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Journal of the Korean Institute of Illuminating and Electrical Installation Engineers

ISO Journal TitleJ Korean Inst. IIIum. Electr. Install. Eng.




Complex hologram, Incoherent holography, Modified conoscopic holography, Optical path length, Resolution

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, 고해상도를 구현할 수 있는 기술로 분류할 수 있다.

코노스코픽 홀로그래피는 단축결정(uniaxial crystal)과 두 개의 원형편광기(circular polarizer)로 구성된 시스템을 사용한다. Sirat은 프린지를 활용한 해상도 분석, 복굴절로 인해 생기는 위상차의 유도, 그리고 디지털홀로그램의 기록 및 복원에 관한 다수의 논문을 발표하였다.(8-10)

현재 이 기술은 물체의 홀로그램 생성 뿐만 비접촉진단을 비롯한 여러가지 응용 분야에서 활용되고 있다.(11-13)

이전 연구에서 원형편광기 대신에 선형편광기(linear polarizer)와 파장판(wave plate)만을 이용하여 코노스코픽 홀로그래피와 동일한 결과를 얻을 수 있는 변형 코노스코픽 홀로그래피를 제안하였다.(14) 그리고, 제안한 시스템에 대하여 선형편광기와 파장판의 방위각에 따른 위상오차를 이론적으로 규명한 연구결과도 발표하였다.(15)

또한, 제안한 시스템의 해상도에 대한 연구결과도 제시하였다. 이 연구에서는 계산의 단순화를 위하여 파동광학(wave optics) 관점에서 보통파동(ordinary wave)과 특수파동(extraordinary wave)의 진행경로가 동일하다고 가정하여 점광원의 해상도를 유도하고, 이를 분석한 결과를 제시하였다.(16)

본 논문에서는 기하광학(ray optics) 관점에서 보통광선(ordinary ray)과 특수광선(extraordinary ray)의 위상차를 고려한 시스템의 해상도를 구하였다.

이 때 두 광선은 특수한 경우를 제외하고 복굴절 효과로 인해 진행하는 경로가 일반적으로 다르다고 가정하였다. 두 광선간의 위상차를 구하기 위해서는 먼저 단축결정 내에서 두 광선의 광경로를 알아야 한다.

일반적으로 보통광선의 광경로는 스넬의 법칙을 이용하여 구할 수 있다. 그러나, 특수광선의 경우에는 스넬의 법칙이 성립하지 않기 때문에 광경로를 구하는 과정이 복잡한 편이다.

Simon 등은 특수광선의 광경로를 특수광선(또는 Poynting vector)방향의 기하학적 길이와 굴절률의 곱으로 계산했고, Prunet 등은 특수파동에 대한 특수광선의 기하학적 길이성분과 특수파동 방향의 굴절률의 곱을 특수광선의 광경로로 계산하였다.(17,18) 반면에, Lesso 등은 특수광선의 광경로를 특수광선의 기하학적 길이와 특수파동방향의 굴절률의 곱으로 계산하였다.(19)

본 논문에서는 보통광선의 경우에는 스넬의 법칙을 고려하여 보통광선의 기하학적인 길이에 굴절률을 곱하여 광경로를 구하였다.

특수광선의 경우에는 Prunet과 마찬가지로 특수파동 방향에 대한 특수광선의 기하학적 길이성분을 구하고 여기에 특수파동 방향의 굴절률을 곱하여 광경로를 구하였다. 특수광선의 광경로를 구하기 위해서 특수광선의 굴절각 및 특수광선과 특수파동간의 각을 이용하였다.

두 광선사이의 광경로를 이용하여 위상차를 구하고, 이를 이용하여 점광원 복소홀로그램을 최종적으로 유도하였다.

그리고, 프레넬회절이론을 적용하여 복소홀로그램의 반경, 입사각 및 단축결정의 크기, 그리고 파장에 따른 빛의 세기를 구하고, 이를 토대로 해상도를 분석하였다.

본 논문에서 사용하는 용어들 중에 혼동이 생길 수 있는 것들에 대해서 다음과 같이 정리하였다. 복굴절로 인해 발생하는 단축결정에서의 두 개의 굴절광을 기하광학 관점에서는 보통광선과 특수광선의 용어를, 파동광학 관점에서는 보통파동과 특수파동이라는 용어를 사용하였다. 그리고, 보통파동과 특수파동의 경우에는 파면에 대한 수직방향이 각 파동의 진행방향이 된다.

2. 본 론

2.1 변형 코노스코픽 홀로그래피

변형 코노스코픽 홀로그래피는 그림 1과 같이 단축결정과 수동소자인 $\lambda /4$ 파장판 및 선형편광기로 구성된다. 점광원 O에서 출발한 광파가 단축결정에 진입하면 복굴절효과로 보통광선과 특수광선으로 분리되어 진행하게 된다. 직교하는 편광을 가지는 두 광선은 진행속도가 다르며, 이로 인해 두 광선간에는 위상차가 발생한다.

코노스코픽 홀로그래피는 이 위상차를 이용하여 3차원 물체의 홀로그램을 생성 및 복원을 할 수 있는 기술이다. 이전 연구에서는 단축결정에서 보통광선과 특수광선이 동일한 기하학적 경로를 따라서 진행한다고 가정하였다. 이러한 가정하에 두 광선간의 광경로차 및 위상차를 구하여 변형 코노스코픽 홀로그래피의 해상도에 대하여 분석한 결과를 제시하였다.

본 연구에서는 광경로가 동일하다는 단순화한 가정을 배제하고 두 광선이 서로 다른 경로를 진행하는 일반적인 경우에 대하여 각 광선에 대한 광경로 및 위상차를 구하고 이를 토대로 시스템의 해상도를 분석하고자 한다.

Fig. 1. Set up of modified conoscopic holography
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig1.png

Fig. 2Fig. 1의 A지점에 입사하는 광파가 단축결정내에서 복굴절로 인해 보통광선과 특수광선으로 분리되는 것을 상세하게 나타낸 것이다.

보통광선과 보통파동은 광경로가 일치하며, 특수광선과 특수파동은 광경로가 일치하지 않는다. 광경로가 일치하는 보통광선과 보통파동은 이후에 보통광선이라는 용어로 통일하여 서술한다.

Fig. 2에서 $\theta_{i}$는 입사각, $\theta_{o}$는 보통광선의 굴절각, $\theta_{e}$는 특수파동의 굴절각을 나타낸다. $\alpha$는 분산각이다. 그리고, $\hat S$와 $\hat k$는 특수광선과 특수파동 방향의 단위벡터를 나타낸다.

Fig. 2. Ordinary ray, extraordinary wave, and extraordinary ray in uniaxial crystal
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig2.png

단축결정에 수직한 편광을 가진 광선은 보통광선이고, 평행한 편광을 가진 파동은 특수파동이다. 포인팅벡터로 표시된 방향으로 진행하는 빛은 특수광선이며, 스넬의 법칙이 성립하지 않는 각도로 굴절하는 빛이다. 실제 방해석(Calcite)을 통해 보는 복굴절 영상은 보통파동과 특수광선에 의해 만들어지는 것이다.

Fig. 2의 보통광선과 특수파동은 스넬의 법칙을 만족한다.(20)

(1)
$n_{i}\sin\theta_{i}=n_{o}\sin\theta_{o}$

(2)
$n_{i}\sin\theta_{i}=n_{e}(\theta_{e})\sin\theta_{e}$

여기에서, $n_{o}$와 $n_{e}(\theta)$는 단축결정에서의 보통광선과 특수파동에 대한 굴절률(refractive index)이다. 그리고 $n_{i}$는 공기의 굴절률을 나타낸다.

특수광선의 굴절각은 Reference(21)식(7)로부터 다음과 같이 표현할 수 있다.

(3)
\begin{align*} \tan(\theta_{e}+\alpha)=\dfrac{n_{i}n_{e}n_{o}\sin\theta_{i}}{n_{e}^{2}\sqrt{n_{e}^{2}-n_{i}^{2}\sin^{2}\theta_{i}}}\\ =\dfrac{n_{i}n_{o}\sin\theta_{i}}{n_{e}\sqrt{n_{e}^{2}-n_{i}^{2}\sin^{2}\theta_{i}}} \end{align*}

특수파동의 굴절각은 식(3)과 Reference(9)식(25)로부터 다음 식과 같이 표현할 수 있다.

(4)
\begin{align*} \theta_{e}=arctan\left(\dfrac{n_{e}^{2}}{n_{o}^{2}}\tan(\theta_{e}+\alpha)\right)\\ =arctan\left(\dfrac{n_{e}}{n_{o}}\dfrac{n_{i}\sin\theta_{i}}{\sqrt{n_{e}^{2}-n_{i}^{2}\sin^{2}\theta_{i}}}\right) \end{align*}

특수파동의 굴절각으로부터 특수파동이 진행하는 방향의 굴절률은 식(5)로부터 구할 수 있다.(22)

(5)
\begin{align*} \dfrac{1}{n_{e}^{2}(\theta_{e})}=\dfrac{\cos^{2}\theta_{e}}{n_{o}^{2}}+\dfrac{\sin^{2}\theta_{e}}{n_{e}^{2}}\\ n_{e}(\theta_{e})=\dfrac{n_{o}n_{e}}{\sqrt{n_{o}^{2}\sin^{2}\theta_{e}+n_{e}^{2}\cos^{2}\theta_{e}}} \end{align*}

특수파동과 특수광선사이의 분산각(dispersion angle) $\alpha$는 식(3)에서 구할 수 있으며, 다음과 같다.

(6)
$\alpha =arctan\left(\dfrac{n_{i}n_{o}\sin\theta_{i}}{n_{e}\sqrt{n_{e}^{2}-n_{i}^{2}\sin^{2}\theta_{i}}}\right)-\theta_{e}$

이제 보통광선과 특수광선간의 위상차를 구하기 위해서는 먼저 단축결정내에서 보통광선과 특수광선의 광경로를 알아야 한다. Fig. 2에서 단축결정에서 각 광선의 광경로는 식(4)-(6)을 고려하여 다음과 같이 표현할 수 있다.

(7)
\begin{align*} l_{o}=n_{0} \overline{A B}=\dfrac{n_{o}L}{\cos\theta_{o}}=\dfrac{n_{o}^{2}L}{\sqrt{n_{o}^{2}-n_{i}^{2}\sin^{2}\theta_{i}}}\\ \\ l_{e}=n_{e}(\theta_{e})\overline{AC}(\hat k\bullet\hat S)=\dfrac{n_{e}(\theta_{e})L}{\cos(\theta_{e}+\alpha)}\cos\alpha \end{align*}

여기에서, $l_{o}$와 $l_{e}$는 각각 보통광선과 특수광선의 단축결정내의 광경로이며, $L$은 단축결정의 길이이다. 특수광선의 경우 물리적 길이는 $\hat S$를 따르지만, 이에 대응하는 위상은 $\hat k$방향의 위상에 따라 증가한다. 따라서, 특수광선의 광경로에는 특수파동방향에 대한 특수광선의 길이 성분을 구하기 위한 $\cos\alpha$가 포함되었다.

식(7)을 포함하여 Fig. 1의 점 O에서부터 기록면까지의 광경로를 구하면 다음과 같이 표현할 수 있다.

(8)
\begin{align*} L_{o}=\dfrac{(z-z'-L)}{\cos\theta_{i}}+\dfrac{n_{o}L}{\cos\theta_{o}}\\ \\ L_{e}=\dfrac{(z-z'-L)}{\cos\theta_{i}}+\dfrac{n_{e}(\theta_{e})L}{\cos(\theta_{e}+\alpha)}\cos\alpha \end{align*}

식(8)로부터 보통광선과 특수광선의 광경로차는 다음과 같다. 근축 근사(paraxial approximation)의 경우에는 $\theta_{e}$와 $\theta_{o}$는 작은 값을 갖기 때문에, 식(9)의 유도과정에서 3차 이상의 $\theta_{e}$와 $\theta_{o}$는 무시하였다.

(9)
$\triangle L=L_{e}-L_{o}\approx\dfrac{1}{2}\theta_{e}^{2}n_{o}(1-\dfrac{n_{o}^{2}}{n_{e}^{2}})L+\alpha n_{o}\theta_{e}L$

식(4)와 (9)를 이용하여 $n_{o}=1.658$, $n_{e}=1.486$, $L=1$cm일 때, 입사각에 따른 보통광선과 특수광선의 광경로차는 Fig. 3과 같다. 이 때, 입사각이 커질수록 광경로차가 커지다가 90도일 때 최대 광경로차가 발생한다. 이 때, 최대 광경로차는 약 0.95mm로 계산되었다.

근축근사의 경우에 $\theta_{e}$는 다음과 같이 표현할 수 있다.

(10)
$\theta_{e}\approx\dfrac{r}{z}$

Fig. 3. Optical path difference with incidence angle
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig3.png

식(10)식(9)에 대입하여 정리하면, 두 광선의 광경로차는 다음과 같이 표현된다.

(11)
$\triangle L=\dfrac{p}{2z^{2}}r^{2}+\dfrac{q}{z}r$

여기서, $p=n_{o}(1-\dfrac{n_{o}^{2}}{n_{e}^{2}})L$이고, $q=\alpha n_{o}L$이다. 그리고, $r=\sqrt{x^{2}+y^{2}}$이다.

그러면 두 광선간의 위상차는 식(11)을 이용하여 다음 식과 같이 표현할 수 있다.

(12)
$\triangle\phi =k\triangle L=k\left(\dfrac{p}{2z^{2}}r^{2}+\dfrac{q}{z}r\right)$

따라서, 식(12)의 위상차를 고려한 점광원에 대한 복소홀로그램은 다음과 같이 표현된다.(14)

(13)
$H(x,\:y)=\exp(-i\triangle\phi)$

식(12)식(13)에 대입하여 정리하면 복소홀로그램은 다음과 같이 나타낼 수 있다.

(14)
$H(x,\:y)=\exp\left\{-i\left[\dfrac{kp}{2z^{2}}\left(x^{2}+y^{2}\right)+\dfrac{kq}{z}\sqrt{x^{2}+y^{2}}\right]\right\}$

2.2 해상도

평면파를 식(14)의 복소홀로그램에 비추어 주면 Fresnel 회절이론에 의해 복소진폭은 다음과 같이 표현된다.

(15)
\begin{align*} U(x,\:y,\:z)=-\dfrac{i}{\lambda z}\exp(ikz)\iint_{-\infty}^{\infty}H(\xi ,\:\eta)\\ \times\exp\left[i\dfrac{k}{2z}\left\{(x-\xi)^{2}+(y-\eta)^{2}\right\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

식(15)식(14)를 대입하여 정리하면 복소진폭은 다음과 같이 표현할 수 있다.

(16)
\begin{align*} U(x,\:y,\:z_{1})=-\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})+\dfrac{kq}{z_{1}}\sqrt{\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*}

여기서, $z_{1}$은 Fig. 1의 O에서 R까지의 거리이며, 홀로그램을 생성할 때 점광원에서 기록면까지의 거리를 나타낸다.

계산의 편의를 위해서 복원영상의 위치를 $z=z_{1}^{2}/p$로 설정하면 복소진폭은 식(17)과 같이 표현할 수 있다.

(17)
\begin{align*} U(x,\:y,\:z_{1})=-\dfrac{ip}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(i\dfrac{kz_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\left\{x^{2}+y^{2}\right\}\right]\\ \times\iint_{-\infty}^{\infty}\exp\left\{-i\dfrac{kq}{z_{1}}\sqrt{\xi^{2}+\eta^{2}}\right\}\exp\left[-i\dfrac{kp}{z_{1}^{2}}\{x\xi +y\eta\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

식(17)의 적분인자는 대칭함수이므로 근사화하여 다음과 같이 다시 쓸 수 있다.

(18)
\begin{align*} U(x,\:y,\:z_{1})=-\dfrac{ip}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(i\dfrac{kz_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\left\{x^{2}+y^{2}\right\}\right]\\ \times\iint_{-\infty}^{\infty}\left\{1-\dfrac{k^{2}q^{2}}{2z_{1}^{2}}(\xi^{2}+\eta^{2})\right\}\exp\left[-i\dfrac{kp}{z_{1}^{2}}\{x\xi +y\eta\}\right]d\xi d\eta \end{align*}

복소홀로그램의 반경이 $R$이라고 가정하여 식(18)을 극좌표형식으로 변환하면 다음과 같다.

(19)
\begin{align*} U(\rho ,\:z_{1})=-\dfrac{i2\pi p}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(i\dfrac{kz_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\rho^{2}\right]\\ \times\left\{\int_{0}^{R}r J_{0}(Ar)dr -\dfrac{k^{2}q^{2}}{2z_{1}^{2}}\int_{0}^{R}r^{3}J_{0}(Ar)dr\right\} \end{align*}

여기서, $J_{0}(\bullet)$은 0차 1종 베셀함수이고, $r=\sqrt{\xi^{2}+\eta^{2}}$이다. $\rho =\sqrt{x^{2}+y^{2}}$이고, $A=\dfrac{kp\rho}{z_{1}^{2}}$이다. 그러면 식(19)는 퓨리에 베셀 변환(Fourier-Bessel Transform) 또는 헹켈 변환(Hankel Transform)이라고 불리는 형태가 된다.

식(19)를 적분하면 다음과 같은 결과가 나온다.

(20)
\begin{align*} U(\rho ,\:z_{1})=-\dfrac{i2\pi p}{\lambda z_{1}^{2}}\exp(ik\dfrac{z_{1}^{2}}{p})\exp\left[i\dfrac{kp}{2z_{1}^{2}}\rho\right]\\ \times\left\{\dfrac{RJ_{1}(AR)}{A}-\dfrac{k^{2}q^{2}}{2z_{1}^{2}}\left(\dfrac{R^{3}J_{1}(AR)}{A}-\dfrac{2R^{2}J_{2}(AR)}{A^{2}}\right)\right\} \end{align*}

여기서, $J_{1}(\bullet)$과 $J_{2}(\bullet)$는 1차 및 2차 1종 베셀함수를 나타낸다. 그러면, 복굴절을 고려한 점광원 빛의 세기는 다음과 같이 구할 수 있다.

(21)
$I(\rho ,\:z_{1})=\left(\dfrac{kp}{z_{1}^{2}}\right)^{2}\left\{\dfrac{RJ_{1}(AR)}{A}-\dfrac{k^{2}q^{2}}{2z_{1}^{2}}\left(\dfrac{R^{3}J_{1}(AR)}{A}-\dfrac{2R^{2}J_{2}(AR)}{A^{2}}\right)\right\}^{2}$

위 식을 이용하여 $y=0$일 때, $z_{1}=0.3$m, $\lambda =632.8$nm, $L=1$cm, $n_{i}=1$, $\theta_{i}=1.8^{\circ}$인 경우에 홀로그램의 반경크기에 따른 횡축방향 빛의 세기는 Fig. 4와 같다. 그림으로부터 홀로그램의 크기가 커질수록 해상도가 좋아지는 것을 알 수 있다.

Fig. 4. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with hologram size
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig4.png

단축결정에서 빛의 입사각에 따른 영향을 살펴보기 위해서 $z_{1}=0.3$m, $R=5$cm, $\lambda =632.8$nm, $L=1$cm, $n_{i}=1$으로 고정하고 입사각을 $\theta_{i}=0.1\pi ,\: 0.2\pi ,\: 0.3\pi ,\: 0.4\pi$로 변화시키면서 횡축방향의 빛의 세기를 구한 결과는 Fig. 5와 같다.

Fig. 5. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with incidence angle
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig5.png

Fig. 5의 정규화시킨 그래프에서는 입사각에 따른 횡축방향 해상도의 변화는 보이지 않는다. 그러나, 빛의 세기를 절대값으로 표현한 Fig. 6의 그래프에서는 입사각에 따른 해상도의 변화를 볼 수 있다.

그러나, 이 경우에도 Rayleigh 기준(Rayleigh criterion)에 따르면 모든 입사각에 따른 해상도의 변화는 없지만 반치전폭(FWHM) 관점에서는 입사각이 커질수록 반치전폭이 작아지므로 해상도가 좋아지는 것으로 볼 수 있다. 그러나, 다른 변수들과 비교하면 해상도에 미치는 영향이 그리 크지 않은 것으로 보인다.

Fig. 6. Absolute value intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with incidence angle
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig6.png

Fig. 7. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with wavelength
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig7.png

$z_{1}=0.3$m, $R=5$cm, $L=1$cm, $n_{i}=1$, $\theta_{i}=1.8^{\circ}$인 경우에 파장의 변화에 따른 횡축방향 빛의 세기는 Fig. 7과 같다. 여파장이 길어질수록 복원영상의 해상도가 나빠진다. 따라서, 동일조건에서 해상도를 좋게 하려면 짧은 파장의 광원을 활용하면 된다. Fig. 7의 경우에 빛의 파장에 따른 굴절률의 분산은 고려가 되지 않은 결과이다.

$z_{1}=0.3$m, $R=5$cm, $\lambda =632.8$nm, $n_{i}=1$, $\theta_{i}=1.8^{\circ}$인 경우에 단축결정의 크기를 변화시켜가면서 구한 횡축방향 빛의 세기는 Fig. 8과 같다. 단축결정의 길이가 커질수록 해상도가 좋아진다는 것을 알 수 있다.

Fig. 8. Nomalized intensity of reconstructed image of a point-source hologram in the lateral direction with crystal length
../../Resources/kiiee/JIEIE.2021.35.7.006/fig8.png

Rayleigh 기준에 의하면, Fig. 4, 7, 8에서 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.

그리고, 입사각에 따른 보통광선과 특수광선의 광경로차는 미미하기 때문에 해상도에 거의 영향을 주지 않는 것을 알 수 있다.

3. 결 론

본 논문에서는 변형 코노스코픽 홀로그래피의 단축결정에서 복굴절효과를 고려한 보통광선과 특수광선의 광경로를 이론적으로 유도하였다.

유도한 광경로를 이용하여 두 광선간의 위상차를 구하였으며, 위상차를 고려한 복소홀로그램을 이용하여 복원영상의 횡축방향 빛의 세기를 구하였다.

빛의 세기는 복소홀로그램의 반경, 입사각 및 단축결정의 크기, 그리고 파장을 변화시켜가면서 구하였으며, 이 결과를 토대로 시스템의 해상도를 분석하였다.

Rayleigh 기준에 따르면, 복원영상의 횡축방향 해상도는 홀로그램과 단축결정의 크기에 비례하고, 파장의 길이에는 반비례하는 것으로 나타났다. 그리고 입사각에 따른 해상도의 변화는 거의 없는 것으로 분석되었다.

따라서, 변형 코노스코픽 홀로그래피에서 해상도에 영향을 미치는 주된 요소는 홀로그램의 반경크기, 파장, 그리고 단축결정의 크기라고 볼 수 있다.

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Biography

Soo-Gil Kim
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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.