Дифракционные характеристики пропускающих неоднородных фотонных структур в фотополимеризующихся жидкокристаллических композиционных материалах

УДК 535.33:535.417:773.93

Б.Ф. Ноздреватых, С.В. Устюжанин, С.Н. Шарангович

Дифракционные характеристики пропускающих неоднородных фотонных структур в фотополимеризующихся жидкокристаллических композиционных материалах

Приведены результаты численного исследования дифракционных характеристик фотонных структур, сформированных голографическим способом в фотополимерно-жидкокристаллических материалах, определены передаточные функции и распределения дифракционного поля в ближней и дальней зонах. Ключевые слова: фотополимерно-жидкокристаллический материал, жидкокристаллические домены, голографическая неоднородная дифракционная структура, дифракционные характеристики.

1. Введение

Одним из направлений нанофотоники [1, 2] является изучение процессов формирования фотонных структур (ФС) в фотополимерно-жидкокристаллических материалах (ФПМ-ЖК) с периодически упорядоченными жидкокристаллическими (ЖК) доменами, имеющими характерные размеры < 100 нм, и исследование процессов взаимодействия с ними светового излучения.

Возможность электрического управления оптическими характеристиками ФС в ФПМ-ЖК материалах обуславливает рассмотрение их в качестве базового элемента для динамических спектрально-селективных и коммутационных элементов фотоники [1, 2, 3] и следовательно изучения их дифракционных характеристик.

Наиболее распространенным методом формирование фотонных структур в ФПМ-ЖК материалах является голографический способ [4-8]. Ранее, в ряде работ, были представлены модели и результаты экспериментального исследования голографического формирования структур в ФПМ-ЖК с учетом концентрации молекул жидкого кристалла, их инкапсуляции и фазового разделения [4- 8].

Исследование дифракционных, селективных свойств пропускающих и отражающих ФС с однородным амплитудным профилем представлено в работах [4-6, 9- 15] в приближении взаимодействия плоских световых волн.

В работах [7,8] было показано, что при двухпучковом голографическом формировании ФС в поглощающих ФПМ-ЖК материалах образуются одномерные периодические структуры, в которых наблюдается эффект динамической апподизации амплитудных и фазовых профилей пространственных гармоник показателя преломления (ПП). Это связано с с изменением в процессе нелинейной записи пространственной неоднородности амплитудно-фазовых профилей ФС вследствие фотоиндуцированного изменения оптического поглощения [7] и самодифракции записывающих пучков [8].

Для исследования потенциально возможных характеристик ФС в ФПМ-ЖК материале в качестве электрически управляемых спектрально-селективных коммутационных элементов фотоники необходимо учитывать влияние неоднородности профиля ПП и расходимости световых пучков на дифракционные и селективные свойства голографически сформированных ФС [3, 7, 8, 15].

Для большой концентрации ЖК и ориентационного воздействия электрического поля на ЖК, описываемого моделью Фредерикса, данный вопрос рассмотрен в работе [9]. В условиях выраженной доменной структуры распределения ЖК в ФС и ориентационного воздействия электрического поля на домены ЖК, описываемого моделью Wu [5], математическая модель дифракции расходящихся световых пучков на неоднородных пропускающих ФС в ФПМ-ЖК материалах с учетом неоднородности амплитудного профиля первой гармоники щ(у) ПП представлена в работах [16,19] на основе обобщения результатов [7, 17, 18].

Цель данной работы, являющейся продолжением [16,19], - исследование на основе численного моделирования дифракционных характеристик неоднородных электрически управляемых одномерных ФПМ-ЖК ФС при различных профилях показателя преломления и степени расходимости светового излучения.

Рис. 1. Геометрия дифракции света на ФС в ФПМ-ЖК

2. Аналитическая модель

Рассмотрим двумерное брэгговское взаимодействие когерентных, монохроматических световых пучков E™, Em (т=о -обыкновенная, т=е - необыкновенная волна) с пространственно неоднородной ФПМ-ЖК ФС с вектором решетки К. Пространственная геометрия взаимодействия представлена на рис.1. Волновые вектора kт , kт световых пучков и вектор К лежат в плоскости 12.

Амплитудные профили

При моделировании использовалась аналитическая модель [16,19], определяющая в геометро-оптическом приближении пространственные распределения профилей световых пучков £о

p0 = -"ПоУ +V0Z , P1 = П У -V1Z =

1.0 0,8 0,6 0,4 0,2 0,0

/

1

\ у

ч-'

\/ ---г

----4

отсчитываемых вдоль осей перпендикулярных лучевым нормалям N (рис.1), где V1 = Nг} • у0, ^ 1 = Nг} • z 0, и

позволяющая численно исследовать дифракционные свойства ФС в ФПМ-ЖК материалах с учетом статистики распределения ЖК молекул в капсулах и ориентационного влияния электрического поля, степени расходимости считывающего светового пучка и неоднородного характера профиля ПП,

Вид неоднородности профиля щ(у) ПП ФС задается модельной функцией п1(у, с, 5,^ = ch - [с(5у -1)] [16,18], где параметры с, 5, t определяют, соответственно степень неоднородности, асимметрии и смещения. В работе рассмотрены наиболее характерные варианты неоднородностей профиля щ(у) ПП ФС, формируемые в процессе записи [7] (рис.2): однородный (кривая 1), спадающий (кривая 2), куполообразный (кривая 3), возрастающий (кривая 4) .

Результирующие выражения для амплитуд профилей дифракционного поля в точке Р с координатами 40= 4, (в ближней зоне), согласно [16,19], имеют вид:

0,0 0,2 0,4 0,6 0,8 1,0

y/L

Рис. 2. Зависимость n1

в нулевом порядке E0m

E E, g )= E AKmL

( p A hm2(E) +i ( p 0 (E)A jE

x exp

2

первом порядке E1m

Em (", E, g ) = -i

ьт

sinh

2 -i cs(1 + q) 2

P

--g

V 0 у

F1 (l - a,1 + a;2; w)dq,

j Em

g(i - q)--

Vi у

exp

- i ^

x cosh-1 [c(s(1 - q) / 2 - t)}2 F1 (- a, a,1; w)dq, где 2 F1 (a, b; c; z) - гипергеометрическая функция Гаусса, a = Ь j (E), w = sinh[cs(1 - q)/2]sinh[cs(1 + q)/2]/cosh[ct]cosh[c(s -1)]; A = (c5c0sh[ct]c0sh[c(5 -t)])-1;

b j

C0"1(E) = 0,25ro(ejm(Ae(E))em )(cc n™ cos PI"0)-1 - коэффициенты связи, (Ae(E)) - статистически усредненное возмущение тензора диэлектрической проницаемости [5], характеризующие ориентационное воздействие управляющего электрического поля E, AKm = |kЦ - km + k| - фазовая расстройка; e^1, pm - поляризации

и углы сноса, п™ - показатели преломления, vj = cos9^, фj - углы между лучевыми нормалями N и осью Y (рис. 1), j=0,1- порядок дифракции; сс- скорость света, Е - напряженность прикладываемого внешнего электрического поля, L-толщина образца g = 2L sin^0 + ф1) / 2W cos^) -геометрический

параметр дифракции [17]; Em(p), 2W- амплитудный профиль и ширина падающего пучка на входе ФС

(при у=0), который для определенности примем гауссовым, m=o,e- индекс, соответствующий взаимодействию обыкновенных и необыкновенных волн.

m

vv0 у

X

Векторные амплитуды дифрагированных и прошедших световых пучков на выходной плоскости (у=Е) находятся в виде суммы обыкновенных и необыкновенных волн, определяемых решениями (2), (3):

ад, Е, я) = Е вГЕТ Е, Я ^[/К (Е) • г],

Eo(^о,Е,я) = ЕЕ,я)ехр[/К(Е) • г].

т=о,е

Выражения (2)-(5) полностью определяют распределения амплитудных и поляризационных параметров дифракционного поля на выходе ФПМ-ЖК ФС.

Передаточные функции

Для отыскания угловых спектров и пространственных распределений дифракционного поля в дальней зоне будем использовать передаточные функции (ПФ). Используя взаимосвязь

пространственных распределений Е™ (§е, Е, я) и угловых спектров Ет (б, Е) на выходе ФС с распределением Е™ (г , Е, я) в произвольной точке Р(г) дальней зоны Е™ (б,Е), можно записать:

Ет

где угол б = б т характеризует направление плосковолновых компонент угловых спектров (УС) Е™ (б, ЕЕ) относительно волновых нормалей N™ световых пучков (рис.2, рис.3), Ет (б) - УС падающего пучка Ет (§0), Нт (б,Е) - передаточные функции, определенные соотношениями [16,19]:

Рис. 3. Координатная система и обозначение 0

Н 0т(б, Е ) = 1 - Ьт-(Е) А+/ехр

х sinh

2

С5(1 + q) 2

, ^

•2 F1 (1 - а,1 + а;2; w)dq

К

2 -1 2

х ^Ь-1 [с(^(1 - q)/ 2 - /)}2 F (- а, а,1; w)dq.

Параметр фазовой расстройки АКт в общем случае является функцией управляющего электрического поля Е, частоты падающего света ю, угла 0 (рис. 3) и может быть аппроксимирован линейным соотношением [17]:

АКт =АКт

где зависимость АКт (Е) обусловлена изменением геометрии дифракции при вариации Е; АКт (ю) = (С - AD / В)ю , АКт (б) = (D / В)б, а коэффициенты А, В, С, D определены в [18].

3. Численное моделирование

На основе выражений

ПФ, изменения пространственных профилей интенсивности световых пучков нулевого

II2 II2

Iо = 10(§0,Ье,Я) = \Е0(§о,Ье,Я) и первого ^ = 11 Ье,я) = \Еех Ье,я) порядков дифракции от

степени неоднородности профиля первой гармоники 1111 п1(у) ФС (см.рис.2), эффективного параметра связи Ье [17],

Ье = Ье

X

х

обобщенной фазовой расстройки АК*= АК6^, степени расходимости падающего светового пучка, характеризуемой геометрическим параметром g. Также были численно исследованы зависимости интегральной дифракционной эффективности первого ца1(Ъе,g) и нулевого ца0(Ъе,g) порядков дифракции

Ц{Ъе , g) = Г \Е) ($] , Ье , g)| 2 ^] / Г\Ее £0 | 2^

от параметра Ъе, приложенного внешнего электрического поля Е и геометрического параметра дифракции g для различных профилей п\(у) (рис.2).

Численное моделирование проведено для взаимодействия расходящихся необыкновенно поляризованных гауссовых световых пучков с ФПМ-ЖК ФС, имеющей начальную преимущественную ориентацию директора ЖК вдоль оси 2 при Е=0 (рис. 1) (планарная структура) для наиболее характерных видов неоднородностей профиля п1(у) ПП (рис.2), формируемых в процессе записи (динамической апподизации) - однородного (кривая 1), спадающего (кривая 2), куполообразного (кривая 3), возрастающего (кривая 4) [7].

Зависимости ПФ от коэффициента связи Ъе и обобщенной фазовой расстройки АК*, были рассчитаны на основе выражения (8) и представленны на рис.4 для однородного (а), спадающего (б) и куполообразного (в) профиля ПП.

2 *

э 2

Он

§ 0

"ад

Й-2

-30 -20 -10 0 10 20 30

АК*

Рис. 4. ПФ для однородного

о

б

г

в

Из полученных зависимостей видно, что в отличие от спадающего и куполообразного профиля ПП, форма, ширина и уровень боковых лепестков ПФ для однородного профиля ПП претерпевают существенное изменение с ростом коэффициента связи Ъе.

Рассмотрим основные характеристики ПФ в диапазоне изменения Ъе от 0 до 1,57, при котором не возникает режим перемодуляции. Изменение полосы пропускания 2ДК05 в диапазоне Ъе от 0 до 1,57 не превышает 11% для каждого профиля ПП и при Ъе=1,57 для однородного профиля ПП 2ДК05=5, для спадающего- 11, куполообразного- 7,2. При Ъе<1,57 и ДК*=±9 уровень боковых лепестков Н, ПФ однородного профиля ПП возрастает с -13,3 дБ до -9,7 дБ, спадающего - возрастает вне полосы пропускания с -6,4 дБ до -5,3 дБ, а уровень боковых лепестков ПФ куполообразного профиля ПП уменьшается с -18,2 дБ до -22,5 дБ.

При Ье>1,57 ПФ для всех рассмотренных профилей ФС характеризуются увеличением полосы пропускания и возрастанием уровней боковых лепестков.

Сравнивая полученные результаты, можно заключить, что ФС с однородным профилем ПП обладает наилучшей избирательностью и сильной зависимостью уровней боковых лепестков от Ье, со спадающим профилем ПП - широкой полосой пропускания, а ФС с куполообразным профилем ПП характеризуется узкой полосой пропускания и минимальным уровнем боковых лепестков, а также их слабой зависимостью от Ье.

Физически, полученный результат объясняется зависимостью полосы пропускания и уровня боковых лепестков ПФ от неоднородности профиля ПП и эффективной длины области взаимодействия световых пучков с ФС.

д

¿5 - 4

е

е

Рис. 5. Зависимости профилей интенсивности пучков от параметра связи Ье: а, в, д - дифрагированный пучок, б, г, е - прошедший

Фазовые характеристики а^(Я) ПФ при Ье=1,57 представлены на рис. 4.г для однородного (кривая 1), спадающего (кривая 2) и куполообразного (кривая 3) профилей ПП.

Из рис 4.г видно, что а^(Я) для однородного и куполообразного профилей ПП имеют линейную зависимость, а для спадающего- нелинейную. Вследствие этого должна наблюдаться асимметрия и различное пространственное смещение дифрагированных пучков для несимметричных профилей ПП, а так же их зависимости от коэффициента связи Ье.

Трансформация профилей интенсивностей взаимодействующих световых пучков /^ ], Ъе, g) с ФС,

характеризующих локализацию световых пучков в пространстве и энергообмен между дифрагированными пучками, показана на рис. 5 при однородном (а, б), спадающем (в, г) и, куполообразном (д, е) профилях ПП п1(у) и сильной расходимости светового пучка. Расчет произведен для случая АКе=0, который соответствует выполнению брэгговских условий взаимодействия.

Из результатов расчета следует, что для симметричных профилей ПП (кривые 1 и 3 на рис. 2) пространственное смещение пучка /1 по апертурной координате ^ не зависит от параметра связи Ъе и

составляет ^1=g=1,68. Для профиля /0 (£ 0, Ъе, g) наблюдается зависимость смещения пучка по координате

от Ъе для всех представленных случаев (рис.5 б,г,е).

Из сравнения рис. 5.а,в с рис.5.д следует, что для куполообразного профиля ПП при Ъе<6 профиль

пучка /1 (^1, Ъе, g) практически не искажается и близок к гауссову.

Указанные эффекты объясняются с помощью формализма ПФ за счет зависимости а^(Я) от Ъе и параметров с, s, t, определяющих профиль ПП. Так же указанные эффекты имеют геометрическую интерпретацию: пространственное расположение максимума дифракционной эффективности дифрагированого пучка определяется областью пересечения падающего светового пучка с максимумом амплитудного профиля ПП.

Для спадающего и куполообразного профиля ПП при g=0,34 результаты численного моделирования идентичны полученным результатам для g=1,68 с разницей в величине смещения зависимостей по апертурной координате.

Взаимодействие световых пучков с ФС, характеризуемой возрастающим профилем ПП, аналогично взаимодействию световых пучков с ФС имеющей спадающий профиль, поэтому результаты для возрастающего профиля подобны результатам спадающего профиля.

Таким образом, на основании рис. 5 можно заключить, что амплитудная апподизация профиля ФС, характеризуемая симметричным куполообразным профилем, позволяет уменьшить искажения пространственной структуры дифракционного поля при любых практически достижимых величинах коэффициента связи Ъе.

Влияние профиля ПП на зависимость интегральной дифракционной эффективности Цс(Ъе£) от эффективного параметра связи Ъе и приложенного электрического поля Е, полученной с помощью (10), при Д^=0 представлены на рис. 6.

б с

Рис. 6. Зависимости интегральной дифракционной эффективности от: а -параметра Ъе; б - приложенного электрического поля

На рис.6 кривые 1 и 2 описывают эффективность взаимодействия световых пучков первого Е1 1, Ъе, g) и нулевого Е0 0, Ъе, g) порядков дифракции соответственно с ФС, имеющей однородный профиль ПП при g=0.34, кривая 3- пучка Е1 (^ 1, Ъе, g) с ФС характеризуемой однородным профилем

при g=1,68, кривые 4, 5 - пучка Е1 (^ 1, Ъе, g) с ФС характеризуемыми спадающим и куполообразным профилями ПП соответственно при g=1,68; Ес - критическая напряженность электрического поля [5].

Из рис. 6.а видно, что зависимости п^(Ъе) имеют квазипериодический характер и зависят от формы профиля ПП ФС. Наиболее существенная зависимость Ц^Ъе^) от степени неоднородности профиля ПП наблюдается при Ъе<2. В частности, при Ъе=1,57 максимум интегральной дифракционной эффективности для однородного профиля ПП при g= 1,68 Пл=0,54 существенно меньше спадающего - Пл=0,81 и куполообразного - Пл=0,68. Соответствующие им максимумы профилей интенсивности дифрагированого

- 1

---2

____3

поля (рис. 5) равны /1=0,2, 0,7, 0,45. Полученный результат можно объяснить увеличением полосы пропускания ПФ (8) неоднородных ФС (рис. 4).

Кривые 1 и 2 на рис. 6 приведены для описания энергообмена между пучками нулевого и первого порядков дифракции.

Полученные зависимости позволяют определить величину прикладываемого внешнего

электрического поля необходимого для управления дифракционными свойствами ФПМ-ЖК ФС с учетом сформированного профиля ПП.

Приложенное эклектическое поле Е приводит к изменению ориентации молекул ЖК и, как следствие, к изменению тензора диэлектрической проницаемости, что отражено в зависимости Ъ(Е) (4) [16].

Анализ (4) показывает, что при планарной ориентации молекул ЖК Ъ(Е) имеет спадающую зависимость, которая приводит к спадающему характеру ц^Е^) (рис 6.б), что соответствует ц^Ъе^) при Ъе<1(рис. 6.а) для всех профилей ПП.

Стоит отметить, что в общем случае характер зависимости ПХЕ^) и максимум дифракционной эффективности определятся композицией ФПМ-ЖК: показателями преломления ЖК, полимера, концентрацией молекул ЖК в композиции [4, 9, 16].

Для получения результирующей оценки эффективности взаимодействия расходящихся световых пучков с неоднородной ФС рассмотрим зависимость первого максимума интегральной дифракционнойэффективности от геометрического

параметра g при Ъе=1,57 (рис. 6.а) и профиля ПП. Указанная зависимость представлена на рис. 7, где кривая 1 описывает п^(1,57е^), а 2- п^0(1,57^) для однородного, кривая 3- п^(1,57^) для спадающего, 4-П^(1,57^) для куполообразного.

Как видно из рис. 7., зависимость п^(1,57^) имеет спадающий характер с ростом геометрического параметра дифракции g (увеличением расходимости светового пучка) для всех профилей ПП, что объясняется согласно (6) соотношением полосы пропускания ПФ ФС (8) и ширины углового спектра

Ет (0).

На основании полученной зависимости п^(1,57^) (рис.7) можно заключить, что энергетические характеристики дифрагированного поля существенно зависят от степени неоднородности амплитудного профиля ПП.

Таким образом, из результатов численного моделирования можно сделать вывод о необходимости комплексного учета представленных зависимостей для исследования ФС, сформированных в ФПМ-ЖК материале, в качестве активных элементов фотоники.

Рис. 7. Зависимости интегральной дифракционной эффективности от g

4. Заключение

В работе представлен численный анализ передаточных функций неоднородных ФПМ-ЖК ФС, эволюции пространственных профилей световых пучков в пропускающей геометрии дифракции, а также энергетических характеристик при однородном, спадающем, куполообразном профилях ПП ФС, возникающих в процессе их голографического формирования в поглощающих ФПМ-ЖК материалах, и различных параметрах геометрии дифракции.

Полученные результаты численного моделирования дифракционных характеристик неоднородных ФС, образованных в ФПМ-ЖК материале, показывают, что эффект динамической апподизации амплитудных профилей позволяет получить более высокие энергетические и селективные характеристики ФС с минимальными искажениями пространственной структуры светового поля при их использовании в качестве электрически управляемых спектрально-селективных коммутационных элементов фотоники.

Работа выполнена по проекту № РНП.2.1.1.429 программы «Развитие научного потенциала высшей школы» 2009-2010 г.». и ГК № 02.740.11.0553 ФЦП «Научные и педагогические кадры инновационной России».

Литература

1. Paras N. Prasad. Nanophotonics. - Hoboken (New Jersey): John Wiley & Sons, Inc., 2004. - 418 p.

2. Liquid crystal Bragg gratings: dynamic optical elements for spatial light modulators / R.L. Sutherland, V.P. Tondiglia, L.V. Natarajan et al. // Proc. SPIE. -2007. - Vol. 6487, № 64870 V. - 14 p.

3. Honma S. All-optical tunable filter with photorefractive planar waveguide and suppression of crosstalk by apodized grating via photorefractive two-wave mixing / S. Honma, N. Tsuda, S. Muto, et al. // Proc. SPIE. - 2008. - Vol. 7100, № 71001 R. - 9 p.

4. Liquid crystal photopolymer composite with a periodic structure / G.M. Zharkova, I.V. Samsonova, S.A. Streltsov et al. // Optoelectronics, Instrumentation and Data Processing. - 2004. - Vol. 40, № 1. - P. 7681.

5. Sutherland R.L. Polarization and switching properties of holographic polymer-dispersed liquid-crystal grating. I. Theoretical model // JOSA B. - 2002. - Vol. 19, № 12. - P. 2995-3003.

6. Mass transfer processes induced by inhomogeneous photo- polymerization in a multicomponent medium / R. Caputo, A.V. Sukhov, N.V. Tabirian et al. // Chemical Physics. - 2001. - № 217. - P. 323-335.

7. Довольнов Е.А. Формирование пропускающих и отражающих голографических дифракционных решеток в фотополимерах при фотоиндуцированном изменении поглощения / Е.А. Довольнов, С.В. Устюжанин, С.Н. Шарангович // Изв. вузов. Физика. - 2006. - Т. 49, № 10. - С. 81-89.

8. Довольнов Е.А. Голографическое формирование динамических дифракционных решеток пропускающего типа в фотополимерном материале при двухпучковом взаимодействии и малых контрастах / Е.А. Довольнов, С.Н. Шарангович // Изв. вузов. Физика. - 2006. - Т. 49, № 11. - С. 35-42.

9. Ноздреватых Б.Ф. Векторная модель дифракции световых пучков на электрически управляемой фотополимерно-жидкокристаллической дифракционной решетке / Б.Ф. Ноз-древатых, С.В. Устюжанин, С.Н. Шарангович // Доклады ТУСУРа. - Томск: Изд-во ТУСУР, 2007. - Вып. 2 (16). - C. 192-197.

10. Abbate G. Dynamical electro- optical characterization of policryps gratings / G. Abbate, A. Marino, F. Vita // Acta physica polonica A. - 2003. - Vol. 103, № 2-3. - P. 177-186.

11. Dynamical behavior of policryps grating / A. Marino, F. Vita, V. Tkachenko et al. // Electronic-Liquid crystal Communication. - 2004. - Vol. 2. - P. 1-10.

12. Characterization of the diffraction efficiency of polymer-liquid-crystal-polymer-slices gratings at all incidence angles / M. Xu, L. De Sio, R. Caputo et al. // Applied optics. - 2008. - Vol. 16, № 19. - P. 1453214543.

13. Denisov A. Soluble fullerene derivative in liquid crystal: polymer composites and their impact on photorefractive grating efficiency and resolution / A. Denisov, J. de Bougrenet de la Tocnaye // Applied optics. - 2009. - Vol. 48, № 10. - P. 1926-1931.

14. Diffraction of optical communication Gaussian beams by volume gratings: Comparison of simulations and experimental results / P. Boffi, J. Osmond, D. Piccinin et al. // Applied optics. - 2004. -Vol. 43, № 19. -P. 3854-3885.

15. Gemzicky E. Apodized and chirped fiber Bragg gratings for optical communication systems: influence of grating profile on spectral reflectance / E. Gemzicky, J. Mullerova // Proc. SPIE. - 2008. -Vol. 7138, № 71380 X. - 6 p.

16. Устюжанин С.В. Дифракция световых пусков на неоднородных электрически управляемых одномерных фотонных ФПМ-ЖК структурах / С.В. Устюжанин, С.Н. Шарангович // Труды 6-й Междунар. конф. молодых ученых и специалистов «0птика-2009». - Санкт-Петербург, 2009. - С. 383385.

17. Шарангович С.Н. Передаточные функции сильного акустооптического взаимодействия в амплитудно- и фазово-неоднородных акустических полях // Журнал технической физики. - 1995. - Т. 65, № 1. - С. 107-126.

18. Шарангович С.Н. Трехмерная брэгговская дифракция квазихроматических световых пучков на амплитудно-неоднородном акустическом поле в анизотропной среде // Радиотехника и электроника. -1995. - Т. 40, № 5. - С. 1121-1122.

19. Устюжанин С.В. Аналитическая модель дифракции световых пучков на неоднородных электрически управляемых одномерных пропускающих фотонных ФПМ-ЖК структурах / С.В. Устюжанин, С.Н. Шарангович // Известия вузов. Физика. - 2010. - 8 с. (принята в печать).

Ноздреватых Борис Федорович

Аспирант каф. сверхвысокочастотной и квантовой радиотехники ТУСУРа

Тел.: (382-2) 70-15-18

Эл. почта: nbf@main.tusur.ru

Устюжанин Сергей Владимирович

Ассистент каф. сверхвысокочастотной и квантовой радиотехники ТУСУРа

Тел.: (382-2) 70-15-18

Эл. почта: ustyuzhaninsv@svch.rk.tusur.ru

Шарангович Сергей Николаевич

Канд. физ.-мат. наук, зав. каф. сверхвысокочастотной и квантовой радиотехники ТУСУР Тел.: (382-2) 41-36-43 Эл. почта: shr@tusur.ru

Nozdrevatykh B.F., Ustyuzhanin S.V., Sharangovich S.N.

Diffraction properties of transmittance polymer dispersed liquid crystals non-uniform photonic structures

Results of computational investigational of diffraction properties of holographic formed photon structures in polymer dispersed liquid crystals were shown in this paper. Transfer functions, near- and far-field regions diffraction distributions were determined.

Keywords: polymer dispersed liquid crystal, liquid crystal drops, non-uniform holographic diffraction structure, diffraction properties.