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Journal of the Korean Institute of Illuminating and Electrical Installation Engineers

KIIEE Vol. 35, No. 6, p.1-8

ISSN (print) :

1229-4691

ISSN (online) :

2287-5034

Received : 23 March 2021Revised : 5 April 2021Accepted : 13 April 2021

DOI :

http://dx.doi.org/10.5207/JIEIE.2021.35.6.001

변형 코노스코픽 홀로그래피의 해상도에 관한 기초연구

(Basic Study on Resolution of the Modified Conoscopic Holography)

김수길 (Soo-Gil Kim) ^†iD

^†Corresponding Author：Professor, Department of System and Control, Hoseo University, Tel：041-540-5676, E-mail: sgkim@hoseo.edu

License :

This work was supported by the Korean Federation of Science and Technology Societies(KOFST) Grant funded by the Korean Government.(www.kiiee.or.kr).

Abstract

In this paper, the optical path lengths(OPL) of ordinary and extraordinary waves in an uniaxial crystal were obtained in modified conoscopic holography, and the phase difference between the two waves was calculated using OPL. Using the complex hologram considering the phase difference, the intensity of light in the lateral and longitudinal directions of the reconstructed image was obtained by changing the size of the hologram and the uniaxial crystal, and wavelength. According to the Rayleigh criterion, the lateral and longitudinal resolutions of the reconstructed image are proportional to the size of the hologram and the uniaxial crystal, and are inversely proportional to the length of wavelength.

Key words

Complex hologram, Incoherent holography, Lateral resolution, Longitudinal resolution, Modified conoscopic holography

1. 서 론

코노스코픽 홀로그래피(conoscopic holography)는 Psaltis그룹에 의해 1985년 발표되었으며⁽¹⁾, 인코히어런트 홀로그래피^(2-⁷⁾ 기술 중 하나이다. 이 기술은 다른 방식의 인코히어런트 홀로그래피 기술에 비해 시스템이 단순하며, 고정밀도의 해상도를 얻을 수 있다.

Sirat은 홀로그램의 프린지(fringe) 수와 홀로그램의 반경을 이용하여 종축과 횡축방향의 분해가능한 최소한의 거리(해상도)를 구하는 내용을 발표하였다. 또한, 코노스코픽 홀로그래피의 단축결정(uniaxial crystal)에서 복굴절로 인해 생기는 위상차를 이론적으로 규명하였다. 그리고, 2차원 물체에 대한 디지털홀로그램을 생성하고, 이를 시뮬레이션을 통해 복원한 연구결과를 발표함으로써 코노스코픽 홀로그래피의 유효성과 응용가능성을 입증하였다^(8-¹⁰⁾.

현재 이 기술은 물체의 홀로그램 생성 뿐만 비접촉진단을 비롯한 여러 응용 분야에서 이용되고 있다^(11-¹³⁾.

코노스코픽 홀로그래피는 단축결정(uniaxial crystal)과 두 개의 원형편광기(circular polarizer)로 구성된 시스템을 사용한다. 이전 연구에서 원형편광기대신에 선형편광기(linear polarizer)와 파장판(wave plate)만을 이용하여 동일한 결과를 얻을 수 있는 변형 코노스코픽 홀로그래피를 제안하였다.⁽¹⁴⁾ 그리고, 제안된 시스템에 대하여 선형편광기와 파장판의 방위각에 따른 위상오차를 이론적으로 규명한 연구결과도 발표하였다⁽¹⁵⁾.

본 연구에서는 변형 코노스코픽 홀로그래피에서 보통파동과 특수파동의 위상차를 고려한 해상도를 구하고자 한다. 위상차를 구하기 위해서는 단축결정내에서 두 파동의 광경로를 알아야 하는데, 이에 대한 다양한 연구들이 이루어졌다.

일반적으로 보통파동의 광경로는 스넬의 법칙을 이용하여 쉽게 구할 수 있다. 그러나, 특수파동의 경우에는 결정내에서 에너지의 흐름인 포인팅 벡터(Poynting vector)와 파동벡터(wave vector)를 동시에 고려하여야 하기 때문에 광경로를 구하는 과정이 복잡하다. Simon은 특수파동의 광경로를 포인팅 벡터방향의 기하학적 길이와 굴절률의 곱으로 계산했고, Prunet은 파동벡터방향의 기하학적 길이와 굴절률의 곱으로 계산하였다.^(16,¹⁷⁾ 반면에, Lesso는 특수파동의 광경로를 포인팅 벡터방향의 기하학적 길이와 파동벡터방향의 굴절률의 곱으로 계산하였다⁽¹⁸⁾.

특수파동의 경우 광경로 계산과정이 복잡하기 때문에 계산의 편의를 위해서 본 연구에서는 보통파동과 특수파동이 동일한 기하학적인 경로를 따라서 진행한다고 가정하고 두 파동의 위상차를 유도하였다. 그리고, 위상차를 고려한 복소홀로그램으로부터 횡축방향과 종축방향의 빛의 세기를 구하였다. 이를 이용하여 홀로그램의 반경 및 단축결정의 크기, 그리고 파장에 따른 해상도를 분석하였다.

2. 본 론

2.1 변형 코노스코픽 홀로그래피

변형 코노스코픽 홀로그래피의 이해를 돕기 위해 먼저 복굴절의 개념을 설명하고자 한다. 그림 1은 단축결정에 광파가 입사할 때 결정내에서 서로 직교하는 편광을 가진 보통파동과 특수파동으로 분리되는 것을 보여주고 있는데, 이를 복굴절이라 한다.

Fig. 1. Double refraction at a boundary of an uniaxial crystal

결정내에서 진행하는 두 파동의 경우 진행속도가 달라지며, 이로 인해 두 파동간에는 위상차가 생긴다. 이러한 위상차를 이용하여 변형 코노스코픽 홀로그래피는 홀로그램을 생성할 수 있다. 변형 코노스코픽 홀로그래피는 그림 2와 같이 단축결정과 수동소자인 파장판 및 선형편광기로 구성된다.

Fig. 2. Set up of modified conoscopic holography

단축결정에서 보통파동의 굴절률은 진행방향에 관계없이 일정하지만, 특수파동의 경우에는 매질내에서의 진행방향에 따라 굴절률이 변화한다. 특수파동에 대한 매질내에서의 광축과의 각도에 따른 굴절률은 다음과 같이 표현된다.⁽¹⁹⁾

(1)

$\dfrac{1}{n_{e}^{2}(\theta_{e})}=\dfrac{\cos^{2}\theta_{e}}{n_{o}^{2}}+\dfrac{\sin^{2}\theta_{e}}{n_{e}^{2}}$

여기서, $\theta_{e}$는 광축(optic axis)과 특수파동의 진행방향 사이의 각도를 의미한다.

일반적으로 단축결정에서 보통파동과 특수파동은 서로 다른 경로를 따라 진행한다. 그러나 계산의 간략화를 위해 두 파동이 동일한 기하학적인 경로를 따라서 진행한다고 가정하고 복소홀로그램을 구하였다.

그림 2에서 는 보통파동의 편광방향, 는 특수파동의 편광방향을 나타낸다. $\theta$는 단축결정에서 광축(optic axis)과 파동이 진행하는 경로사이의 각을 나타낸다. 점광원 O에서 출발한 광파는 단축결정에서 편광이 직교하는 보통파동과 특수파동으로 분리된다. 각 파동이 진행하는 광학적 경로는 다음 식과 같이 표현할 수 있다.

(2)

$$ \begin{aligned} L_{o} & =\overline{O A}+n_{o} \overline{A B}+\overline{B R} \\ & =\left(z-z^{\prime}-L\right) / \cos \theta_{a \cdot r}+n_{o} L / \cos \theta_{0} \\ L_{e} & =\overline{O A}+n_{e}(\theta) \overline{A B}+\overline{B R} \\ & =\left(z-z^{\prime}-L\right) / \cos \theta_{a i r}+n_{e}(\theta) L / \cos \theta_{e} \end{aligned} $$

여기에서, $L_{o}$와 $L_{e}$는 각각 보통파동과 특수파동의 광학적 경로를 나타낸다. $n_{o}$와 $n_{e}(\theta)$는 보통파동과 특수파동에 대한 굴절률(refractive index)이다. $\theta_{air}$, $\theta_{o}$, $\theta_{e}$는 각각 입사광파, 보통파동 및 특수파동과 광축사이의 각을 의미한다. $L$은 단축결정의 길이를 나타낸다. 보통파동과 특수파동이 동일한 기하학적 경로를 따라서 진행한다면 $\theta =\theta_{o}=\theta_{e}$라고 가정할 수 있다.

그러면 보통파동과 특수파동의 위상은 다음과 같이 표현할 수 있다.

(3)

\begin{align*} \theta_{o}=\dfrac{2\pi}{\lambda}L_{o},\:\\ \\ \theta_{e}=\dfrac{2\pi}{\lambda}L_{e}. \end{align*}

단축결정에 입사하는 광파와 매질내에서 진행하는 파동사이에는 스넬의 법칙이 성립한다.

(4)

$\sin\theta_{air}=n_{o}\sin\theta_{o}=n_{o}\sin\theta$

스넬의 법칙을 이용하여 광파의 입사각에 따른 단축결정내에서 진행하는 파동의 각도를 구할 수 있다.

(5)

$\theta =arcsin(\dfrac{1}{n_{o}}\sin\theta_{air})$

그리고, 변형 코노스코픽 홀로그래피에서 O에서 출발한 파동이 단축결정과 파장판 및 선형편광기를 통과한 후에 기록면에 도달했을 때의 파동은 다음과 같이 표현된다.

(6)

$E_{out}=A(\varphi_{2})W(\varphi_{1})E_{\in put}$

여기서, $E_{\in put}$은 단축 결정을 통과한 후의 파동을 나타내며, $A(\varphi_{2})$와 $W(\varphi_{1})$는 각각 선형편광기와 $\lambda /4$파장판의 Jones 행렬을 나타낸다. $E_{\in put}$과 편광소자들의 Jones 행렬들은 다음과 같이 표현된다.⁽¹⁹⁾

(7)

$$ E_{\Xi p u t}=\left(\begin{array}{c} P_{e} \\ P_{o} \end{array}\right)=\left(\begin{array}{c} a e^{-j \theta_{e}} \\ b e^{-j \theta_{0}} \end{array}\right) $$

(8)

$$ A\left(\varphi_{2}\right)=\left(\begin{array}{cc} \cos ^{2} \varphi_{2} & 1 / 2 \sin 2 \varphi_{2} \\ 1 / 2 \sin 2 \varphi_{2} & \sin ^{2} \varphi_{2} \end{array}\right) $$

(9)

$$ W\left(\varphi_{1}\right)=\left(\begin{array}{c} i \sqrt{2} \sin ^{2} \varphi_{1}+e^{-i \frac{\pi}{4}}-i \frac{\sqrt{2}}{2} \sin 2 \varphi_{1} \\ -i \frac{\sqrt{2}}{2} \sin 2 \varphi_{1}-i \sqrt{2} \sin ^{2} \varphi_{1}+e^{i \frac{\pi}{4}} \end{array}\right) $$

여기서, $P_{o}$와 $P_{e}$는 복소진폭형태의 보통파동과 특수파동을 나타낸다. $\varphi_{1}$과 $\varphi_{2}$는 각각 파장판과 선형편광기의 방위각을 나타낸다. $\Gamma$는 파장판의 위상지연을 나타낸다.

식 (7)-(9)로부터 선형편광기와 파장판의 방위각 조합을 이용하여 표 1과 같은 기록면에서의 빛의 세기(intensity)를 구할 수 있다. 이 때 선형편광기와 파장판의 slow axis에 대한 방위각은 그림 2의 양의 $x$축을 기준으로 하여 양이나 음의 방향으로 회전한 것을 의미한다.

Table 1. Intensity patterns by combination of a linear polarizer and a wave plate

표 1에서 $I_{2}$, $I_{3}$를 이용하여 실수부를 구하고, 허수부는 $I_{1}$, $I_{4}$를 이용하여 구할 수 있다. 실수부와 허수부를 결합함으로써 식 (10)과 같은 점광원에 대한 복소홀로그램을 얻을 수 있다.

(10)

$H(x,\:y)=\exp(-i\triangle\phi)$

여기에서 $\triangle\phi =\theta_{o}-\theta_{e}=\dfrac{2\pi}{\lambda\cos\theta}(n_{o}-n_{e}(\theta))L$이며, 이것은 보통파동과 특수파동간의 위상차를 나타낸다.

식 (1)의 특수파동의 굴절률 $n_{e}(\theta)$를 $\triangle\phi$에 대입하여 정리하면 위상차는 다음과 같이 다시 쓸 수 있다.

(11)

$\triangle\phi\approx\dfrac{2\pi}{\lambda}\dfrac{1}{2}\theta^{2}n_{o}(\dfrac{n_{o}^{2}}{n_{e}^{2}}-1)L$

근축근사의 경우에 $\theta$는 다음과 같이 표현할 수 있다.

(12)

$\theta\approx\dfrac{r}{z}$

그러면 두 파동간의 위상차는 최종적으로 다음과 같이 표현할 수 있다.

(13)

$\triangle\phi =\dfrac{2\pi}{\lambda}\dfrac{1}{2}n_{o}(\dfrac{n_{o}^{2}}{n_{e}^{2}}-1)L\dfrac{r^{2}}{z^{2}}$

식 (13)을 식 (10)에 대입하여 정리하면 복소홀로그램은 식 (14)와 같이 나타낼 수 있다.

(14)

$H(x,\:y)=\exp\left\{-i kp\dfrac{(x^{2}+y^{2})}{2z^{2}}\right\}$

여기서, $p=L n_{o}(\dfrac{n_{o}^{2}}{n_{e}^{2}}-1)$이다.

2.2 횡축방향의 해상도

평면파를 복소홀로그램에 비추어 주면 Fresnel 회절이론에 의해 복소진폭은 다음과 같이 표현할 수 있다.

(15)

\begin{align*} U(x,\:y,\:z)=-\dfrac{i}{\lambda z}\exp(ikz)\exp\left[i\dfrac{k}{2z}\left\{x^{2}+y^{2}\right\}\right]\\ \times\iint_{-\infty}^{\infty}\exp\left[-i\left\{\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\xi^{2}+\eta^{2}\right\}\right]\\ \times\exp\left[i\dfrac{k}{2z}(\xi^{2}+\eta^{2})\right]\exp\left[-i\dfrac{k}{z}\{x\xi +y\eta\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

계산의 편의를 위해서 복원영상의 위치를 $z=z_{1}^{2}/p$로 설정하면 복소진폭은 식 (16)으로 표현할 수 있다. 여기서, $z_{1}$은 그림 2의 O에서 기록면까지의 거리를 의미한다.

(16)

\begin{align*} U(x,\:y,\:z_{1})=-\dfrac{ip}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(ik\dfrac{z_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\left\{x^{2}+y^{2}\right\}\right]\\ \times\iint_{\xi^{2}+\eta^{2}\le R^{2}}\exp\left[-i\dfrac{kp}{z_{1}^{2}}\{x\xi +y\eta\}\right]d\xi d\eta \\ =-\dfrac{ip}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(ik\dfrac{z_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}r^{2}\right]\bullet\pi R^{2}\bullet 2\dfrac{J_{1}(k Rrp/z_{1}^{2})}{k Rrp/z_{1}^{2}} \end{align*}

여기서, $J_{1}(\bullet)$은 1차 1종 베셀함수이고, $r=\sqrt{x^{2}+y^{2}}$이다. 식 (16)에서 $y=0$일 때 복원영상의 빛의 세기를 구하면 다음과 같다.

(17)

$I(x,\:0,\:z_{1})=\left(\dfrac{2\pi R^{2}p}{\lambda z_{1}^{2}}\right)^{2}\left(\dfrac{J_{1}(k Rxp/z_{1}^{2})}{k Rxp/z_{1}^{2}}\right)^{2}$

식 (17)에서 $z_{1}=0.3$m, $\lambda =632.8$nm, $L=1$cm인 경우에 홀로그램의 반경에 따른 횡축방향 빛의 세기는 그림 3과 같다. 그림에서 홀로그램의 크기가 클수록 해상도가 좋아지는 것을 알 수 있다. 홀로그램의 크기는 입사각과 연동되기 때문에 광파가 입사하는 각도가 커질수록 횡축방향의 해상도가 좋아진다고 해석할 수 있다.

Fig. 3. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with hologram size

$z_{1}=0.3$m, $R=5$cm, $L=1$cm에 대하여 파장을 변화시켜가면서 구한 횡축방향으로 복원된 점광원의 빛의 세기는 그림 4와 같다. 파장이 길수록 복원영상의 해상도가 나빠진다. 따라서, 동일조건에서 해상도를 좋게 하려면 짧은 파장의 광원을 활용하면 된다.

Fig. 4. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with wavelength

$z_{1}=0.3$m, $\lambda =632.8$, $R=5$cm인 경우에 단축결정의 크기에 따른 횡축방향 빛의 세기는 그림 5와 같다. 그림에서 보는 바와 같이 결정의 크기가 길수록 해상도가 좋아진다.

Fig. 5. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with crystal length

Rayleigh 기준(Rayleigh criterion)에 의하면, 두 물체 또는 광원의 중앙 극대부분이 다른 물체 또는 광원의 첫 번째 극소에 있을 경우, 이 물체나 광원은 분해될 수 있다고 이야기한다. 따라서, 그림 3, 4, 5에서 중앙의 극대값과 첫 번째 극소값 사이의 거리가 두 점이 분해가능한 최소한의 거리가 된다. 이것의 역수를 취해주면 횡축방향의 해상도가 된다.

따라서, 복원영상의 횡축방향 해상도는 홀로그램 및 단축결정의 크기에 비례하여 좋아진다. 그리고, 파장의 경우에는 파장이 짧을수록 좋아진다는 것을 알 수 있다.

2.3 종축방향의 해상도

단축결정에 입사하는 광파의 입사각에 따른 종축방향의 해상도는 다음과 같은 과정을 거침으로써 구할 수 있다. 복소홀로그램에 평면파를 비추어 z만큼 떨어진 곳에서의 복소진폭을 구하면 다음과 같다.

(18)

\begin{align*} U(x,\:y,\:z)=-\dfrac{i}{\lambda z}\exp(ikz)\iint_{-\infty}^{\infty}\exp\left[-i\left\{kp\dfrac{(\xi^{2}+\eta^{2})}{2z_{1}^{2}}\right\}\right]\\ \times\exp\left[i\dfrac{k}{2z}\left\{(x-\xi)^{2}+(y-\eta)^{2}\right\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

계산의 편의를 위해 식 (18)에서 복원영상의 ()좌표를 (0,0)으로 설정하여 정리하면 다음과 같이 표현된다.

(19)

\begin{align*} U(0,\:0,\:z)=-\dfrac{i}{\lambda z}\exp(ikz)\iint_{-\infty}^{\infty}\exp\left[-i\left\{kp\dfrac{(\xi^{2}+\eta^{2})}{2z_{1}^{2}}\right\}\right]\\ \times\exp\left[i\dfrac{k}{2z}\left\{\xi^{2}+\eta^{2}\right\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

복소홀로그램의 반경이 R이라고 가정하고, 극좌표 형식으로 변환하면 다음과 같이 나타낼 수 있다.

(20)

$U(0,\:0,\:z)=-\dfrac{i}{\lambda z}\exp(ikz)\int_{0}^{R}\int_{0}^{2\pi}\exp\left[-i\dfrac{k}{2z_{1}^{2}}pr^{2}\right]\exp\left[i\dfrac{k}{2z}r^{2}\right]rdrd\theta'$

식 (20)을 적분하여 정리하면 다음 식과 같이 나타낼 수 있다.

(21)

\begin{align*} U(0,\:0,\:z)=-\dfrac{2i}{z}(\dfrac{1}{z}-\dfrac{p}{z_{1}^{2}})^{-1}\exp(ikz)\exp\left[i\dfrac{k}{4}(\dfrac{1}{z}-\dfrac{p}{z_{1}^{2}})R^{2}\right]\\ \times\sin\left\{\dfrac{k}{4}(\dfrac{1}{z}-\dfrac{p}{z_{1}^{2}})R^{2}\right\} \end{align*}

식 (21)에서 점광원에 대한 복원영상의 빛의 세기(intensity)를 구하면 다음과 같다.

(22)

$I(0,\:0,\:z)\left . =\dfrac{k^{2}R^{4}}{4z^{2}}\sin c^{2}\left\{\dfrac{k}{4}(\dfrac{1}{z}-\dfrac{p}{z_{1}^{2}})R^{2}\right\}\right .$

식 (22)에서 $z_{1}=0.3$m, $\lambda =632.8$nm, $L=2.5$cm인 경우에 홀로그램의 크기에 따른 종축방향 빛의 세기는 그림 6과 같다. 종축방향에서는 홀로그램의 크기에 따라서 복원되는 점광원에 대한 실상이 나타나는 위치가 다르다. 따라서, 종축방향의 위치가 아닌 데이터 저장위치에 따른 빛의 세기를 표현하였다. 그림 6에서 보면 홀로그램의 크기가 클수록 해상도가 좋아진다. 홀로그램의 크기는 입사각과 연동되기 때문에 광파가 단축결정에 입사하는 각도가 커질수록 종축방향의 해상도가 좋아진다고 해석할 수 있다.

Fig. 6. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with hologram size

$z_{1}=0.3$m, $R=5$cm, $L=2.5$cm인 경우에 파장에 따른 종축방향 빛의 세기는 그림 7과 같다. 그림에서 보는 바와 같이 파장이 짧을수록 해상도가 좋아지는 것을 알 수 있다.

Fig. 7. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with wavelength

$z_{1}=0.3$m, $\lambda =632.8$, $R=5$cm인 경우에 단축결정의 크기에 따른 종축방향 빛의 세기는 그림 8과 같다. 그림에서 보는 바와 같이 결정의 크기가 클수록 종축방향의 해상도가 좋아진다.

Fig. 8. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with crystal length

따라서, 점광원에 대한 복원영상의 종축방향의 해상도는 횡축방향의 해상도와 마찬가지로 홀로그램 및 단축결정의 크기에 비례하여 좋아진다. 그리고, 파장의 경우에는 파장이 짧을수록 해상도가 좋아진다는 것을 알 수 있다.

3. 결 론

본 논문에서는 변형 코노스코픽 홀로그래피에서 단축결정에서 보통파동과 특수파동의 광경로와 두 파동간의 위상차를 구하였다. 위상차를 고려한 복소홀로그램을 이용하여 복원영상의 횡축방향과 종축방향의 빛의 세기를 구하였다. 이 때, 홀로그램의 크기와 단축결정의 크기 및 파장을 변화시켜가면서 빛의 세기 변화를 관찰하였다.

Rayleigh기준에 의해 복원영상의 종축 및 횡축방향의 해상도는 홀로그램과 단축결정의 크기에 비례하고, 파장의 길이에는 반비례하는 것으로 나타났다.

복소홀로그램과 단축결정의 크기가 일정하다면 복원영상의 해상도는 파장이 짧은 광원을 사용하면 좋아지는 것으로 나타났다.

차후 연구에서는 단순화과정없이 시스템의 해상도를 고찰해 보는 것이 필요할 것으로 사료된다.

References

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Biography

Jae-Gon Yoo

He received his B.S., M.S., and Ph. D. degrees in Electrical Engineering from Seoul National University in 1989, 1991, and 1997, respectively.

He is now a professor at the Dept. of System and Control Engineering in Hoseo University.

His research interests include Holography and Non-destructive testing.

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(Basic Study on Resolution of the Modified Conoscopic Holography)

Abstract

Key words

1. 서 론

2. 본 론

2.1 변형 코노스코픽 홀로그래피

Fig. 1. Double refraction at a boundary of an uniaxial crystal

Fig. 2. Set up of modified conoscopic holography

(1)

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(14)

2.2 횡축방향의 해상도

(15)

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(17)

Fig. 3. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with hologram size

Fig. 4. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with wavelength

Fig. 5. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with crystal length

2.3 종축방향의 해상도

(18)

(19)

(20)

(21)

(22)

Fig. 6. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with hologram size

Fig. 7. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with wavelength

Fig. 8. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the longitudinal direction with crystal length

3. 결 론

References

Biography

Jae-Gon Yoo

Article Information (continued)

Key words

JIEIEJournal of the Korean Institute of Illuminating
and Electrical Installation Engineers