuur van straal r, en n₀ en t₀ zijn r.i en de temperatuur in centrum van de brekingsdistributie, respectievelijk. Figuur 10 toont de temperatuurvariatie van r.i van vloeibaar kristal. Zoals aangetoond in Figuur 10, omdat er geen verschil tussen de twee temperaturenvariaties van r.i. die was, geloven wij dat het resultaat van de r.i distributie door de methode FDTD wordt verstrekt correct is.

In dit document, onderzochten wij de doeltreffendheid van de methode FDTD voor een liquid-crystal apparaat. Wij analyseerden de lichte die propagatiekenmerken van de laser-induced lens LC door het fotothermische effect wordt gevormd dat het meest basis in niet-lineair opticaeffect is. Wij berekenden de temperatuurdistributie door een pomp-straal in de laag LC door de driedimensionele analyse van de hittegeleiding wordt gevormd en verkregen de r.i distributie die. De r.i distributie werd gebruikt om de lichte propagatiekenmerken in de laag LC voor de methode te analyseren FDTD. Voorts deden wij een Snelle Transformatie van Fourier van de elektrisch veld omvangdistributie van de FDTD analyseresultaten een straaltaille op een ver gebied berekenen. Wij berekenden de distributie van de gebiedssterkte door diffractietheorie.

Dientengevolge, identificeerden wij een metingsresultaat en toonden de doeltreffendheid van de methode FDTD.

1. T. Morisaki en H. Ono, „Analyse van de Laser-Induced Lens in gast-Gastheer Vloeibare kristallen wordt Geproduceerd,“ IEICE, C, j87-c (2004) 132-140 die.

2. T. Morisaki en H. Ono, „Gevolgen van Polarisatie voor lichte propagatie in laser-induced lens in de vloeibare kristallen van de gastgastheer,“ J. Appl. Phys., 95 (2004) 3279-3284.

3. S. Opteert D. Durbin, S.M. Arakelian en Y.R. Shen, de „Laser-induced vorming van het diffractiepatroon in het defocusing van vloeibare media,“. Lett., 6 (1981) 411-413.

4. C. Khoo, J.Y. Hou, T.H. Liu, P.Y. Yan, R.R. Michael en G.M. Fin, „Transversale zelf-fasemodulatie en bistability in de transmissie van een laserstraal door een niet-lineaire dunne film,“ J. Opt. Soc. Am., B4, (1987) 886-891.

5. H. Ono en Y. Harato, „Kenmerken van fotothermische gevolgen in gast-gastheer vloeibare kristallen door hitte-geleiding analyse,“ J. Opt. Soc. Am., B 16 (1999) 2195.

6. H. Ono en K. Shibata, „Gelijktijdige bepaling van anisotrope warmtegeleidingsvermogen van vloeibare kristallen door middel van een fotothermische zelf-buigt techniek,“ J. Phys. D, Appl. Phys., 33 (2000) 137-140.

7. T. Uno, de „Eindige Methode van het Domein van de Tijd van het Verschil voor Elektromagnetisch Gebied“, CORONA die Co., LTD PUBLICEREN, (1998)

8. Emmanouil E. Kriezis en Steve J. Elston, „Lichte golfpropagatie in vloeibare kristalvertoningen door 2-D finite-difference de tijd-domein methode,“ Opteren. Commun., 177 (2000) 69-77.

9. H. Opteert Ichikawa en Y. Sugimoto, „Elektromagnetische numerieke karakterisering van een microfresnellens van millimetergrootte voor een apparaat CWDM,“. Commun., 234 (2004) 71.

10. Terman, F.E., Inleiding aan de Optica van Fourier (McGraw-Hill), 1968.